項正 談家強 倪彬彬顧旭東 曹興 鄒正洋 周晨 付松 石潤趙正予 賀豐明 鄭程耀 殷倩 王豪

(武漢大學(xué)電子信息學(xué)院空間物理系,武漢 430072)(2016年6月16日收到;2016年9月20日收到修改稿)

基于范阿倫衛(wèi)星觀測數(shù)據(jù)的等離子體層嘶聲全球分布的統(tǒng)計分析?

項正 談家強 倪彬彬?顧旭東 曹興 鄒正洋 周晨 付松 石潤趙正予 賀豐明 鄭程耀 殷倩 王豪

(武漢大學(xué)電子信息學(xué)院空間物理系,武漢 430072)(2016年6月16日收到;2016年9月20日收到修改稿)

等離子體層嘶聲是引起輻射帶電子投擲角散射進而沉降到地球大氣層的重要物理機理,也被認為是導(dǎo)致地球內(nèi)、外輻射帶之間槽區(qū)形成的主因,因此研究空間等離子體層嘶聲的全球分布特性具有重要科學(xué)意義.本文利用范阿倫探測雙星中的A星從2012年9月到2015年5月長達33個月的高質(zhì)量波動觀測數(shù)據(jù),詳細計算了等離子體層嘶聲的平均波幅和發(fā)生率,建立了等離子體層嘶聲的全球分布數(shù)據(jù)庫,并細致分析了其場強幅度隨地磁活動水平、磁殼值L、地磁緯度、磁地方時的統(tǒng)計變化規(guī)律.結(jié)果表明,等離子體層嘶聲的平均波幅與地磁活動劇烈程度具有很強的相關(guān)性,并表現(xiàn)出明顯的晝夜不對稱性.隨著地磁活動的增強,日側(cè)等離子體層嘶聲的平均波幅相應(yīng)增大,增強的區(qū)域集中在2.5＜L＜4,但是夜側(cè)等離子體層嘶聲的平均波幅反而下降.另外,不同幅度的等離子體層嘶聲隨地磁活動的變化表現(xiàn)出不同的響應(yīng)特性.隨著地磁活動水平的增強,較小幅度(5—30 pT)的等離子體層嘶聲的日側(cè)發(fā)生率減小,夜側(cè)發(fā)生率增大;更強幅度(＞30 pT)的等離子體層嘶聲的變化特性正好相反,日側(cè)發(fā)生率增大,夜側(cè)發(fā)生率減小.在各種地磁活動條件下,磁赤道面附近及中緯地區(qū)等離子體層嘶聲都廣泛存在,波動幅度位于5—30 pT范圍的嘶聲發(fā)生概率最大.以上統(tǒng)計觀測結(jié)果為現(xiàn)有的等離子體層嘶聲全球分布模型提供了合理、可靠的補充,充分說明不同場強幅度的等離子體層嘶聲在2＜L＜6的內(nèi)磁層空間經(jīng)常性地存在,為定量分析、模擬不同能量、不同投擲角的地球輻射帶電子在不同太陽風(fēng)與磁層背景條件下的動態(tài)時空變化過程提供了重要參數(shù)支持.

范阿倫衛(wèi)星,等離子體層嘶聲,波動全球分布,平均幅值

1 引 言

等離子體層嘶聲是一種無結(jié)構(gòu)寬頻的哨聲波,通常在等離子層內(nèi)和等離子體層羽跡中被觀測到[1?3].在地磁平靜時期等離子體層嘶聲能長期存在,幅值在10 pT左右;在磁暴和亞暴期間,等離子體層嘶聲能顯著增強,幅值最高可達到100 pT以上,這種增強被認為與亞暴期間等離子體片中的粒子注入引起的波動不穩(wěn)定性增強有關(guān).等離子體層嘶聲通過回旋共振引起的投擲角擴散能在幾天到幾個星期的時間內(nèi)將幾十千電子伏特至幾兆電子伏特的輻射帶電子沉降到地球大氣層[4?7],因此它在輻射帶電子動態(tài)演化過程中起到重要作用.具體而言,對于幾十到幾百千電子伏特的電子,等離子層嘶聲被認為是導(dǎo)致輻射帶電子槽區(qū)位置的能量依賴性的主因[6,7];而對于能量高于1 MeV的相對論電子,等離子體層嘶聲是引起相對論電子通量逐漸衰減的重要機理[8,9].

等離子體層嘶聲的激發(fā)機理尚未徹底研究清楚,早年的研究認為磁赤道面附近發(fā)生的電子回旋共振不穩(wěn)定性對于激發(fā)等離子體層嘶聲具有重要作用.等離子體層嘶聲在磁赤道面被激發(fā)然后傳播到高緯地區(qū),隨著緯度的增加,等離子體層嘶聲的傳播角逐漸變大[1,10].近年的射線追蹤模擬和觀測結(jié)果表明,等離子體層嘶聲還可以由等離子體層外的哨聲合聲波傳播進入等離子體層而形成[11,12].這一過程受到哨聲合聲波自身的特性和空間等離子體密度分布的影響[13,14].

已有研究分別利用早期的CRRES衛(wèi)星和POLAR衛(wèi)星的波動觀測數(shù)據(jù)分析了等離子體層嘶聲的全球分布[2,15].基于CRRES衛(wèi)星數(shù)據(jù)建立的嘶聲模型經(jīng)常被用來開展輻射帶電子動力學(xué)過程建模,但是CRRES衛(wèi)星的波動磁場功率譜密度是在假設(shè)等離子體層嘶聲波平行傳播的條件下從電場功率譜密度的觀測數(shù)據(jù)換算得到的,具有一定的誤差,尤其是在離開磁赤道附近的空間區(qū)域.同時由于缺乏各種波模的傳播角和橢圓極化率信息,也存在難以將等離子體層嘶聲與磁聲波及背景噪聲區(qū)分開來的困難.CRRES衛(wèi)星的運行周期較短,只有15個月,在日側(cè)有明顯的數(shù)據(jù)缺失,而向日面一般認為是等離子體層嘶聲波幅最強的區(qū)域.等離子體層嘶聲的頻率范圍一般選取為100—2000 Hz,但是最近范阿倫衛(wèi)星的波動觀測發(fā)現(xiàn)存在20 Hz左右的超低頻等離子體層嘶聲[15,16],并且這種超低頻率的等離子體層嘶聲對輻射帶電子的作用效果與通常的等離子體層嘶聲具有較大差異[17].值得說明的是,CRRES衛(wèi)星觀測等離子體波的頻率下限是100 Hz,因此它不能觀測低頻率的等離子體層嘶聲.POLAR衛(wèi)星是一顆極軌衛(wèi)星,在磁赤道面附近的停留時間較短,而等離子體層嘶聲主要在赤道面附近發(fā)生并向更高緯度傳播,因此POLAR衛(wèi)星并不能很好地觀測磁赤道面附近的等離子體層嘶聲現(xiàn)象.

隨著2012年范阿倫衛(wèi)星的發(fā)射,它處于內(nèi)磁層的理想運行軌道和發(fā)布高質(zhì)量、長時間波動數(shù)據(jù),為開展內(nèi)磁層等離子體層嘶聲全球分布特性的細致研究提供了一個絕佳機會,是對現(xiàn)有的等離子體層嘶聲全球分布模型的有效補充.文獻[18,19]已經(jīng)用范阿倫衛(wèi)星的數(shù)據(jù)統(tǒng)計了等離子體層嘶聲波幅的全球分布,但缺乏等離子體層嘶聲的緯度分布和發(fā)生率等重要信息.本文利用范阿倫衛(wèi)星2012年9月到2015年5月長達33個月的波動觀測數(shù)據(jù),對等離子體層嘶聲的全球分布進行統(tǒng)計分析.第二部分介紹范阿倫衛(wèi)星的數(shù)據(jù)及處理方法,第三部分介紹統(tǒng)計分析結(jié)果,第四部分是對研究結(jié)果的總結(jié).

2 數(shù)據(jù)來源與分析方法

范阿倫衛(wèi)星是美國航空航天局于2012年8月30日在卡拉維爾角空軍基地發(fā)射的專門針對輻射帶探測的衛(wèi)星[20],包括A,B兩顆軌道和攜帶儀器完全相同的衛(wèi)星.兩顆衛(wèi)星經(jīng)過同一位置的時間相隔幾小時不等,通過兩顆衛(wèi)星的觀測可以更好地研究輻射帶的時空變化.范阿倫衛(wèi)星的近地點高度在500—675 km之間,遠地點高度在30050—31250 km之間,軌道傾角10?,軌道周期9 h.每顆范阿倫衛(wèi)星上都攜帶有完全相同的5組儀器裝置.本文的工作主要使用EMFISIS(electric and magnetic field instrument suite and integrated science)儀器測量的空間波動磁場數(shù)據(jù)[21,22].EMFISIS儀器的寬帶接收機(WFR)能提供10 Hz—12 kHz的波動功率譜密度信息,利用奇異值分解的方法,可以計算空間等離子體波的傳播角和橢圓極化率[23];高頻接收機(HFR)能提供10—400 kHz的波動電場數(shù)據(jù),可以分析辨別上混雜波頻率的大小,進而計算衛(wèi)星所在位置的電子密度[24].文中的地磁指數(shù)信息來源于美國國家航天局的OMNIWEB數(shù)據(jù)中心[25].

圖1給出了范阿倫A衛(wèi)星觀測到的2013年3月3日至3月4日等離子體層嘶聲的示例圖.圖中從上到下依次為:AE指數(shù),HFR測量的高頻電場功率譜密度,WFR測量的電場功率譜密度,WFR測量的磁場功率譜密度,通過奇異值分解方法計算的傳播角、橢圓極化率、等離子體層嘶聲的磁場功率譜密度、等離子體層嘶聲的幅值.世界時以及磁鞘值L-shell(磁力線在磁赤道時距地心的距離)、磁地方時(MLT)、磁緯度(MLAT)等信息也被標(biāo)注在圖的下方.從圖1(a)中可以看到:第一段等離子體層嘶聲出現(xiàn)時地磁活動為中等活躍程度,AE指數(shù)從200下降到100以下;第二段等離子體層嘶聲出現(xiàn)時地磁活動十分平靜,AE指數(shù)一直低于100.從圖1(b)能看到明顯的靜電回旋波(ECHwave)和上混雜波頻率.本文中通過判斷ECH波是否明顯來確定衛(wèi)星位置是處于等離子體層以外還是以內(nèi),以此區(qū)分等離子體層嘶聲和哨聲合聲波.圖1(d)中標(biāo)注出了等離子體層嘶聲、哨聲合聲波、磁聲波的位置,圖中各曲線分別代表電子回旋頻率、0.5倍電子回旋頻率、0.1倍電子回旋頻率、下混雜波頻率、0.5倍下混雜波頻率、質(zhì)子回旋頻率.圖1(g)是根據(jù)圖1(e)和圖1(f)中的傳播角和橢圓極化率等判定出的等離子體層嘶聲.判斷標(biāo)準(zhǔn)為波模在等離子體層以內(nèi),頻率在20 Hz—2 kHz之間,傳播角小于30?,橢圓極化率大于0.7.通過與圖1(d)對比可以看出該標(biāo)準(zhǔn)能很好地將等離子體層嘶聲與哨聲合聲波和磁聲波區(qū)分開來.圖1(h)是將圖1(g)中的磁場功率譜密度梯形積分得到的等離子體層嘶聲的波幅,兩段等離子體層嘶聲的波幅大部分時間都在10 nT之上,第二段等離子體層嘶聲的最高幅值能達到100 nT,說明在地磁平靜時間段,仍存在很強的等離子體層嘶聲.本文利用上述判斷方法統(tǒng)計了從2012年9月至2015年5月范阿倫A衛(wèi)星觀測到的所有等離子體層嘶聲,建立了等離子體層嘶聲的時間數(shù)據(jù)庫,繼而開展了后續(xù)研究.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)2013.3.3—2013.3.4期間范阿倫A衛(wèi)星觀測到的等離子體層嘶聲事件示例Fig.1.(color on line)The example of hisswave eventmeasu red by Van Allen Probe Adu ring March 3–4,2013.The panels fromtoptobottomare AE index,electric field power spectral densities at the frequency spans of EMFISIS HFR and W FR,magnetic field power spectral densities observed by W FR,wave normal angle,ellipticity,magnetic field power spectral densities for identified hiss waves,and corresponding hiss wave amplitudes.

3 統(tǒng)計分析結(jié)果

使用第二部分得到的等離子層嘶聲幅值的范阿倫A衛(wèi)星數(shù)據(jù)庫,本文將分地磁活動劇烈程度、MLAT、MLT對等離子體層嘶聲平均波幅和發(fā)生率的全球分布特性進行了統(tǒng)計分析.

3.1 等離子體層嘶聲幅值的全球分布

圖2是范阿倫A衛(wèi)星觀測的等離子體層嘶聲幅值隨地磁活動劇烈程度的L-shell和 MLT分布圖.圖中按AE?值的不同將地磁活動劇烈程度分成平靜(AE?＜ 100 nT)、中等(100 nT≤ AE?≤300 nT)、劇烈(AE?＞ 300 nT)三種情況,AE?值指的是等離子體層嘶聲發(fā)生時之前3 h AE指數(shù)的最大值.2004年,Meredith等[2]曾指出注入的電子從夜側(cè)漂移到日側(cè)為等離子體層嘶聲的激發(fā)提供能量需要經(jīng)過一段時間,因此亞暴的發(fā)生與等離子體層嘶聲波幅的增長存在延遲效應(yīng).使用AE?指數(shù)比AE指數(shù)能更好地反映等離子體層嘶聲與地磁活動程度的相關(guān)性.Li等[18]選擇AL?來表征地磁活動劇烈程度,因為他們認為AL指數(shù)與亞暴活動的聯(lián)系更直接,AL?是等離子體層嘶聲發(fā)生之前3 h AL指數(shù)的最小值.AU和AL指數(shù)分別是極光帶的全部地磁臺站的磁場的水平分量H與寧靜平均水平分量的最大正偏差和最大負偏差,每分鐘計算一次.AE指數(shù)是AU與AL之差,即每分鐘最大正變化與最大負變化絕對值之和.不論出現(xiàn)擾動的地點如何不同,AE指數(shù)整體上代表極光帶的磁擾程度,即極區(qū)磁亞暴強度的量度.所以本文選擇AE?作為表征地磁活動劇烈程度的參數(shù).大圓代表等離子體層嘶聲波幅隨L-shell和MLT的全球分布,L-shell的范圍為2＜L＜6,分辨率為0.5個L-shell,MLT的范圍為00:00—24:00,分辨率是1 h,12:00代表日側(cè),00:00代表夜側(cè).大圓右下角的小圓代表大圓中相應(yīng)位置的采樣點數(shù),為使結(jié)果具有代表性,避免個別點的值影響過大,我們剔除了采樣點小于100的結(jié)果.大圓中的顏色代表等離子體層嘶聲幅值的大小,對應(yīng)于長的顏色條,單位為pT.小圓中的顏色代表取樣點個數(shù)的多少,對應(yīng)于短的顏色條,能看到兩年半的范阿倫A衛(wèi)星數(shù)據(jù)對整個輻射帶各個MLT提供了很好的覆蓋程度,十分適合用于全球分布的統(tǒng)計分析.從圖2(a)—(c)可以看出,隨著地磁活動劇烈程度的增加,日側(cè)(06:00—15:00MLT)的等離子體層嘶聲波幅隨之增加,而夜側(cè)(19:00—04:00MLT)的等離子體層嘶聲卻隨之下降.這種現(xiàn)象的原因可能是地磁活動劇烈時期,夜側(cè)的熱電子通量較高,對哨聲波有很強的朗道衰減作用,從而限制了哨聲合聲波傳播進入等離子體層進而演化成等離子體層嘶聲,導(dǎo)致地磁活動劇烈時期夜側(cè)的等離子體層嘶聲波幅反而下降.日側(cè)等離子體層嘶聲波幅從平靜時期的20 pT增長到中等地磁活動劇烈程度時的40—50 pT,在地磁活動劇烈期間增長到最高值幾百pT.這些現(xiàn)象充分說明了等離子體層嘶聲的波幅與地磁活動劇烈程度有很強的相關(guān)性,并表現(xiàn)出明顯的晝夜不對稱性.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)不同地磁活動條件下等離子體層嘶聲的平均場強幅度和樣本數(shù)隨L-shell和MLT的全球分布Fig.2.(color online)G lobal distribution of averaged wave amplitude(larger panels)and sample number(smaller panels)of hisswaves as functions of L-shell and magnetic local time(MLT)correspond ing toth ree levels of geomagnetic activity(fromleft toright:weak,AE?＜100 nT;moderate,100 nT≤AE?≤300 nT;active,AE?＞300 nT).

圖3給出的是等離子體層嘶聲隨MLT、MLAT和地磁活動劇烈程度的統(tǒng)計分析結(jié)果.每一幅圖中包含兩幅扇形圖形,其中大的扇形是將衛(wèi)星位置投影到一個子午面上得到,圖中曲線代表L-shell相同的磁力線,圖中從L=2開始每隔一個L-shell畫一根磁力線,直線代表MLAT相同的點,每隔5?畫一條,MLAT最高的一根直線為20?,圖中顏色代表等離子體層嘶聲的平均幅值.小扇形是采樣點數(shù)的統(tǒng)計結(jié)果,同樣投影到同一個子午面上得到.大小扇形中顏色的含義由圖右邊的兩根顏色條表示.地磁活動劇烈程度的分類和之前一樣,分成平靜(AE?＜ 100 nT)、中等(100 nT ≤ AE?≤ 300 nT)、劇烈(AE?＞300 nT)三種情況.MLT分成四段,即03:00—09:00,09:00—15:00,15:00— 21:00和21:00—03:00.從圖3中可見等離子體層嘶聲在各個MLAT的波幅差異不大.對于03:00—09:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲,隨著地磁活動劇烈程度的增加,等離子體層嘶聲波幅隨之增加,尤

其是在5＜ L＜ 6,5?＜ MLAT＜ 20?的位置.AE?＞300 nT情況下的03:00—09:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲在L＞4之后數(shù)據(jù)較少,通過查看采樣點的圖可以發(fā)現(xiàn)是因為衛(wèi)星本身經(jīng)過這一區(qū)域較少導(dǎo)致.對于09:00—15:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲,波幅平均值同樣與地磁活動劇烈程度正相關(guān),AE?＞300 nT情況下的09:00—15:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲平均幅值是所有情況下平均幅值最高的,說明強地磁活動情況下日側(cè)等離子體層嘶聲幅值增長最明顯.15:00—21:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲平均幅值的變化規(guī)律與前兩個MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲平均幅值變化規(guī)律相反,隨著AE?的增長,等離子體層嘶聲平均幅值反而下降,表現(xiàn)出地磁活動劇烈程度的負相關(guān)性.對于21:00—03:00 MLT范圍內(nèi)的等離子體層嘶聲的波幅平均值與15:00—21:00 MLT的情況類似,隨著地磁活動劇烈程度的增加,等離子體嘶聲的幅值并沒有增加,反而出現(xiàn)了下降,且下降程度更加明顯.這與圖2中夜側(cè)的觀測結(jié)果相符,說明夜側(cè)等離子體層嘶聲在地磁活動劇烈時期受到抑制.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)不同地磁活動條件下等離子體層嘶聲在不同MLT區(qū)間的平均場強幅度隨磁殼值L和MLAT的二維統(tǒng)計分布Fig.3.(color on line)Two-d imensional statistical d istribution of average hiss wave amplitude as functions of L-shell and geomagnetic latitude,corresponding tovarious geomagnetic activity levels(fromleft toright)and various MLTintervals(fromtoptobottom).

圖4 (網(wǎng)刊彩色)不同地磁活動條件下不同強度水平的等離子體層嘶聲發(fā)生率的二維統(tǒng)計分布Fig.4.(color on line)Two-d imensional statistical distribution of the occu rrence rate of plasmaspheric hiss as a function of L-shell and MLT,correspond ing tovarious geomagnetic activity levels(fromleft toright)and various levels of average hiss wave amplitude(fromtoptobottom).

3.2 等離子體層嘶聲發(fā)生率的全球分布

本文將等離子體層嘶聲發(fā)生率定義為給定條件內(nèi)的數(shù)據(jù)點數(shù)與總的數(shù)據(jù)點之比,采用百分比的形式給出,該參量能正確反映出對應(yīng)條件下等離子體層嘶聲在空間各位置的發(fā)生概率.

圖4是不同強度的等離子體層嘶聲的發(fā)生率隨地磁活動變化的L-shell和 MLT分布圖.與圖2類似按AE?值的不同將地磁活動劇烈程度分成平靜(AE?＜ 100 nT)、中等(100 nT≤ AE?≤300 nT)、劇烈(AE?＞ 300 nT)三種情況.本文只對強度Bw＞5 pT的等離子體層嘶聲的發(fā)生率進行統(tǒng)計.將等離子體層嘶聲波幅強度分為三類:中等波幅(5 pT＜Bw＜30 pT)、強波幅(30 pT≤Bw≤100 pT)、極強波幅(Bw＞100 pT)三種情況.圖中三行對應(yīng)三類波幅強度,大圓是發(fā)生率隨L-shell和MLT的分布圖,每個大圓右下角對應(yīng)小圓為采樣點個數(shù).兩者分別對應(yīng)于圖右側(cè)的長短顏色條.從圖4可以看出,對于中等波幅的等離子體層嘶聲,在亞暴活動平靜時期各MLT都有分布,向日側(cè)發(fā)生率略高于背日側(cè);隨著亞暴活動的增強,日側(cè)中等波幅等離子體層嘶聲發(fā)生率明顯下降,從平靜時期的70%下降到只有20%,但是夜側(cè)中等波幅等離子體層嘶聲發(fā)生率卻從平靜時期的60%上升到了80%.對于強波幅強度的等離子體層嘶聲,同樣日側(cè)的發(fā)生率要高于夜側(cè)的發(fā)生率,隨著亞暴活動增強,日側(cè)強波幅強度的等離子體層嘶聲的發(fā)生概率上升明顯,從平靜時的20%上升到了60%.對于極強波幅的等離子體層嘶聲,可以從采樣圖中看到主要集中在日側(cè),夜側(cè)很少觀測到這種極強波幅的等離子體層嘶聲,且主要發(fā)生在L＞4的區(qū)域.與強波幅的等離子體層嘶聲相似,極強波幅的等離子體層嘶聲的發(fā)生率也隨著地磁活動劇烈程度的增加而增加,并且在地磁活動平靜時期仍然能觀測到等離子體層嘶聲波幅高于100 pT的情況,與我們在圖1中的觀測相符.圖4所示的這些現(xiàn)象十分清晰地證明了我們在圖2中得到的結(jié)論,即等離子體層嘶聲的發(fā)生率與地磁活動劇烈程度有明顯的相關(guān)性,并且呈現(xiàn)明顯的晝夜不對稱性,日側(cè)等離子體層嘶聲比夜側(cè)等離子體層嘶聲的波幅更強,發(fā)生率更高.

圖5 (網(wǎng)刊彩色)不同強度水平的等離子體層嘶聲發(fā)生率在不同磁緯區(qū)間的二維統(tǒng)計分布Fig.5.(color on line)Two-d imensional statistical distribution of the occurrence rate of plasmaspheric hiss as a function of L-shell and MLT,corresponding tovarious levels of average hisswave amplitude(fromleft toright)and geomagnetic latitude intervals(fromtoptobottom).

圖5給出的是不同MLAT上等離子體層嘶聲的全球分布統(tǒng)計分析結(jié)果.圖5(a)—(c)分別是三種不同波幅強度的等離子體層嘶聲,大圓代表發(fā)生率,小圓代表采樣點數(shù),兩者分別對應(yīng)于圖右側(cè)的長短顏色條.以MLAT等于10?為界限將范阿倫A衛(wèi)星觀測的等離子體層嘶聲數(shù)據(jù)庫分為靠近赤道和中緯度區(qū)域.從圖5中可知圖2、圖3中的日側(cè)夜側(cè)不對稱性在圖5中依然有所體現(xiàn).當(dāng)?shù)入x子體層嘶聲波幅中等時(5 pT＜Bw＜30 pT),日側(cè)(11＜MLT＜13,5＜L＜6)遠離赤道區(qū)域的等離子體層嘶聲發(fā)生率(≈80%)明顯高于靠近赤道區(qū)域的等離子體層嘶聲發(fā)生率(≈60%),其他位置則較為接近.隨著等離子體層嘶聲波幅的增加,兩種MLAT情況的等離子體層嘶聲發(fā)生率都下降,強波幅時(30 pT≤Bw≤100 pT)各位置的統(tǒng)計結(jié)果較接近,極強波幅時(Bw＞100 pT)在2.5＞L＜3,11＜MLT＜16區(qū)域近赤道處的等離子體層嘶聲發(fā)生率略高于遠離赤道的位置.靠近赤道區(qū)域的等離子體層嘶聲并沒有比遠離赤道區(qū)域的等離子體層嘶聲表現(xiàn)出更高的幅度和發(fā)生率,不像磁聲波大部分只出現(xiàn)在MLAT低于5?的赤道面附近區(qū)域.

4 結(jié) 論

2012年8月發(fā)射的范阿倫探測雙星具有數(shù)據(jù)種類齊全、精度高、質(zhì)量好、軌道參數(shù)理想、數(shù)據(jù)公開等優(yōu)點,數(shù)據(jù)累計至今已經(jīng)實現(xiàn)了對地球輻射帶各個L-shell、各個MLT的廣泛覆蓋,為系統(tǒng)、全面研究地球等離子體層嘶聲的全球分布規(guī)律提供了堅實的數(shù)據(jù)基礎(chǔ).本文利用2012年9月至2015年5月范阿倫A衛(wèi)星EMFISIS儀器33個月的高精度波動觀測數(shù)據(jù),對等離子體層嘶聲平均場強幅度和發(fā)生率的全球分布特性進行了詳細的統(tǒng)計分析.主要結(jié)論如下:

1)等離子體層嘶聲的平均波幅與地磁活動劇烈程度具有很強的相關(guān)性,并表現(xiàn)出明顯的晝夜不對稱性,隨著地磁活動的增強,日側(cè)(06:00—15:00 MLT)等離子體層嘶聲的平均波幅相應(yīng)增大,增強的區(qū)域集中在2.5＜L＜4,而夜側(cè)(19:00—04:00 MLT)等離子體層嘶聲的平均波幅反而下降;

2)不同幅度的等離子體層嘶聲隨地磁活動的變化表現(xiàn)出不同的響應(yīng)特性,隨著地磁活動水平的增強,較小幅度(5—30 pT)的等離子體層嘶聲的日側(cè)發(fā)生率減小,夜側(cè)發(fā)生率增大;更強幅度(＞30 pT)的等離子體層嘶聲的變化特性正好相反,日側(cè)發(fā)生率增大,夜側(cè)發(fā)生率減小;強幅度(＞100 pT)的等離子體層嘶聲主要發(fā)生在地磁活動劇烈時期,日側(cè)發(fā)生率能達到20%,但在平靜時期也偶爾發(fā)生;

3)在各種地磁活動條件下,磁赤道面附近及中緯地區(qū)等離子體層嘶聲都廣泛存在,波動幅度位于5—30 pT范圍的嘶聲發(fā)生概率最大.

本文的統(tǒng)計觀測結(jié)果為現(xiàn)有的等離子體層嘶聲全球分布模型提供了合理、可靠的補充,充分說明不同場強幅度的等離子體層嘶聲在2＜L＜6的內(nèi)磁層空間經(jīng)常性地存在,一方面有利于深入研究空間等離子體層嘶聲的激發(fā)機理與傳播效應(yīng),另一方面為定量分析、模擬不同能量、不同投擲角的地球輻射帶電子在不同太陽風(fēng)與磁層背景條件下的動態(tài)時空變化過程提供了重要參數(shù)支持.

感謝美國國家航空航天局的OMNIW EB網(wǎng)上數(shù)據(jù)庫提供的地磁活動指數(shù)數(shù)據(jù)和University of Iowa研究團隊提供的范阿倫衛(wèi)星的EMFISIS波動數(shù)據(jù).

[1]Thorne R M,Smith E J,Bu rton R K,Holzer R E 1973J.Geophys.Res.78 1581

[2]Meredith N P,Horne R B,Thorne R M,Summers D,Anderson R R 2004J.Geophys.Res.A109 06209

[3]Summers D,N i B,Mered ith N P,Horne R B,Thorne R M,Moldwin MB,Anderson R R 2008J.Geophys.Res.A113 04219

[4]Lyons L R,Thorne R M1973J.Geophys.Res.78 2142

[5]Summers D,N i B,Meredith N P 2007J.Geophys.Res.A112 04207

[6]Reeves G D,Friedel HW,Larsen BA,Skoug R M,Funsten HO,C laudepierre SG,Fennell J F,Turener D L,Denton MH,Spence HE,Blake J B,Baker D N 2016J.Geophys.Res.Space Phys.121 397

[7]Ripoll J F,Reeves G D,Loridan V,Denton M,Santolik O,Kurth W S,Kletzing C A,Turner D L,Henderson MG,Ukhorskiy AY 2016Geophys.Res.Lett.43 5616

[8]Thorne R M,LiW,Ni B,Ma Q,Bortnik J,Baker D N,Spence HE,Reeves G D,Henderson MG,Kletzing C A,Kurth W S,Hospodarsky G B,Tu rener D,Angelopou los V 2013Geophys.Res.Lett.40 3507

[9]N i B,Bortnik J,Thorne R M,Ma Q,Chen L 2013J.Geophys.Res.Space Phys.118 7740

[10]Thorne R M,Church SR,Gorney D J 1979J.Geophys.Res.84 5241

[11]Bortnik J,Thorne R M,Meredith N P 2008Nature452 62

[12]Bortnik J,LiW,Thorne R M,Angelopouslos V,Cu lly C,Bonnell J,Contel OL,Roux A2009Science324 775

[13]Chen L,Bortnik J,LiW,Thorne R M,Horne R B2012J.Geophys.Res.A117 05201

[14]Chen L,Bortnik J,LiW,Thorne R M,Horne R B2012J.Geophys.Res.A117 05202

[15]Tsuru tani BT,Falkowski BJ,Pickett J S,Santolik O,Lakhina G S 2015J.Geophys.Res.Space Phys.120 414

[16]LiW,Thorne R M,Bortnik J,Reeves G D,Kletzing C A,Kurth W S,Hospodarsky G B,Spence HE,Blake J B,Fennell J F,C laudepierre S G,W ygant J R,Thaller S A2013Geophys.Res.Lett.40 3798

[17]N i B,LiW,Thorne R M,Jacob B,Ma Q,Chen L,Kletzing C A,Ku rth W S,Hospodarsky G B,Reeves G D,Spence HE,Blake J B,Fennell J F,C laudepierre S G 2014Geophys.Res.Lett.41 1854

[18]LiW,Thorne R M,Bortnik J,Kletzing C A,Kurth W S,Hospodarsky G B,N ishimu ra Y 2015J.Geophys.Res.Space Phys.120 3394

[19]Spasojevic M,Shprits Y Y,Orlova K2015J.Geophys.Res.Space Phys.120 10370

[20]Mauk BH,Fox N J,Kanekal S G,Kessel R L,Sibeck D G,Ukhorskiy A2013Space Sci.Rev.179 3

[21]Kletzing C A2013Space Sci.Rev.179 127

[22]Van Allen Probes EMFISIS data,the RBSP-EMFISIS Team,http://emfi sis.physics.uiowa.edu/F light/[2012-09-01]

[23]Santolík O,Parrot M,Lefeuvre F 2003RadioSci.38 1010

[24]Kurth W S,de Pascuale S,Faden J B,Kletzing C A,Hospodarsky G B,Thaller S,W ygant J R 2015J.Geophys.Res.Space Phys.120 904

[25]NASAOMNIW eb P lus Data,Natalia Papitashvili,http://omniweb.gsfc.nasa.gov/[2012-09-01]

PACS:94.05.Pt,94.30.–d,94.30.Tz,94.30.cqDOI:10.7498/aps.66.039401

Astatistical analysis of the global d istribu tion of plasmaspheric h iss based on Van Allen P robes wave observations?

Xiang Zheng Tan Jia-Qiang Ni Bin-Bin?Gu Xu-Dong CaoXing Zou Zheng-Yang Zhou Chen Fu Song Shi Run ZhaoZheng-Yu He Feng-Ming Zheng Cheng-YaoYin Qian Wang Hao

(Department of Space Physics,School of Electronic Information,W uhan University,W uhan 430072,China)(Received 16 June 2016;revised manuscript received 20 September 2016)

Plasmaspheric hiss plays an important role in driving the precipitation loss of radiation belt electrons via pitch angle scattering,which is alsoknown as themajor cause of the formation of the “slot” region between the inner and outer radiation belt.Therefore,it is of scientific importance toacquire a complete picture of the global distribution of plasmaspheric hiss.Using the thirty-three month high-quality wave data of the Van Allen Probes fromSeptember 2012 toMay 2015,which provide excellent coverage in the entire inner magnetosphere,we investigate in detail the characteristics of the global distribution of plasmaspheric hiss bin-averaged wave amplitude and occurrence rate with respect tothe geomagnetic activity level,L-shell,geomagnetic latitude,and magnetic local time.It is demonstrated that the bin-averaged hiss amplitude strongly depends on the level of geomagnetic activity and exhibits a pronounced day-night asymmetry.Dayside hiss shows a tendency intensifying with the disturbed geomagnetic condition,which is primarily confined toL=2.5–4.0.In contrast,the average hiss amplitude on the nightside tends todecrease.It shou ld alsobe noted that plasmaspheric hiss at diff erent amplitude levels varies distinctly with geomagnetic condition.As the geomagnetic disturbance increases,the occurrence rate of hisswave at a smaller amplitude level(i.e.,5–30 pT)increases on the nightside but decreases on the dayside,while the occurrence pattern of higher amplitude(＞30 pT)hiss wave is opposite.For high amplitude hiss wave,the occurrence rate increases on the dayside during intense geomagnetic activities while decreases on the nightside.This is probab ly because during active times,suprathermal electron fluxes are larger on the nightside,which causes stronger Landau damping of whistler mode waves and thus limits the ability of chorus waves topropagate intothe plasmasphere and evolve intoplasmaspheric hiss.In addition,plasmaspheric hiss waveswith the amplitudes ranging from5 to30 pThave the highest occurrence probability both around the geomagnetic equator and at higher latitudes.Our statistical resu lts can provide a reasonable and accurate cognition complementary tothe current knowledge of the global features of plasmaspheric hiss,especially in the innermagnetosphere of L=2–6,thereby off ering essential input parameters of hisswave distribution for future simu lationsof the dynamic spatiotemporal variations of radiation belt electrons at diff erent energies and pitch angles under the infl uence of diverse solar wind and magentospheric circumstances.Therefore,we suggest that these newproperties of hisswave should be incorporated intothe futuremodeling of radiation belt electron dynamics.

Van Allen Probes,plasmaspheric hiss,global distribution,averaged wave amplitude

10.7498/aps.66.039401

?國家自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號:41204120,41304130,41474141,41574160)、中國博士后科學(xué)基金(批準(zhǔn)號:2013M542041,2014T70732,2015M582265)和國家級大學(xué)生創(chuàng)新創(chuàng)業(yè)項目(批準(zhǔn)號:201510486081)資助的課題.

?通信作者.E-mail:bbni@whu.edu.cn

*Project supported by the National Natu ral Science Foundation of China(G rant Nos.41204120,41304130,41474141,41574160),the China Postdoctoral Science Foundation(G rant Nos.2013M542041,2014T70732,2015M582265),and the National Undergraduate Training Programfor Innovation and Entrepreneu rship,China(G rant No.201510486081).

?Corresponding author.E-mail:bbni@whu.edu.cn