| 地球空间环境 讲稿 |
§6.1 极区F层
§6.1.1 F层环流
在F层，离子与中性粒子的碰撞频率小于磁旋频率，等离子体沿磁力线运动，因此，磁力线可以看作为等势线。这样，太阳风横切磁层运动生成的电场可以沿等势的磁力线投影到F层。对于F层等离子体，由此生成的极盖电场起驱动力的作用。电场的积分给出横跨极盖的总电势。这个电势的大小几乎和横跨磁层晨昏侧的总电势相等。其大小约60kV，对于磁层和电离层的行为特性，这都是一个重要的参数。
很显然,横跨磁层的电势依赖于镶嵌在太阳风中的行星际磁场的磁通量密度B和太阳风速度v的乘积vB。根据卫星测量结果，发现极盖电势变化服从下列方程，
| = a+bvBsin2(/2)（kV） |
| 图6.1 高纬等离子体对流。 (a) 不考虑共转效应时的极区对流图像；(b) 同时考虑磁层所致电场和共转时，北半球300km高度上等离子体对流路径示例。大黑点表示计算路径的出发点。每一条路径都是等势线，它们的量值在图中已标出。极盖是中心位于离磁极午夜一侧5，半径15的园。 |
如果流动当作EB漂移，结果电势分布在早晨一侧有一个极大，而在黄昏一侧有一个极小。在此基础上，可以建立一个简单而有用的模式，基本上能显示极大和极小的大小和位置。图6.2是一个典型的例子，在恒定的磁纬和沿一个横跨极盖的卫星可观测到的子午圈，显示电势作为磁地方时的函数和磁纬的函数。电场由电势的梯度得到，而速度由电场和磁场的矢积得到，v = EB/B2。这一类表述作为热层环流模式的输入很有用。
| 图6.2 磁极和纬度50之间电势分布。 (a) 磁纬恒定；(b) 沿给定的磁子午面。 |
| 图6.3 IMF东西分量By对极区对流的影响。 南北分量Bz为负；径向分量Bx恒定。 |
| 图6.4 从太阳看IMF和地磁场的几何构形。 对于阴影方块标出的IMF不同的走向，更可能的重连区域。 |
横越环流单元间的某些边界，特别在北向IMF期间，等离子体速度会剧烈改变甚至反向。如图6.5所示，这暗示E层电场或Pedersen电流剧烈改变或反向。因为连续性，电流沿力线向上流动而电子向下流动，这也许是按太阳排列的弧的成因，这样的弧在IMF北向时已在极盖区观测到。
| 图6.5 (a) 等离子体速度剪切所致场向电流。B：磁场；v：速度；E：电场；IH、Ip和I//为霍尔、佩得逊和场向电流。 (b) 与在环流元之间的边界上的极盖极光相连系的场向电流。 |
当F层等离子体与磁力线联结一起漂移越过极盖时，由于电离成分与中性粒子之间的碰撞，等离子体环流将与中性大气相互作用。这种效应类似于热层风对电离层的作用，但主要运动的是磁力线和离子而不是中性粒子。中性拖曳或离子拖曳的理论在前面的章节已经讲过。只要中性大气是稳定的且运动比磁力线慢，那么两者的相互作用就倾向于：当从白昼一侧接近极时，使F层抬升；在夜间一侧向较低纬度运动时，使F层下降。我们还必须记住，由于太阳潮汐，中性风本来是有速度的，所以这里考虑的是相对速度。
如果给定的等离子体环流图象维持足够长的时间，那么中性风将会赶上等离子体环流，于是太阳潮汐引起的热层风将会改变。所以一般地讲，极区热层风是由两种完全不同的力驱动的：一是太阳加热引起的大气层环流，另一种是太阳风引起的磁层环流。一般这两者在正午-午夜子午面内跨过极时是一起起作用的，即方向相同相互加强。但在较低纬度的晨昏侧，中性风与磁层环流两种驱动力的方向相反，不过由于等离子体漂移的变化与中性风的响应之间有一时间滞后，所以对任意时刻的情况目前并不清楚。
§6.1.3电流系
在发电机区域，离子-中性粒子碰撞是很重要的，而电子-中性粒子碰撞并不重要，即ini，ene。这样，电子和磁力线一起运动，而离子落在后面，引起一个与磁力线运动方向相反的电流。这就是电流系。
受IMF的影响，这在20多年前就发现了，现在称为Svalgard-Mansulov效应。发现IMF的影响的关键的观测是：在中午前后磁纬83至88的高纬台站的磁照图上，z分量描迹的偏转依赖于太阳风中的飞船测量到的IMF的东西向分量。在S-M效应被发现时，它是非常重要，因为它证明了IMF对极区电离层有着直接的影响；在实际上它也很重要，因为这一发现使人们有可能由地面探测来确定行星际磁场的方向。当太阳风中没有卫星时，这些地面观测就可以提供有价值的信息。
§6.1.4 极风
极区环流携带磁力线通过磁力线开放区，这些开放磁力线延伸至太阳风或磁尾深处。对于热的较轻的离子，其标高非常大，如果磁力线是开放的，对这些离子来说，就不存在有效的外边界。在很远的距离处的压强实际为零，离子的能量太大以至重力无法控制。在这种情况下，等离子体可以不断地向外流，这就称为极风。它们是由电离层氢、氦、氧离子和电子组成。从理论上讲，极风的流速可以达到超音速，但其具体值还是依赖于外边界处的流速。极风这个术语有时严格限于超音速流，这时，亚音速流就称为极微风(polarbreeze)。
关于向外流的极风确实还有许多问题需要进一步了解，需要更进一步的观测，但有一点很重要，就是向外吹的极风是磁层等离子体的一个重要来源，这已被卫星观测所证实。这些物质将受磁层环流中的对流的影响，可以达到50个地球半径以内的磁尾等离子体片，过程见图6.6。 §6.1.5 极尖（Polar cusps）
在地球向日一侧有两个区域，南北半球各一个，称作极尖。在这些区域，电离层与磁鞘由磁力线直接联结起来。在磁尾的稳态模式下，这两个区域对应磁层表面的中性点，标志着较低纬度上的闭合磁力线与较高纬度上的向后扫入磁尾的开放磁力线之间的分界。从动力学的图象来看，极尖是这样一个区域，在此区域向日面的磁力线开放，然后扫过两极，极尖区的独特结构使其成为磁层中非常受关心的区域，而且在电离层内也具有重要的影响。
| 图6.6 磁层中观测到的等离子体的电离层源。来自高纬的离子有按其质量分离的趋势。它们可能随后在等离子片中被捕获并向地球漂移，由于电子回旋加速器加速而高能化。计算表明磁层中的等离子体全部源于电离层，实际上似乎是电离层和太阳风共同贡献。 |
(1)出现与磁鞘中的粒子能量相似的带电粒子，图6.7显示在磁鞘中测量到的粒子的谱与电离层中粒子的谱之间很一致。一般情况下，极尖位于磁纬78附近，大约宽5。根据粒子观测，在整个白天极尖伸展并湮灭入极光椭圆。另外还有第二个比较小的区域，只延伸在正午前后几个小时的区域。来自磁鞘的粒子通量在短时间里可有很大变化，或者说在很小距离上有很大变化。
(2)6300可见发射的增强，表明高层大气的低能激发和典型的极光发射的减小。这后一特征有时称为中午隙(noongap)。光学观测还表明极尖区所在纬度变化可以很大，从平静时的81到强扰动时的61。
| 图6.7 在电离层隙区中(ISIS-1)和磁鞘中(VELA-4B)卫星测量的电子密度谱比较。 |
§6.1.6 槽
极区环流的一个结果就是在中纬和高纬之间的区域的电离层趋于耗空。图6.8给出耗空区域相对于极区环流和极光椭圆的位置。主槽也称中纬槽，是在1960年代由电离层轨道卫星首次发现的，当时称为加拿大边界效应，因为有许多次这个槽都出现在美国和加拿大的边界上空。后来的工作，包括卫星和地面的观测，充分确证了主槽是电离层的一个主要特征，决不仅仅限于西半球。有几个方面主槽令人感兴趣。如在电离层观测到的，槽是在磁纬60至65之间的夜间发生的现象，在两个半球所有季节都发生，虽然在夏季仅仅发生在午夜附近。在夜间槽的位置逐渐向较低纬度移动，在暴时也向赤道方向移动。槽的极小所在纬度可以用以下经验公式表示
65.2-2.1Kp-0.5t (6.15)
其中是不变量磁纬，Kp是全球3小时地磁活动指数，t是距午夜的时间(小时)，午夜前为负，午夜后为正。
| 图6.8 槽与极区对流图形的关系。 |
| 图6.9 主槽的特征。数据来自顶部探针观测。 |
主槽与等离子层顶相连系。两者都是内磁层和外磁层环流图象变化的结果，但不是精确的对应关系。因为槽的直接成因是通量管中电离成分的衰减，这些通量管已经离开地球日照一侧太长的时间。例如，等离子层的黄昏突起在槽的纬度上并无显示。图6.8中的标志的洞是在较高纬度上的电离耗空，不与等离子层顶相连结。但是由于磁力线只在黑暗段环流，所以电离的复合消失不再被补充。
| 图6.10 横跨主槽的电子密度和温度。电动力学探测者卫星1982年8月17日测量。高度300至400km，纬度28W，时间0100LT。 |
§6.2 高纬不规则结构
§6.2.1 气泡(blobs)、增强(enhancements)和补片(patches)
在极盖区和极光区，多种技术都观测到大的电离增强区。图6.11是非相干散射雷达观测的一个例子。电离增强补片的水平尺度估计为50到1000公里，其显著特征是它的高密度，此高密度特征在白天中纬电离层中比较典型，预期在冬季夜间的极区电离层中也可以发现。这样的补片还可以从6300气晖监测到。
看来很清楚，这种类型的电离增强不是当地形成的，而是在某个距离以外形成的，然后在极盖区对流中漂移到观测点的。因为F区的电离衰减只是通过复合，所以象气泡这样的不规则结构的寿命足以使它从白天一侧的源区以每秒几百米的速度跨过极盖区。这种可能性已经由计算机模拟证实。计算机模拟还表明，由于增强的太阳风等因素引起的极区环流的一个变化是如何能够将等离子体从白天一侧极尖区剥离下来并携带着它越过极，沿对流路径进入午夜的扇面。这种电离增强到达夜晚扇面之后又会如何表现现在还不清楚，很可能它在返回流动时变得沿极光带拉长或湮灭入中纬电离层。
当IMF北向时，可以看到弱的环电流中的不同图象。这时气晖发射形成薄的条纹状，沿着正午午夜伸展，并且向极盖区的晨昏两侧缓慢地漂移。图6.12比较了与南向和北向的IMF相联系的两种典型的结构。一是北向IMF时的条纹状的极光弧，沿着正午午夜向伸展，并且向极盖区的晨昏两侧缓慢地漂移；另一是南向IMF时的电离增强补片，向夜晚一侧漂移。
| 图6.11 Alaska上空非相干散射雷达观测到的高纬电离层结构。纬度扫描持续时间13min。电子密度等值线间隔21010 m-3。 |
| 图6.12 典型的极区F层构造。 (a)北向IMF — 弧中午-午夜排列, 晨-昏漂移；(b)南向IMF — 补片向午夜漂移。坐标是修正的地磁纬度(CGL)和地方时(CGLT)，粗实线表示极光卵形区的位置。 |
§6.2.2 小尺度不规则结构
小尺度不规则结构可以引起跨极区电离层传播的无线电波的闪烁现象，即振幅和相位的快速起伏。对于位于300公里高度的衍射屏，100MHz的无线电信号的第一菲涅耳带半径为1公里，所以振幅闪烁是由尺度小于1公里的不规则结构引起的。在极光带和极光带附近闪烁特别强，在极盖区也会发生闪烁。另一个强闪烁带是在赤道区。高纬闪烁偏离磁极，通常与极光椭圆对应，而在夜间一侧向赤道区偏。闪烁的出现率和强度极大出现在夜间。在这些闪烁中，衰落可能很快，周期达1至3秒，谷峰间振幅可达6倍或15dB。
闪烁强度还取决于发射和接收机之间的传播方向，对于倾斜路径闪烁增强。简单地说，这是由于斜路径更长从而路径穿过更多的不规则结构。另外，一个个不规则结构都是沿地磁场排列的，所以当传播路径沿地磁场方向时闪烁也增强。
小不规则结构，或电子密度涨落主要由卫星实地观测到。图6.13给出一颗轨道卫星测量到的电子密度起伏，涨落幅度达20％。图中同时还显示两个大尺度增强的补片。
| 图6.13 跨极盖的卫星测量的相对不规则结构(a)和离子密度(b)。在(a)中N的变化是对3sec间隔测量的电子密度的最小二乘拟合；因此N/N代表尺度小于25km的不规则结构。 |
§6.2.3 E区不规则结构
相干散射雷达能够检测来自E区的回波，并可由其多普勒频移确定其视线速度。利用双站雷达就可以得到水平面内速度的大小和方向。因为回波的方向性非常灵敏，所以必须很仔细地沿极光带向赤道一侧放置雷达，这样雷达波束在E区交叉并垂直于地磁场。象通常利用散射雷达一样，雷达波长的选择由被探测的不规则结构的尺度大小确定，比如对于返回散射，雷达的波长的一半等于被探测不规则结构的波长。
象在赤道区的情况一样，高纬E区的不规则结构也与电流相连系，这个电流即极光电急流。而且，它们引起的雷达回波也有两种类型：类型1具有窄谱，谱峰在离子声速附近；而类型2不规则结构的谱比较宽，峰值在较小的多普勒频移值处。1型和2型不规则结构分别由双流不稳定性和梯度漂移引起。两种类型有时可以一起出现。I型不规则结构通常有一个电场阈值，这与双流理论一致，不过与赤道电急流中观测到的有差别，特别要注意推导出来的速度在极光带可能远远超过离子声速，而在赤道区不是这样。另外，由于观测的几何条件不同，观测结果也有差异。在赤道区，雷达通常看上去是沿电流方向的，而在高纬区，则几乎是垂直于电流的。I型回波的相速度在散射区应与电子速度成正比地变化，电子速度v=EB/B2，所以相干散射雷达观测到的不规则结构的速度可以被解释为E区电场。但是，与用非相干散射雷达测量到的电场直接比较表明，I型回波的相速度与电子速度并不成线性关系，见图6.14。对此，在理论上已经作了修正，基本上考虑了由于等离子体波引起的加热所造成的有效碰撞频率的增加，非线性理论与观测复合得很好。
§6.3 极光
§6.3.1 历史现象特征
极光是高纬电离层的最明显的特征，也是最容易观测到的磁层动力学的结果。极光用眼睛就可以观测到。观测到北极光和南极光已经有几千年的历史，无疑是人类所了解的最古老的地球物理现象，尽管比较合理的解释，仅仅是在20世纪末期才有。
| 图6.14 电激流中不规则结构相速度Vph和电子漂移速度Ve之间的关系。 实现和虚线分别表示实验结果和理论计算结果，Cs是离子声速。 |
极光不仅仅是光的发射，而是一组高层大气现象的综合体现。这里列出一些现象，这些现象都直接或间接地是高能粒子进入大气层的结果：
(a)发光极光(Luminousaurora)；
(b)雷达极光，即雷达信号从极光区电离体的反射；
(c)极光无线电吸收；
(d)极光x射线，入射的粒子产生的并被高空气球检测到；
(e)磁扰，由于在极光区电离层中增强的电流引起并由磁力仪监测到；
(f) VLF/ULF电磁辐射，由磁层中波粒子相互作用激发，在地面上由灵敏的磁力仪或VLF接收机监测到。
极光现象有几个一般特征。
第一个特征是它们尽管与某个特定的太阳活动事件没有联系，但一般与太阳活动非常相关，主要的联系是太阳风。
第二个特征是极光是一种在时空两方面都限定的现象。它的出现基本上在一个带上。图6.13给出极光出现的经典图象，它表明100％出现率的一个峰在磁纬65至70之间的带上，朝极和朝赤道两边出现率都衰减。1963年分析第一个国际地球物理年的观测数据发现，极光出现的区域不是一个圆，而是一个椭圆，如图6.14所示。极大出现在午夜的磁纬67，到中午纬度升至77，而经典的极光带仅是当地球旋转时极光椭圆的午夜扇面的下方所在位置。极光椭圆是地球空间的一个重要边界。与磁层结构联系起来看，它通常被认为是开放与闭合磁力线之间的分界线。
第三个特征是它们全都显示亚暴的属性，即倾向于以爆发的方式发生，每次持续30至60分钟，中间有几小时的平静期。在每个亚暴期间，极光椭圆都首先在午夜扇区变得很活跃，然后向其它纬度扩展同时也向其它地方时刻(经度)扩展。当然极光亚暴是磁层亚暴的结果，不过历史上极光亚暴先被认识。
§6.3.2 可见极光分布与强度
极光的经典研究限于可见极光。1950年以前基本上沿两条彼此的路线进行。现象学研究的目的是描绘极光出现的事件和空间的图象，并确定每一次极光活动的详细结构。另一条路线是研究极光的谱，这涉及发射的光、它的谱和在光化学中的起源，与气晖的观测属于同一类主题。
可见极光是高度结构性的。有时很细，仅有100米，事件变化可以达每秒10次之快。全天空照相机于50年代首先使用，用于观测极光的图象和出现率。
| 图6.15 北极光带，显示在良好的夜间观测条件极光可以看见时的百分数。 实现和虚线分别表示实验结果和理论计算结果，Cs是离子声速。 |
极光强度可分为4级，如表6.2所示。
| 表6.1 极光分类 | |
| 无射线构造类型 均匀线状结构：沿磁东西方向拉长穿过天空发光；下边缘比上边缘更锐；没有可识别的射线结构。 均匀带：有些象一个弧但一致性差，一般表现为沿长度方向运动，带可能被扭曲成马蹄形弯曲。 脉冲弧：弧部分或全部脉动。 扩散曲面：没有显著边界的无定型的辉光，或孤立的补片集合成云。 脉动曲面：脉动的散布的曲面。 微弱的辉光：极光发光在地平线附近看到，真实的形式观测不到。 | |
| 射线构造类型 线状弧：均[匀的弧折断成垂直的条纹。 线状带：多个垂直条纹构成的带。 帐帘：长射线组成的一条带，看上去象个帘子，帘子可能折叠。 射线：射线状结构，表现为单一的或成束的，与其他形式分开。 冠形：射线样结构，出现在磁天顶附近，看上去象扇子或收敛到一个点的射线群。 火焰极光：光线波动快速向上运动一类极光之上。 | |
| 表6.2极光强度分类 | |||
| 强 度 | 等 效 于 | 千雷利 | 能量沉积( ergcm-2s-1 ) |
| I II III IV | 银河(Milky Way) 淡月卷云(Thin moonlit cirrus) 明月积云(Moonlit Cumulus) 月光普照(Full moonlight) | 1 10 100 1000 | 3 30 300 3000 |
近年来卫星观测提供了更新的关于极光的分布的信息。卫星上的照像机从一定远的距离上可以看到极光椭圆的大部分甚至全部。在这些图片中弥散极光为主，同时在弥散极光中可以看到分立极光或者在其朝极一侧看到，而在弥散极光的朝赤道一侧看不到分立极光。椭圆的一般形式清楚地由卫星观测到，见图6.16。同时还证明极光椭圆不仅仅是个统计分布，因为极光椭圆是围绕极的连续的光带，它实际上总是存在的，尽管强度随事件而变。这确证了经典极光带的含义：极光实际上是极区大气层的永久性的特征。
| 图6.16 极光卵与40keV捕获边界的关系。 |
| 图6.17 全天空照相机的原理图。 一个平面镜子是必要的如果照相机放置在较低的位置。 |
§6.3.3发光极光的光谱学
极光光谱学的基础是光栅摄谱仪，利用高速照相机、TV系统、光电倍增器、光电管或红外转换器记录到的图象。为了观测所选择的谱线，Fabry-Perot单色仪或干涉滤波器有可能使用。火箭和卫星技术已经能够将观测扩展到紫外。
极光的谱很复杂。眼睛所看到的极光是绿色或红色，这是原子氧的5577和6300的辐射。分子氮的单离子的3914谱线存在于紫光中。一个平均强度的极光，其总体效应通常呈灰黄色。有些射线在较高的地方是红色的，而往低处来则呈绿色，这是由于原子氧的1D态的突然消失，就象气晖中那样。这些极光称作A型极光。有些具有红色较低边界的极光称为B型。当进入大气层的粒子具有反常高的能量时，在特别低的高度可以见到B型极光，最低处的红光来自增强的分子氧发射，而原子氧的5577谱线淬灭。
对极光谱的解释是基于谱线及其过渡、变迁和转移的识别。绿色的谱线1925年才首次被精确测定，两年后才被鉴别出来。接下来的重大进展发生在50年代。1950年识别出极光中的H谱线，紧接着又发现H谱线的Doppler频移。这些发现证明至少有一部分发光极光现象由来自较高大气层中的高能质子而引起，这称为质子极光。后来经过火箭的探测发现高能质子起更大的作用。现在很清楚，极光是由进入大气层的高能粒子所引起。
在知道了发光极光的形成机制后，就有可能将某些谱线用于诊断。N2在4278和3914波长的发射，其强度正比于沉降电子离化的速度。原子氧6300波长的谱线的Doppler频移可用于热层风的测量。
§6.3.4极光电子
在前面的章节我们已经讲过从上面进入的高能电子对高层大气的电离，如果知道高能电子的能量和通量，我们就可以定量计算电离效应。火箭的一次飞行时间虽然很短，但仍是测量通量、能谱和投掷角随高度变化的最基本的工具。60年代第一次这样的飞行测得在5keV单色高能电子通量，随后更普遍的测量谱可以扩展到100keV或更高。
某些谱近似为
N(E)=Noexp(-E/Eo) (6.16)
这表明N(E)dE粒子在单位时间和单位面积是在E和E+dE之间的窄能带内到达。特征能量Eo在较低能量范围可能是5-10keV，在较高能量范围可能是10-40keV。另一个有用的公式是
N(E)=Noexp(-E/Eo) (6.17)
这相当于麦克斯韦玻尔兹曼能量分布，包括在E=Eo有最大值。图6.18显示一个有代表性的谱。
| 低轨道卫星能够画出沉降电子在全球范围的空间分布。这样的测量还可以识别并把白天极光带分成两部分。这类轨道迅速的纬度覆盖方便于累计高能电子的总能量输入，这样估计的结果表明极光粒子显示的能量是被磁层所截太阳风的能量的0.1％至0.2%。地球同步卫星可以在一个地点连续地检测电子。同步轨道的位置特别好，因为它正好与通过极光带的磁力线连接。如果假定在较低 | |
| 图6.18 不同类型的极光亮度剖面。 |
在轨道卫星上测到的有一类沉降事件是所谓倒V事件，即卫星飞行通过沉降区时测到谱的形状为倒V形。如图6.19a所示，倒V事件的谱有一个极大，能量在区域的中间最大。这种事件在极光弧出现，投掷角沿磁力线有一个峰，起因是沿磁力线有一个电场起加速作用。电势分布如图6.19b所示，加速出现在较低高度。
极光强度显著受电子通量影响并与电子能量有关。几千电子伏特的粒子停止于E区，正好是发光最强的高度，在那里电子密度也增强。而几万电子伏特的粒子可穿透到D区，在那里有弱的电离增强，并有某些后效。
§6.3.5雷达极光
每35eV的能量损耗生成一个电子离子对，在E区等效复合速率是10-13m3/s，很容易证明在一次极光活动期间E区电子密度增加1012m-3的数倍。这样的电子密度将反射20MHz以下的电波。极光电离也可以通过VHF(>30mhz)和UHF(>300mhz)检测到，回波是不规则结构散射的。
| 图6.19 (a) 横跨一个倒V事件电子能量的变化。在一次极光弧之上的卫星过境观测得到。(b) 在极光弧之上的高空的电场结构，创造了平行于磁场的电场。电子被向下加速，而正离子向上加速。加速在结构的中心最大。 |
极光雷达接收的回波可分为弥散型和分立型。弥散型更普遍。在50至500公里的一个很宽的纬度范围和几千公里的经度范围内至少持续10分钟。主要是在下午至黄昏扇面及黎明前几小时出现。分立的回波寿命短，有特定的空间结构，覆盖区域小，它们在午夜扇面出现更多。来自极盖的回波也呈现弥散型。
§6.3.6极光无线电吸收
D区电离增强使无线电波的吸收增强。由于极光吸收，极光带上的测高仪的回波可以被遮蔽。频率在30mhz附近的电离层相对浊度仪对此不太敏感，可以用于在极光活动时宇宙无线电噪音的吸收测量。因此，它是高纬地区电离层吸收测量的主要手段。
吸收大小一般在几个dB，超过10dB的情况很少。吸收在时间上是有规律的，具有几分钟到几小时的周期性，尽管每天单个事件的特征不同，较多出现的时间在午夜前和中午前。统计表明出现地带更象在一个圆上而不是一个卵上，见图6.20。吸收在大气层比在极光发光区要低，峰值夜间在90公里高度而白天在75公里高度，也同样富于变化。在水平方向，吸收更倾向于出现在延伸几百公里的动力学补片上，其中某些在东西方向延伸。与发光极光的联系更多是弥散型而不是分立型。
§6.3.7 x射线
极光无线电吸收与极光X射线存在某种成度的类似性，后者在极光活动期用高空气球可以监测到。两者的极大时间上都出现在早晨扇面空间上都在极光卵形区朝赤道一侧10。
极光x射线首次发现在50年代，检测手段是在气球上发射的小火箭。现代的检测手段是可上升到30公里的携带监测仪器的大型气球。气球可在空中停留数天，随风漂移。通过按一定间隔放几个气球实现时间和空间的分辨。在这个空间高度监测到的x射线能量超过30keV，它们是由一种制动过程产生，即当初级电子因与中性分子碰撞停止下来而发射。图6.21给出高空气球观测到的x射线辐射的一个例子；注意在结构上这个图与用电离层相对浊度仪同时测量µ结果的类似性。
| 图6.20 1982.2.16.动力学探测者I号飞船上的远紫外(118-165nm)看到的活动的极光卵。图片是在地球夜间一侧3个地球半径高度上拍摄的。图片上还显示有：黄昏侧(左侧)赤道南北的气晖带；地球黎明边缘(右侧)的日间气晖；以及逃逸层原子氧的Lyman-辐射的共振散射。 |
| 图6.21 Viking(北欧海盗)卫星记录的北极光区图片。照相机视野为2025，接收134-180nm的远紫外光，辐射主要来自分子和原子氮。每次曝光持续1.3sec。左上显示包括白天的整个极光卵。左下画面显示午夜扇区的一次亚暴,还有中午前后的活动和黎明扇区变弱的弧。这是Viking卫星数据中常见类型的图像。在亚暴的最后阶段，一系列空间隔开的明亮的斑点，持续1-5min，在午夜扇区附近沿极光卵形区向极的缘出现，如右上图所示。右下图显示一条向太阳排列的极弧从午夜(底部)到中午延伸。 |
§6.3.8 VLF/ULF发射
我们知道，甚低频哨声沿磁力线在两半球之间传播，哨声能量来源于闪电，由于沿传播路径等离子体对无线电频率的作用，接收到的信号是频率色散的。哨声为测量外空间大气电子密度提供了一种非常有用的手段。不过，并不是所有的无线电噪音都具有哨声的特征，有些以相同的形式重复出现，呈现上升调。与它们在两共轭点交替出现一起，表明这些信号实际上是哨声每一次通过磁层时生成的。能量来自磁层中的带电粒子，通过波-粒相互作用的机制允许在粒子与波之间交换能量。
来自磁层的电磁噪音覆盖一个很宽的频带。从1kHz以下到100kHz以上并有各种各样的类型。一些有很好的时频特性，而另一些通过扩音器回放听起来象随机噪音，相对时频特性不明显。这两类分别用和声与嘶声来描述。当地磁和极光活动增强时，和声与嘶声两类噪音出现率都增大。
在较低频率上出现的辐射被磁力仪记录上称作微脉动。它们的周期要用秒和分来度量。这些波如其说是电磁波不如说是磁流波。其中一些也与极光粒子沉降有关。它们能够提供磁层中波粒相互作用的信息，所以有作为诊断手段的应用。
§6.4 高纬磁暴和亚暴
§6.4.1 磁湾扰
在中低纬度磁力仪检测到的典型磁暴是环电流变化的结果，环电流的变化是太阳风高速粒子流压迫磁层引起的。在磁照图上磁暴的表现为一个急始正脉冲及随后的水平分量下降。在高纬度，暴的表现很不相同。在极光带和靠近极光带的地区，记录到的磁照图显示一系列的湾扰(bay)事件，大小可达1000nT，午夜前大部分为正扰动，而午夜后则为负扰动，如图6.22所示。扰动改变符号的地方称为Harang间断。
| 图6.22 典型的极光电子的谱。 |
上述磁湾扰是由极光电急流引起的。极光电急流在极光带E区流动。为了解释湾扰的符号改变，电流必须在午夜前向东，在午夜后向西，也就是电流会聚在午夜子午面。很明显，电流必须连续，这就要求存在返回流动的电流。整个电流系的精确形状是人们多年研究的课题。Chpman假定电流水平流动，它的解释表明，两个电急流在较高的纬度和较低的纬度返回流动，如图6.23所示。这个图象是通过对多个磁暴前两天期间的地磁日变化求平均得到的。图6.24显示一个磁亚暴的电流系，这个电流系考虑了晨侧和午夜有较大的电流强度。
| 图6.23 Chapman最初的SD电流系。SD分析取在一组台站同时观测的磁扰矢量和推断电流系能够引起这些扰动。 | 图6.24 一次磁亚暴的等效电流系。在黎明和1800LT附近电流线的集中表现为电激流。 |
| 图6.30 当地面上的磁力计检测时，不同的电流系的等效性。 |
由于场向电流是已经被卫星观测所证实的事实，目前的极光电急流模式类似于图6.26所示。图中电急流为两个场向电流之间的Hall电流。注意朝外的一片场向电流在亚暴期间连接至磁尾，由跨磁尾电流所闭合。
§6.4.3 亚暴
太阳风与磁层和高纬电离层的相互作用过程中，太阳风的能量不断地向磁层和极区电离层输运。这些输入的能量经常以激烈的方式耗散，从而在极光椭圆区高层大气、磁尾及内磁层导致一系列的活动现象，亚暴就是这种磁层能量释放的过程。亚暴引起磁层与电离层系统发生一系列变化，时间持续大约3小时左右。到目前为止，亚暴的研究主要是建立在单个卫星观测资料基础上的统计研究，只能给出大致的描述。完全搞清亚暴的形态与机制尚待时日。
磁层亚暴过程可分为成长相、膨胀相和恢复相三个阶段。成长相是第一阶段，一般认为这是太阳风能量进入地球磁层并贮存在磁尾的过程．这一阶段中地面上磁场没有明显变化，膨胀相是磁层亚暴的第二阶段．是成长相后的磁尾能量的释放过程。由于磁尾贮存的能量以激烈的方式释放到磁层内，由磁尾进入内磁层的能量较高的等离子体使环电流增强，极光亮度增强。恢复相是亚暴过程的最后阶段，扰动磁场由极大值逐渐恢复到正常值。
按现在流行的术语，亚暴一词若不冠以限定词则等同于磁层亚暴。亚暴发生时，极光带电离层、磁层和等离子体层以及磁尾整体受扰，表现出光、电磁、等离子体等多方面现象。整个亚暴过程中磁尾磁场和等离子体一直有剧烈起伏，出现高速等离子体流．亚暴是磁尾的一种激烈而频繁的运动形式。
地磁亚暴是磁层亚暴在地磁场上的表现，地磁亚暴时间持续大约2至3小时，磁扰日里，地磁亚暴几乎每天都发生。地磁亚暴成串出现，事件间隔无规律。在极光带，典型的地磁亚暴幅度为几百nT，同时伴随发生的还有极光亚暴、电离层亚暴。
磁亚暴的特征是：在午夜子午线上，在极光椭圆带磁场北向分量出现负弯扰，而在低纬台站出现正弯扰；磁场变化有强的地方时效应，在极光椭圆带，负弯扰在午夜后黎明前景强，而在黄昏经常出现正弯扰。地面磁场的扰动反映了电离层中电流系的扰动。亚暴期间，等效电离层电流方向是向西的。西向电流集中分布在极光椭圆带，叫做极光电急流．西向电急流由极光椭圆带的黎明部分一致伸展到黄昏侧，再向西有一东向电急流。西向电急流在极光椭圆带午夜部分引起地磁场北向分量的负弯绕，而东向电急流在黄昏部分引起正弯扰，在磁亚暴期间西向电急流分布的厚度约20公里，南北宽约1000公里，总电流强度约为J = 9×105A，最大电流密度在 l10公里的高度，其数值约为5×105A／m2。
在磁层亚暴期间，磁尾的结构发生一系列变化，并伴有等离子体注入事件发生，形成航天器高电压带电环境。注入几乎与亚暴同时开始，向地球方向流动的等离子体流的平均持续时间约为12分钟。
§6.4.3.1 亚暴在极光带电离层的表现
1、极光亚暴
极光亚暴是指同时存在的一些极光和地磁扰动的事件，还包括较低纬度宇宙噪音吸收增强和630nm辐射增强。极光亚暴过程以出现一个平静的极光弧并突然变亮开始，接着增亮的极光弧向极的方向快速移动，在极光椭圆的午夜部分形成一个隆起，所需时间大约5至10分钟。随后极光隆起向东西两侧和向赤道方向扩展，持续10至30分钟。其中大的折叠的极光弧以每秒1公里的速度向西行进，可以行进数千公里，形成西行涌浪。向东扩展的极光弧最后破裂形成片状结构，它们以每秒300米的速度向极光椭圆的黎明部分漂移。这一发展阶段相应于亚暴的膨胀相。此时在午夜扇区极光椭圆比平静时更向外扩张。30分钟至1小时极光隆起达到最大范围后，扩展的极光开始收缩，增亮的活动的极光逐渐消失，夜晚扇区恢复，亚暴总体来讲结束。
卫星观测证实了地面推导的亚暴的一般图象。图6.27显示亚暴膨胀相，发现亮区的范围AB与可见椭圆区域的大小A之间有以下关系
AB=0.05(A-Ao)2
其中Ao是亚暴前平静时极盖区的面积。考虑到极光椭圆是开放磁力线和闭合磁力线的分界区，这个方程便把亚暴期间能量损耗速率与超过某个阈值的磁层能量联系起来。这与亚暴是由磁尾中开放磁力线的重联所驱动的概念是一致的。
2、 磁亚暴
与极光亚暴相伴随，经常在极光椭圆带出现激烈的地磁扰动，称为磁亚暴。磁亚暴的特征是：在午夜子午面上在极光椭圆带磁场北向分量出现负湾扰，而在低纬台站出现正湾扰；磁场变化有很强的地方时效应，在极光椭圆带，负湾扰在午夜后黎明前最强，而在黄昏经常出现正湾扰。
地面磁场的扰动反映电离层电流系的扰动。从磁亚暴期间的地面地磁记录推断的等效电流矢量，其主要部分是西向分量，西向电流集中在极光椭圆带，称作极光带电急流。西向电急流从极光带的黎明部分一直延伸到它的黄昏侧，再向西有一东向电急流。西向电急流在极光椭圆区午夜部分引起地磁北向分量的负湾扰，而黄昏的正湾扰由东向电急流引起。火箭上的精密磁强计观测结果推算出更精确的电离层电流。磁亚暴期间，西向电急流厚度为20公里，南北宽度为1000公里，最大电流密度每平方米5微安，在110公里高度上，总电流为9百万安培。
亚暴期间等效电流分布也有一个间断，大致在磁地方时21至22点，这一间断线在电场分布中也存在，通常位于极光椭圆之外，在磁地方时21至00点之间。这个间断通常称作Harang间断。Harang间断在地磁平静时也存在。有人认为Harang间断是电子沉降区，并推测Harang不连续性是夜间倒V事件在较低高度上的一种表现。
极光电急流的形成与极光活动密切相关。极光沉陷粒子的增强，使得极光椭圆背阳面电离层电子密度增加，导致一个东西向的电导率大大增大的条形导电带出现。西向晨昏电场在这条高导电带中驱动西向佩德逊电流和北向霍尔电流，由于这条高导电带南北两侧电导率低，霍尔电流不连续，在其边界上必然积累极化电荷，相应的极化电场是向赤道的。这个极化电场驱动的佩德逊电流与原霍尔电流反向，直至达到平衡，极化电场不再增加。这一极化电场驱动的霍尔电流为西向，加强原霍尔电流，结果形成西向电急流。
3、 极光粒子的加速
极光分弥散极光和分立极光。一般认为弥散极光是由投掷角扩散引起的辐射带粒子的沉降产生的。分立极光弧是由峰值约为几千电子伏的平行于地磁场的电子柬产生的。亚暴期间分立极光弧增强表明存在沉降电子加速的过程。而分立极光弧是一个局域现象，因而沉降电子必被局部区域加速系统加速。最可能的加速机制是局域平行于磁场的电场。卫星观测表明，沉降电子动态能谱显示一个倒 V型结构。在倒 V型结构中电子的能量显著增加，沉降离子的能量显著减小，而由电离层上行的氧离子却得到加速。平行于磁场的电场是最可能的加速机制。在较高的高度上，磁力线可以看作是等势线，不存在乎行于磁场的电场。在几千公里以下，由于各种原因，磁力线不再是等势线，出现沿着磁力线的电位差，也就出现平行于磁力电场。平行电场的形成可能是电双层或静电波。
§6.4.3.2 亚暴在磁尾中的表现
亚暴期间，磁尾的结构发生一系列的变化。主要有：
1、等离子体片的变薄和膨胀。
大约在亚暴膨胀相开始时，等离子体片开始变薄，在磁尾的午夜部分，等离子体片变得最薄。没有迹象表明这种变薄是压缩引起的，而很可能是由于等离子体的耗空。
在15个地球半径以远，等离子体片变薄一直进行到极向膨胀的极光隆起达到磁纬75时为止。
在亚暴最大相，即极光隆起达到最大范围时，在15个地球半径以远已经变薄的等离子体片开始膨胀。最后恢复到平静时的状态。
2、等离子体片中等离子体能量的增加。
在等离子体片的膨胀阶段，等离子体片各个部分的粒子能量都比平静时大的多。由平静时的1keV到膨胀时的20keV。
3、等离子体片中的等离子体流。
等离子体片变薄期间，15个地球半径以远，等离子体流很弱，一般方向是向太阳的。在膨胀相，则差不多总是观测到每秒500公里的高速向日流动，平均持续约12分钟。在亚暴膨胀相，在20个地球半径以远，也有观测表明等离子体流的方向主要是尾向的。一般没有上下的流动。
4、磁尾磁场的变化
亚暴期间，在等离子体片变薄的同时磁尾磁场z分量翻转，突然变为负的。但由于总的磁场较强，所以z分量的反转仅表现为磁场矢量的倾斜。当等离子体片膨胀时，z分量明显增加，而总磁场减小，说明膨胀的等离子体存在反磁效应。
§6.4.3.3 亚暴期间内磁层发生的现象
在亚暴期间发生的最重要的过程之一是热等离子体粒子由等离子体片注入到辐射带捕获区，向东漂移的注入电子和向西漂移的注入质子形成部分环电流热电子和质子与等离子层的冷等离子体相互作用，产生甚低频发射和短周期的磁脉动，电子和质子受到这些波的散射，投掷角减小，最后沉降到大气层中，产生弥散极光、中纬红弧和极光带吸收。与等离子体注入相伴随的一个重要现象是对流电场入侵到内磁层，从而引起等离子体层的变形和收缩。
等离子体的注入和等离子体层中西向电场的增强是同时发生的。可以有如下定性的理解：有等粒子体片注入的电子和质子在地磁场中梯度漂移的方向相反，因而产生了空间电荷，这些空间电荷形成的电场抵销了对流电场，并使等离子体不能继续向内漂移，从而形成等粒子体片的内边界，即Alfven层。但是，在磁亚暴期间，由于极光粒子沉降，极光椭圆带电离层中电导率大大增加，积累的空间电荷比较容易通过电离层放电而中和，于是等粒子体片内的等离子体继续向内运动，产生了等离子体注入，同时等离子体层夜间一侧的西向电场也大大增加了。
§6.4.3.4 磁暴及其与亚暴的关系
在中低纬度台站同时观测到地磁场水平分量的大幅度减小，并且大致持续一天至几天，这种现象称作磁暴。
磁暴通常可以分为三个发展阶段：初相、主相和恢复相。对于急始型磁暴，它开始的标志是在所有经度上磁场H分量都突然增加20至50nT，这称作急始SC，或暴急始SSC。急始后磁场水平分量大致在1小时至几小时内保持其增加后的值，然后突然下降。水平分量从急始到突然下降这一段时间称作初相IP。在数小时内水平分量可以下降100至几百nT，这个水平分量小于正常值的期间称作主相，MP。在下降到最小值一段时间后，水平分量缓缓恢复到暴前的状态，这一过程需要1至3天，称作恢复相。
磁暴是全球性强烈的地磁扰动，持续时间十几到几十个小时。地面的扰动幅度在几十至几百个 nT，偶尔可达500nT以上。磁暴发生时往往出现极光、电离层扰动以及宇宙线暴。磁暴期间，地磁场的偏角和垂直分量都有明显起伏，但最具特征的是水平分量 H的变化，因而磁暴多以水平分量的变化为代表。按其强度(即 H变幅值)分为小磁暴、中等磁暴和大磁暴三个等级。它们分别按强度＜50nT、在50和100nT之间和大于100nT划分。
磁暴是常见现象。不发生磁暴的月份很少。磁暴出现的频率与太阳活动性有关，太阳活动越强的年份，磁暴的频率越高，幅度越强。磁暴出现的频率还与季节有关，在二分点及其前后有发生频繁的趋势，尤其是很大的磁暴。统计分析表明，逐年地磁活动性有两个明显高峰，峰的时间与二分点相对应，还有两个低谷，与二至点相对应。有时磁暴在27天(一个太阳自转周期)后重现。
有一种观点认为，磁暴是一系列亚暴集合和叠加。按照这种观点，亚暴出现的频次高于磁暴。孤立的亚暴不形成磁暴，而前后相继的一系列亚暴才会形成磁暴。
§6.4.4.5 亚暴与太阳风参数的相关
1、亚暴活动与行星际激波的相关
行星际激被与磁层的相互作用触发亚暴，这种触发长长是没有时间滞后的。一个行星际激波到达磁层顶的同时，极光带地磁台站同时出现大的负弯扰或正弯扰。行星际激波到达磁层顶压缩磁层，出现地磁急始。大于20y的地磁急始，有90％的概率触发亚暴。
2、亚暴活动与行星际磁场南向分量的相关
行星际磁场南向旋转事件出现十几分钟后，AE指数即开始增加表明亚暴活动即将出现。当行星际磁场南向旋转时，经常伴随着AE指数开始恢复。
3、亚暴活动与能量耀合函数及与行星际电场的相关
能量耀合函数定义为，
式中 V太阳风速度， B是行星际磁场强度， lo=7Re可以理解为太阳风磁层发电机的功率。为行星际磁场矢量在太阳磁层坐标系中 yz平面上的投影的极角。
能量耀合函数与AE指数有非常好的相关。从物理上看，能量耀合函数正比于太阳风磁层发电机的输出功率。
§6.4.4.6 磁层亚暴的能量来源和亚暴模式
1．磁层亚暴的能量耗散
在典型的亚暴期间，磁层响约有1022尔格的能量最后耗散为热能。所以，亚暴过程是不可逆的。下面讨论如何估计亚暴期间磁层耗散的能量。
Akasofu(1977)指出，在单个亚暴期间，磁层释放的能量主要表现为极光粒子的总动能A、极光电急流的焦耳热能J，和环电流粒子的总动能R。磁层释放的能量可以写为
= A+J+R
通常假设，在所有沉降电子与中性成分的电离碰撞中，大约只有l／50的碰撞导致一个3914埃光子发射。假设在极光隆起中3914埃发射的乎均强度是I千雷利(极光强度单位，1雷利＝106光子cm-2sec-1)。这要求极光发射率为109光子cm-2sec-1。离子产生率必定是5×1010离子cm-3sec-1，由于在每次离化碰撞中电子损失大约35电子伏的能量，上述强度为 l千雷利的3914埃的光子发射要求总沉降电子能通量为1.75×1012电子伏cm-2sec-1。如果每一沉降电子的能量为5千电子伏，相应沉降电子的通量为2.8×108电子cm-2sec-1。I的数量级。假定极光隆起南北范围大约为15，东西范围为120，相应的面积为A＝3．4×1016cm-2，于是，沉降电子携带的总能量大约为1017尔格sec-1的量级。假定亚暴持续时间为2小时，在亚暴期间注人到极光区域上层大气的总能量为7.2×1020尔格。考虑到沉降是在两半球进行的，总的沉降能量为A =1.4×1021尔格。
在电急流区域耗散的焦耳热能可由下面的公式求出：假设电场E＝10毫伏／米，电流密阂＝300A／km2，面积A＝3.4×1016 cm2, 则jEA＝1021尔格sec-1。在整个亚暴期间，2小时在两半球极光区域上层大气中产生的总焦耳热能J＝1.4×1021尔格。
环电流的能量可以由在低纬地面产生的磁场变化AB来估计。环电流主要由漂移质子携带，亚暴期间注入辐射带的粒子能量的主要部分是质子的能量，从而低纬磁场变化Dst指数正比于质子携带的能量，设E为环电流粒子携带的总能量(尔格)，则有如下经验关系成立，
对于B＝50，环电流粒子的总动能R =2.8×1022尔格的量级。假定上述能量是在2小时注入的，能量注人率为2.8×1018尔格sec-1。
上述计算结果列于下表。由表看到，在典型亚暴期间，在环电流带中和在极光区上层大气中的注入率为3×1018尔格sec-1．对于一个弱亚暴，注入率可能要小一个量级．假定亚暴持续2小时，与单一典型亚暴相联系的总能量耗散为2.3×1022尔格。
| 粒子沉降 | 焦耳热耗散 | 环电流注入 | 总 和 | |
| 半球耗散率 | 2×1017 | 2×1018 | 2.8×1018 | 3×1018 |
| 总能量(尔格) | 1.4×1021 | 1.4×1021 | 2×1022 | 2.3×1022 |
2．磁层亚暴耗散的能量来源
关于亚暴耗散的能量来源，目前有两种不同的解释。其一认为在亚暴过程耗散的能量很可能在亚暴之前就储存在磁属中的。在最平静时期磁尾储存的能量很少，磁层处于“基态”。在某些条件下，太阳风的能量更多地传输到磁层内，储存在磁尾中，这时称磁层处于“激发态”．通过磁尾内部某种不稳定性的触发，过剩的能量释放出来耗散在高层大气中，这就是亚暴过程。这一过程可以看作是卸载过程（Unloading process)。
关于亚暴释放能量的来源，另一种解释是太阳风输入到磁层的能量并不储存在磁尾中，而是直接通过亚暴的方式耗散。亚暴的能量耗散可以看作是太阳风一磁层发电机在终端负载上的能量耗散。这是一种驱动过程(Driving process)。图3．x给出了与理想的卸载过程和驱动过程相对应的磁层输入能量和输出能量的时间关系。图中虚线(s)表示太阳风输入磁’层的功率，而实线0D)表示磁层通过亚暴的形式在单位时间耗散的能量。图(a)表示驱动过程。在图(a)中， S与D基本同步， D仅有一小的时间延迟。耗散的时间变化基本由外部条件(即s的大小)来决定。图(b)表示卸载过程。在图(b)中， S与D完全不同步。耗散的时间变化主要由磁层内部条件决定 i图(c)矛船牙向彩阂的甜头胎切之毅与路角基程万幼各上是不同的，但由于观测水平的，目前还不清楚磁层亚暴的实际情况是这两种过程中的那一种，还是介于这两种过程之间的过程。
3．磁层的“基态”
磁层亚暴的活动是相对于磁层的“基态”而言的。在讨论亚暴的形态之前先讨论磁层的基态。
磁尾储存的磁能可以用下面的公式表示，
式中BT为磁尾中的磁场强度，RT为磁尾半径， L为磁尾长度，因此上式括号内的因子表示磁尾的体积。由磁通量守恒得到，
BP为极盖区磁场， A为极盖区面积。由上面两式得到
如果极盖区磁场BP为常数，磁尾储存的能量正比于极盖区的面积A。估计在磁尾中只储存了地磁场中很小的一部分能量．直接利用上述公式来精确确定储存在磁尾中的能量可能是十分困难的，但是该公式可用来定性地讨论磁后能量的增减。
在磁层经历了长时间的平静状态以后，极光椭圆收缩到最小范围．极光椭圆的午夜和正午部分分别位于80至82和72至74。极光椭圆总面积的最小值大约为7.4×1016平方公里．观测表明，沿着这个最小的极光椭圆几乎没有亚暴活动。这一观测事实可作如下解释：在极光椭圆包围的面积最小时，相应磁层能量最小，这时磁尾不能释放能量，因而几乎没有亚暴活动。另一方面，观测表明，即使在最平静时期(也就是在极光椭圆包围的面积最小时)也仍然有一个开的磁尾，极光椭圆不会收缩到一点． Mens和幼derson(1974)详细地考察了在月球距离上(约60 RE)磁尾的特性，发现对于低Kp值(助＜ lf和高即值( Kp z2—)，磁属结构没有显著的不同。这说明在最平静时期磁尾中仍然有相当多的开磁通量和储存的能量。然而，这些磁尾储存的能量不能拿出来供给亚暴活动．由观测证实，极光椭圆不能再继续缩小了，这时磁尾储存的能量是最小的能量。根据这些观测事实，AJ(dB，oQI(1975)提出，在极光椭圆包围的面积最小时，磁层储存的能量最小，磁层处于“基态”。
可以认为磁层的“基态”是由于太阳风磁层相互作用构成的磁流发电机以最小的效率工作产生的。假设太阳风一磁层发电机的效率是受行星际磁场南向分量调制的．当行星际磁场有一个大的北向分量(。5Y)并且持续较长时间(6小时或更长)时，发电机的效率变成最小。在这种状态中，一小部分太阳风粒子仍然连续地被磁层捕获，在背日方向流过磁尾的高纬瓣，然后在等离子体片中向着向日面磁层顶运动．当这样一个平静状态延续48小时以上时，相当一部分等离子体片中的粒子被磁销中较低能量的粒子取代了，这时磁层处于“基态”。
§6.4.5 极光现象的统一性
极光现象全部与高能粒子向大气层沉降有关。其中发生的各种现象如图6.28所示。这些现象都发生在两个高纬带中的一个。在纬度较高的较内部的一个带中，与发光椭圆相应有以下现象发生：发光；偶发E；软X射线；脉冲式微脉动；负的地磁湾扰。
在较低纬度的带中，磁带几乎沿地磁纬度65的圆圈，显示有以下现象：弥散极光；无线电吸收；80至90公里的偶发E；连续的地磁脉动；持续长时间的硬X射线；40keV以上的较硬的电子；VHF散射信号的慢衰落。
发光椭圆中发生的现象都具有比较短的持续时间。出现率对较高纬度夜晚最大，对较低纬度白天最大。在两个带中的出现都是偶发的和动力学的。图6.29显示在两个带中亚暴现象的统一图象。这个图以能量为5keV和50keV的电子通量来表示。在白天这两个带是分开的。
§6.5极盖事件
§6.5.1一般描述
在太阳耀斑期间由太阳发射的能量在5至20兆电子伏特范围的质子沿着地磁场磁力线沉降到极盖区高层大气中，使得地面以上50至90公里高度范围的电子密度增加，通过极盖区的短波信号吸收增强。这就是所谓极盖吸收事件PCA(PolarCapAbsorption)。吸收的程度以分贝为单位，可以由接收到的宇宙噪音信号强度的变化来表示。极盖事件差不多都是跟在一个主要的太阳耀斑之后，耀斑的发生时间和PCA事件的开始时刻通常相差1小时至几小时。吸收增强通常持续3天，最短1天，最长10天。持续时间随纬度增加而增加。吸收事件主要集中在极盖区而不是极光椭圆区。在PCA事件期间，通常没有强烈的地磁活动和极光活动发生，但在极盖事件的后期往往有磁暴发生。
PCA事件不是与太阳耀斑一一对应，2级以下的耀斑很少伴随PCA事件发生，在2+、3和3+级耀斑中，也仅有大约20％对应有可测量的PCA事件。由于宇宙线沿行星际螺旋状磁力线向外传播，所以在太阳西半球上发生的耀斑容易在地球上产生较强的PCA事件。PCA事件出现率在太阳活动低年每年一至两次，在太阳活动高年每个月大约有一次。
§6.5.2质子事件
与地球空间的其它现象相比，质子事件相对来说是比较直接的，即质子离开太阳，行进到地球，进入地球大气层并在大气层引起附加电离，这种增强的电离引起电波吸收增强。
从科学上说，质子事件在以下三个研究领域很有意义：
1、源的机制，即质子事件的发生与其它太阳现象的联系；
2、质子在太阳与地球之间的传播及在磁层中的运动；
3、与大气层的相互作用。
另外，也有一些世纪的重要性。比如对无线电通信和卫星通信的影响，对空间飞行安全的影响等。
从太阳到地球的传播
一个耀斑典型的持续时间是几十分钟，但在地球上一个质子事件的持续时间有几天，而且大部分在耀斑开始后几小时才在地球上发生。一个能量10兆电子伏特的质子如果以每秒4.4万公里的速度那么它应该在一小时内到达地球，显然在从太阳到地球过程中引进了某些延迟。目前有三种解释：
(a)可见耀斑已经结束后，粒子可能继续从太阳发射出。但这种解释不太合理。因为耀斑区已经运动到太阳的后面，而质子事件仍然继续。如果质子直接从这些区域发射，则一旦这些区域移出视线，它们究应该消失。
(b)粒子通过捕获而存在于地球磁层中，然后逐渐地沉降到高层大气。这也存在问题，因为卫星观测表明空间中质子事件的持续时间与大气层中极盖吸收事件的持续时间相同。
(c)粒子的储存可能发生在太阳与地球之间的行星际空间。以下证据表明行星际磁场的影响：1、作为一种规律，太阳的东部边缘附近发生的耀斑不会在地球上产生极盖事件；2、PCA与耀斑之间的时间滞后随耀斑的东经度数的增加而增大。这些事实说明来自西部日球的质子比较容易进入地球。其明显的解释是由IMF引导，IMF的螺旋状结构恰好可以引起上述效应。作为一个旁证，有观测结果表明，虽然质子的源是太阳日面的一个小区域，但是到达地球的质子行进在各个方向都有。
1兆电子伏特的质子在5nT的IMF中的回旋半径小于日地距离的百分之一，所以即便在日地距离上质子具有那么高的能量，IMF仍可以引导质子。较低能量的质子将在较小的环上回旋而且对于局部的不规则结构以及IMF的一般形态都很敏感。质子通过行星际的传播有点象扩散过程，在此过程中，等离子体云的整体速度远小于单个粒子的速度，这样就可能解释质子事件的初始延迟和持续时间，以及接近地球时粒子的各向同性。因为太阳活动比较强时，IMF的不规则性也比较强，因此可以预计，太阳活动性高的时候，质子通量将受到更强的影响。确实，观测表明太阳活动高年，耀斑与PCA事件之间的延迟最大。
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