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什么是地磁暴？


W.D. Gonzalez、1,2 J. A. Joselyn、 3 3 ^(3){ }^{3} Y. Kamide、 4 4 ^(4){ }^{4} H. W. Kroehl、 5 5 ^(5){ }^{5} G. Rostoker、 6 6 ^(6){ }^{6} B. T. Tsurutani、 7 7 ^(7){ }^{7} and V. M. Vasyliunas 8 8 ^(8){ }^{8}

  摘要


在简要回顾了太阳风-磁层相互作用增强区间的磁层和行星际现象之后，尝试将地磁暴定义为当足够强烈和持久的行星际对流电场通过磁层-电离层系统的大量通电导致环流增强，其强度足以超过量化风暴时间 Dst 指数的某个关键阈值时的时间间隔。我们还回顾了相关的风暴/次风暴关系问题。虽然这种关系的物理学原理目前似乎还不完全清楚，但对这种关系的基本和相当成熟的机制进行了介绍和讨论。最后，为了推动地磁暴研究的发展，就未来改进现有地磁指数以及地球附近太阳风的监测工作提出了一些建议。

  1.导言


研究地磁暴的重要性主要体现在两个方面。一是指其学术方面，被认为是地球物理学的核心部分。另一个方面则涉及实际问题，在某些情况下会引起人类的特别关注。

30 多年来，磁层科学家一直根据一个简单的假设（最初由悉尼-查普曼提出）研究风暴，即风暴只是亚暴的集合，只要了解基本能量注入的 "单位"，就能了解风暴的整体。

最近，人们对理解地磁暴定义的经典假设及其与亚暴的关系产生了新的兴趣[如 Kamide, 1992; Feldstein, 1992]。这种兴趣背后的主要原因是我们的现代

美国地球物理联盟 1994 年版权所有。
  论文编号 93JA02867。
0148-0227/94/93JA-02867$05.00

与大部分知识必须来自地面观测的旧时代相比，利用航天器获取磁层物理知识的时代已经过去。此外，过去为风暴制定定义的尝试仅限于近地环境、电离层和磁层。然而，随着在行星际介质中获得的信息的不断积累，这些定义的关键方面现在涉及到与太阳风动力学有关的各种发现[例如，Burton 等人，1975 年；Gonzalez 和 Tsurutani，1987 年；Tsurutani 和 Gonzalez，1987 年]。

出于对试图找到有关地磁暴和长期存在的风暴/次风暴关系问题的统一概念的兴趣，本综述论文的作者于 11 月 5 − 8 , 1991 5 − 8 , 1991 5-8,19915-8,1991 间在圣保罗圣若泽多斯坎波斯的巴西国家空间研究所举行了会议。本文按以下顺序介绍了这次会议取得的成果以及进一步的阐述。

第 2 节专门介绍根据电离层和磁层参数进行的地磁暴研究的历史方面。第 3 节讨论风暴的星际起源。随后简要回顾了太阳风-磁层耦合，特别是应用于风暴间隔的耦合。然后，为了完整起见，简要考虑了风暴的季节和太阳周期分布。第 4 节回顾了风暴/次风暴关系问题的基本方面。第 5 节讨论了环流增强的其他机制以及环流衰减的基本机制。随后简要回顾了 Dst 与其他地磁指数的关系。第 6 节概述了地磁暴的概念及其与亚暴的关系。提出了地磁暴的定义。最后，在第 7 节中提出了一些建议。

提供了有关未来改进现有地磁指数以及地球附近太阳风监测的信息。

  2.地磁风暴


2.1.现有定义的历史发展与批判


19 世纪中期，地球磁场的异常波动被称为磁暴。人们认识到，在地球的大部分地区，磁暴的主要平均特征是水平强度的明显下降及其随后的恢复[如 Chapman 和 Bartels，1940 年]。现在已经知道，强度的降低是由于磁层被困粒子群的增强。磁场梯度和曲率造成的漂移以及回旋轨道效应导致离子从午夜向黄昏移动，电子从午夜向黎明移动，从而形成一个整体的电流环。Sugiura 和 Chapman[1960]对风暴形态进行了全面分析，他们通过测量 26 个主要是中低地磁纬度观测站水平磁场日平均值的差异，为单个风暴分配了一个数值强度指数。根据这一指数，他们将收集到的风暴分为三组：弱风暴、中等风暴和大风暴。

Sugiura [1964] 重新整理了测量环流强度的低纬度地基数据，公布了低纬度 H H HH 分量（ H , D H , D H,DH, D 和 Z Z ZZ 是地基观测站的磁场矢量分量： H H HH ，水平分量； Z Z ZZ ，垂直分量； D D DD ，磁场矢量与 H H HH 之间的倾角）。该指数称为 Dst，从那时起一直沿用至今，目前由位于日本京都的世界地磁数据中心 C 编制。国际大地测量协会第 40 号公报[Sugiura 和 Kamei，1991 年]载有 1957 年至 1986 年的 Dst 小时值和摘要值。1982 年 7 月 12-16 日的 Dst 指数显示了太阳周期 21 期间最大的风暴。在图 1 中可以清楚地看到 H H HH 分量的相对急剧下降和随后的缓慢恢复。地磁暴-Dst 表示法的主要特征是 "主阶段"（见下文），即 Dst 大幅下降的区间。

对电离层的早期研究表明，地磁场的干扰程度可以有效地代表其他地球空间现象的干扰程度。例如，Matsushita [1959] 通过根据 A p A p ApA p 指数（见下文）选择地磁扰动间隔来研究电离层风暴；如果 A p A p ApA p 为 50 或以上，则地磁风暴为 "强"。类似但非标准化的风暴识别规则一直沿用至今。地磁活动的大小通常是根据 K K KK 指数的各种摘要来划分的， K K KK 指数是一个介于 0 和 9 之间的数字，它是根据观测到的波动范围来缩放的，表示地磁活动的失调程度。

图 1.1982 年 7 月 12-16 日的大磁暴。太阳风压修正 D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 在-440 nT左右达到峰值。

浊度[例如，Rostoker，1972 年；Menvielle 和 Berthelier，1991 年]。 A A AA 指数是经过转换的 K K KK 指数读数的 24 小时平均值，范围在 0 − 400 0 − 400 0-4000-400 之间。自 1932 年以来，德国哥廷根地球物理研究所一直在提供 K K KK 和 A A AA 指数的全球复合指数，即 K p K p KpK p 和 A p A p ApA p 指数，并广泛用于研究和业务目的。全球 K K KK 指数的其他合成指数，特别是法国国家科学研究中心环境物理研究中心编制的 a a , A n a a , A n aa,Ana a, A n 和 A s A s AsA s 指数也很有用。(有关各种地磁指数的描述，请参见 Mayaud [1980]）。K 指数的变化很难用物理方法解释，因为它们可能是由任何地球物理电流系统引起的，包括磁极电流、场对准电流和极光电射流。尽管如此，用于评估活动的 K p K p KpK p 指数比Dst得到了更广泛的应用，因为它们通常在观测日期后几周才能得到最终形式。Dst 需要更多的分析才能生成，有时甚至会延迟数年。然而，这种时间延迟并不是该指数所固有的，现代磁强计观测和通信方法允许对 D s t D s t DstD s t 进行近乎实时的评估。

一些地磁暴，尤其是最大的地磁暴，开始时会有一个突然的脉冲，预示着行星际冲击结构的到来。这通常与冲压增大期（初始阶段）的开始相吻合，之后是持续南下的行星际场（主要阶段），然后恢复到正常状态（恢复阶段）。地磁暴发生前的这种突发性脉冲称为风暴突变；这些事件在《太阳地球物理数据》（每月出版）和《国际大地测量协会第 32 号公报》中都有记录。SSCs 列表被用作地磁暴列表的替代物。然而，这种用法是不明智的，因为决定一个突发性脉冲是否属于风暴突发性的标准是质量。

地磁活动是风暴发生的先决条件。对风暴发生前提条件的地磁活动水平的宽松和不一致的解释，导致了文献中的混乱，并建议对术语进行标准化[Joselyn 和 Tsurutani，1990 年；Kamıde 和 Joselyn，1991 年；Gonzalez 等人，1992 年]。由于行星际冲击结构对于地磁暴的发生或发展既不是充分的也不是必要的，因此它们的存在并不是定义地磁暴的先决条件。


2.2.Dst 指数和磁层参数


磁暴的主要特征是由离子（主要是质子和氧离子）和 10-300 千伏能量范围内的电子形成的增强环流，通常位于 2 到 7 R E 7 R E 7R_(E)7 R_{E} 之间，并在赤道产生与地球偶极子场方向相反的磁场扰动。这种干扰场的强度（近似）由 Dessler-Parker-Sckopke 关系给出[Dessler 和 Parker，1959 年；Sckopke，1966 年]：
D s t ∗ ( t ) / B 0 = 2 E ( t ) / 3 E m D s t ∗ ( t ) / B 0 = 2 E ( t ) / 3 E m Dst^(**)(t)//B_(0)=2E(t)//3E_(m)D s t^{*}(t) / B_{0}=2 E(t) / 3 E_{m}

其中， D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 是环流导致的磁场减小， B 0 B 0 B_(0)B_{0} 是平均赤道表面磁场， E ( t ) E ( t ) E(t)E(t) 是环流粒子的总能量， E m E m E_(m)E_{m} ( = 8 × 10 24 = 8 × 10 24 =8xx10^(24)=8 \times 10^{24} ergs) 是地球外地磁场的总磁能。(完整回顾，请参见 Carovillano and Siscoe [1973]）。

D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 是对磁极电流进行修正后的 Dst 测量值。Dst 还需要纳入固体地球感应电流的校正系数[例如 Langel 和 Estes，1983 年；Stern，1984 年]。其他（电离层、场对齐、尾流等）电流对 Dst 的可能贡献尚未量化。

由于磁极电流的修正作用，Dst 和 Dst ∗ ∗ ^(**){ }^{*} 之间的关系通常可以写成 [例如 Burton 等人，1975 年；Gonzalez 等人，1989 年；Feldstein，1992 年] 如下
D s t ∗ = D s t − b p 1 / 2 + c D s t ∗ = D s t − b p 1 / 2 + c Dst^(**)=Dst-bp^(1//2)+cD s t^{*}=D s t-b p^{1 / 2}+c

其中， p p pp 是暴风时间太阳风冲压，由 n m + V 2 n m + V 2 nm^(+)V^(2)n m^{+} V^{2} 得到（ n n nn 和 V V VV 分别是太阳风密度和速度， m + m + m^(+)m^{+} 是质子质量）， b b bb 是比例系数， c c cc 是静风时间太阳风冲压贡献。通常情况下， b = 0.2 nT b = 0.2 nT b=0.2nTb=0.2 \mathrm{nT} / ( eV cm − 3 ) 1 / 2 / eV cm − 3 1 / 2 //(eVcm^(-3))^(1//2)/\left(\mathrm{eV} \mathrm{cm}{ }^{-3}\right)^{1 / 2} 和 c = 20 nT c = 20 nT c=20nTc=20 \mathrm{nT} 。在较大的压力变化期间， D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 可能与 D s t D s t DstD s t 相差很大。据 Gonzalez [1992] 和 Tsurutani 等人 [1992a] 报道，存在 Dst ∗ ∗ ^(**){ }^{*} 和 Dst 相差超过 100 % 100 % 100%100 \% 的风暴事件。

从公式 (1) 中我们可以注意到，磁场减小与环流粒子的总能量成线性关系。因此，行星 Dst* 指数被用来实际衡量注入内部磁层的粒子总能量，从而衡量磁暴的强度。

环流能量平衡的一般关系式为
d E ( t ) d t = U ( t ) − E ( t ) / τ d E ( t ) d t = U ( t ) − E ( t ) / τ (dE(t))/(dt)=U(t)-E(t)//tau\frac{d E(t)}{d t}=U(t)-E(t) / \tau

其中， U ( t ) U ( t ) U(t)U(t) 是输入环流的能量速率， τ τ tau\tau 是衰减时间。如本节所述， 5 , τ 5 , τ 5,tau5, \tau 是多种损耗过程的复杂函数。利用方程 (1)，方程 (2) 可以用 Dst ∗ ∗ ^(**){ }^{*} 来表示，即
d D s t ∗ ( t ) d t = Q ( t ) − D s t ∗ ( t ) / τ d D s t ∗ ( t ) d t = Q ( t ) − D s t ∗ ( t ) / τ (dDst^(**)(t))/(dt)=Q(t)-Dst^(**)(t)//tau\frac{d D s t^{*}(t)}{d t}=Q(t)-D s t^{*}(t) / \tau

Q ( t ) = 2.5 × 10 21 U ( t ) Q ( t ) = 2.5 × 10 21 U ( t ) Q(t)=2.5 xx10^(21)U(t)Q(t)=2.5 \times 10^{21} U(t) 为高斯单位。

当没有能量输入时，如在风暴的（理想）恢复阶段，方程 (2) 有以下简单的解：
E ( t ) = E 0 e − ( t − t 0 ) / τ E ( t ) = E 0 e − t − t 0 / τ E(t)=E_(0)e^(-(t-t_(0))//tau)E(t)=E_{0} e^{-\left(t-t_{0}\right) / \tau}

从中可以得到衰变时间 τ τ tau\tau 的合理精确值。

方程 (2) 或方程 (3) 的形式解可以写成
D s t ∗ ( t ) = e − t / τ [ D s t ∗ ( 0 ) + ∫ 0 t Q ( z ) e z / τ d z ] D s t ∗ ( t ) = e − t / τ D s t ∗ ( 0 ) + ∫ 0 t   Q ( z ) e z / τ d z Dst^(**)(t)=e^(-t//tau)[Dst^(**)(0)+int_(0)^(t)Q(z)e^(z//tau)dz]D s t^{*}(t)=e^{-t / \tau}\left[D s t^{*}(0)+\int_{0}^{t} Q(z) e^{z / \tau} d z\right]

当输入函数 Q Q QQ 是已知的解析函数时，这种解法尤其有用。否则，方程 (2) 就必须用数值求解，一些学者已经这样做了[例如 Burton 等人，1975 年；Gonzalez 等人，1989 年；Pisarskij 等人，1989 年]。这些作者假定能量输入函数可以与磁层能量输入相吻合，后者是从前侧磁层顶的再连接中获得的，也称为 "耦合函数"。第 3 节简要回顾了耦合函数。

在方程 (3) 的求解过程中，有一个特别棘手的问题仍未解决，那就是对损耗率参数 τ τ tau\tau 还知之甚少。环流粒子损耗率取决于粒子种类、能量、俯仰角和 L L LL 。因此，损耗率参数 τ τ tau\tau 是整个环的平均值。显然， τ τ tau\tau 的值在磁暴期间不断变化。不过，为了便于分析，有必要尝试得出一个平均值。一些学者 [如 Burton 等人，1975 年；Feldstein 等人，1984 年] 假设所有可能的 Dst 值都是恒定的 τ τ tau\tau 。最近，Vasyliunas [1987]、Gonzalez 等人 [1989] 以及 Prigancova 和 Feldstein [1992] 建议需要加入变量 τ τ tau\tau （注意，等式 (4) 和 (5) 假设 τ τ tau\tau 为常数）。在恢复阶段， τ τ tau\tau 的典型值通常为 5 到 10 小时，但事实证明，在较早的时间段，尤其是在强风暴的主要阶段的高峰期，这个值并不合适，因此需要采用更短的衰减时间，即大约 1 小时。然而，衰减时间短至 0.5

除非风暴非常猛烈，否则一小时或更短的时间似乎并不合适[Gonzalez 等人，1989 年；Prigancova 和 Feldstein，1992 年]。


2.3.按强度对风暴进行分类：阈值问题


顾名思义，风暴应该是非常规的扰动。什么程度的扰动会变得异常？观测到的 Dst 范围大约为 +100 nT 到 -600 nT。静止期（无扰动）的 Dst 指数为 0，但这并不典型。例如，1976-1986 年，Dst 中位数介于 -20 nT 和 -10 nT 之间。Magsat 实地分析以 1979 年的宁静日为基础，得出的基线值约为 -20 nT。因此，环流 "增强"（Dst 为负值）是正常现象，并不一定代表风暴级条件。观测到的每小时值的分布提供了一些指导。1976-1986 年间，所有数值中约有 25 % 25 % 25%25 \% 个负值大于 -30 nT，约有 8 % 8 % 8%8 \% 个负值大于 -50 nT，约有 1 % 1 % 1%1 \% 个负值大于 -100 nT。这些方便的分界点可用于将给定的干扰置于相对背景中。根据 Sugiura 和 Chapman 的术语，大（或强）风暴是指峰值 Dst 为 -100 nT 或更小的风暴，中等风暴介于 -50 nT 和 -100 nT 之间，弱风暴介于 − 30 n T − 30 n T -30 nT-30 n T 和 − 50 n T − 50 n T -50 nT-50 n T 之间。为了便于比较， K p K p KpK p 值为 7 或更大的小于 1 % 1 % 1%1 \% ， 10 % 10 % 10%10 \% 值为 5 或更大的小于 10 % 10 % 10%10 \% 。


3.行星际介质在风暴起源中的作用：IMF B S B S B_(S)B_{S} 成分


地球上地磁暴的主要原因是与向南的行星际磁场 B S B S B_(S)B_{S} 经过地球足够长的时间间隔有关的从黎明到黄昏的强电场。太阳风的能量传递机制是 IMF 与地球磁场之间的磁重联。在强烈的磁暴期间，能量传递效率为 10 % 10 % 10%10 \% 的数量级[Gonzalez 等人，1989 年]。粘滞相互作用是提出的另一种主要的能量传递机制，但在强烈的向北的 IMF 期间，其效率仅为 < 1 % < 1 % < 1%<1 \% [Tsurutani 等人，1992a]。

电场由两个因素组成：太阳风速度 V V VV 和南向 IMF。经验表明[Gonzalez 和 Tsurutani, 1987]，峰值 Dst ≤ − 100 nT ≤ − 100 nT <= -100nT\leq-100 \mathrm{nT} 的强烈风暴主要是由持续时间超过 3 小时的 B S ≥ 10 n T B S ≥ 10 n T B_(S) >= 10quad nTB_{S} \geq 10 \quad n T 大电场引起的。虽然这种高磁场比静止太阳风中的典型磁场幅值（5 nT）大得多，[King, 1986]，因此往往与大于平均速度的太阳风速度（高速流）有关，但事实证明，正是超高的 B S B S B_(S)B_{S} 磁场才导致了强风暴。

鹤谷等人，1992b]。如下文所述，当这种压力变化变得重要时，电场似乎会受到太阳风冲压的调节。由于这一压力项取决于太阳风密度 ρ ρ rho\rho ，因此据报道，除了 B S B S B_(S)B_{S} 和 V V VV 外，因素 ρ ρ rho\rho 在环流增强中也起着重要作用 [Smith 等，1986]。

到目前为止，还没有发现 B S B S B_(S)B_{S} 场的强度与持续时间 Δ T Δ T Delta T\Delta T 之间的一般关系，即 Δ T Δ T Delta T\Delta T 是风暴强度 Dst 的函数。不过，Gonzalez 和 Tsurutani [1987] 在谈到 1978-1979 年间峰值 Dst ≤ − 100 nT ≤ − 100 nT <= -100nT\leq-100 \mathrm{nT} 的强风暴时，提出了 B S ≥ 10 nT B S ≥ 10 nT B_(S) >= 10nTB_{S} \geq 10 \mathrm{nT} 和 Δ T ≥ 3 Δ T ≥ 3 Delta T >= 3\Delta T \geq 3 小时的临界值。此外，对具有 − 100 nT < − 100 nT < -100nT <-100 \mathrm{nT}< 峰值 Dst ≤ − 50 nT ≤ − 50 nT <= -50nT\leq-50 \mathrm{nT} 的中等风暴的初步研究（1978-1979 年的相同时间间隔）也证实了 Russell 等人 [1974] 早先提出的相关临界值 B S ≥ 5 nT B S ≥ 5 nT B_(S) >= 5nTB_{S} \geq 5 \mathrm{nT} 和 Δ T ≥ 2 Δ T ≥ 2 Delta T >= 2\Delta T \geq 2 小时的建议。表 1 显示了在 80 % 80 % 80%80 \% 出现水平上的这些阈值。如表中所述，小风暴的阈值条件与典型亚暴的阈值条件相同。

表 1. ( B z , Δ T ) B z , Δ T (B_(z),Delta T)\left(B_{z}, \Delta T\right) 80 % 80 % 80%80 \% 发生级别的风暴阈值（ISEE 3 时间间隔：1978 年 8 月至 1979 年 12 月）
D s t , n T D s t , n T Dst,nTD s t, \mathbf{n T} B z , n T B z , n T B_(z),nTB_{z}, \mathbf{n T}    Δ T Δ T Delta T\Delta T ，小时
  强烈 -100 -10 3
  中度 -50 -5 2
  小型 -30 -3 1
  (典型子风暴）
Dst,nT B_(z),nT Delta T, hours Intense -100 -10 3 Moderate -50 -5 2 Small -30 -3 1 (typical substorm) | | $D s t, \mathbf{n T}$ | $B_{z}, \mathbf{n T}$ | $\Delta T$, hours | | :--- | :---: | :---: | :---: | | Intense | -100 | -10 | 3 | | Moderate | -50 | -5 | 2 | | Small | -30 | -3 | 1 | | (typical substorm) | | | |


3.1. B S B S B_(S)B_{S} 的起源


行星际强磁场基本上可以认为与高速磁流的两个部分有关：一是与日冕喷出物有关的固有磁场和等离子体（称为驱动气体场）；二是高速磁流与前面较慢的太阳风碰撞时产生的冲击和压缩磁场和等离子体。在后一种情况下，压缩与冲击强度有关，因此也与高速气流相对于上游（慢速）太阳风的速度有关。相对速度越高，冲击和场压缩就越强。如果冲击撞上了高速气流的尾部，在其之前，可能会产生特别高的磁场。迄今为止，关于此类行星际事件引起的风暴的报道还很少[赵，1992]。

在驱动气体内部，有时会有很强的 N − S N − S N-S\mathrm{N}-\mathrm{S} 磁场分量。这主要发生在低 β β beta\beta 等离子体区域，那里的磁场相对没有不连续性，波和角度变化发生缓慢[Zwickl 等人，1983 年 Tsurutani 等人，1988 年]。Choe 等人[1992]发现贝塔值范围在 0.03 到 0.8 之间， ∼ 0.1 ∼ 0.1 ∼0.1\sim 0.1 是典型值。这个空间区域是

通常以双向电子流或质子流为特征[Gosling 等人，1987 年]。据认为，这个场区只是驱动气体的一部分。日冕喷出物中可能还有其他尚未发现的区域（见 Choe 等人 [1992] 关于 He + + He + + He^(++)\mathrm{He}^{++} 外壳的研究）。只有大约 10 % 10 % 10%10 \% 的驱动气体有这些大的 N − S N − S N-S\mathrm{N}-\mathrm{S} 方向变化。

根据 Klein 和 Burlaga [1982] 的说法，这些 N − S N − S N-S\mathrm{N}-\mathrm{S} 场变化较大的区域被称为磁云。图 2 e 显示了这一原始概念的示意图。磁云不仅存在于高速磁流中，也存在于安静的太阳风中。Marubashi [1986] 等人提出了磁云的最新场构型。这一最新观点认为磁场构型是一条巨大的磁通绳，无力场由沿磁轴流动的电流产生。其他驱动气体事件的磁场构造目前尚不清楚。它们有可能具有磁舌构造，即仍附着在太阳上的长延伸磁场，正如 Gold [1962] 所提出的那样。

造成高速流鞘区 IMF 南下的原因有很多。图 2 以示意图说明了这些原因。首先，如果在冲击上游已经存在一个向南分量，那么冲击压缩将强化这个分量（图 2a）。当这些磁场向驱动气体区域对流时，悬垂效应将进一步增强磁场（图 2d），正如 Zwan 和 Wolf [1976] 对地球磁鞘场的讨论。无论是否存在冲击压缩，这种垂悬效应都会发生。由 McComas 等人[1989]提出的另一种场垂悬，即使安静的太阳风场靠近（太阳磁层）赤道平面，也会产生向北和向南的鞘成分。如图所示，CME 中点上下的场具有相反的南北分量。如果日光层电流鞘被冲击波卷起，根据推测，扭曲会导致强烈的 N-S 分量（图 2b）。CDAW 6 亚暴事件之一就是这种情况[Tsurutani 等人，1984 年]。湍流波和不连续性也可能与向北和向南的强 IMF 有关（图 2c）。

图 2 所示的 B S B S B_(S)B_{S} 场类型是通过对 1978 年 8 月至 1979 年 12 月 ISEE 3 期间的强风暴的研究推断出来的。图 3 显示了一个强烈风暴的例子（1978 年 8 月 28 日），该风暴在 B y B y B_(y)B_{y} 方向上有一个向南的磁云类型场，并伴有较大的 B S B S B_(S)B_{S} 偏移。图 3 还显示了 Tsurutani 和 Gonzalez [1987] 在同一 ISEE 3 时段研究的高强度、持续时间长、连续 A E A E AEA E 活动 (HILDCAA) 事件之一（用 A E A E AEA E 面板上的横条表示）。这些事件的特点是亚暴事件，其振幅与强风暴期间发生的事件相似，但持续时间较短。另一个有趣的特点是，在这种情况下，亚暴虽然强烈，但似乎不像强风暴期间那样对环流集聚有很大作用。概率
  鞘田

a) 震动南下的田野
  Tsurutanl 等人，1988 年


b) 冲击地狱层流片 Tsurutanl 等人，1984 年


c) 管状、波状或不连续状


d) 垂褶磁场
  兹万和沃尔夫，1976 年
  McComas 等人，1989 年
  驱动气田
  e) 磁云
  克莱因和布尔拉加，1982 年
Fluxrope
  丸桥，1986 年
  磁性舌头
  黄金，1962 年

图 2.1978 年 8 月至 1979 年 12 月 ISEE 3 期间 10 次强风暴（峰值 Dst <-100 nT）的大振幅（ < − 10 nT < − 10 nT < -10nT<-10 \mathrm{nT} ）、长持续时间（ > 3 h > 3 h > 3h>3 \mathrm{~h} ） B z B z B_(z)B_{z} 场相关的各种星际特征。它们分为两大类：鞘场和驱动气体场。

在 HILDCAA 事件中发现这种不同类型的频繁而强烈的亚暴，是试图重新阐述什么是地磁暴以及风暴/亚暴关系等问题的主要动机之一。）

迄今为止，所有强度的风暴的行星际成因还不清楚。Gonzalez 和 Tsurutani [1987] 以及 Gosling 等人 [1991] 的研究表明，对于强烈风暴（例如，峰值 Dst ≤ ≤ <=\leq -100 nT 的强度），大约 90 % 90 % 90%90 \% 是由冲击导致的高速流内的南向磁场引起的。Tsurutani 等人[1988]的研究表明，一半的情况是由驱动气体场引起的，一半是由鞘磁场引起的。随着风暴强度阈值的降低，高速流的重要性也在降低。它们只出现在峰值 Dst ≤ − 50 nT ≤ − 50 nT <= -50nT\leq-50 \mathrm{nT} 的 − 100 nT < − 100 nT < -100nT <-100 \mathrm{nT}< 风暴中的 45 % 45 % 45%45 \% 左右，以及峰值 Dst ≤ − 50 nT ≤ − 50 nT <= -50nT\leq-50 \mathrm{nT} 的 23 % 23 % 23%23 \% 风暴中的 23 % 23 % 23%23 \% 左右。

图 3.强磁暴示例（8 月 28 日），峰值 Dst < − 100 nT < − 100 nT < -100nT<-100 \mathrm{nT} ，以及 HILDCAA 事件示例（1978 年 8 月 29 日至 1978 年 9 月 4 日），如 A E A E AEA E 面板中横条所示。顶部五个面板显示了 ISEE 3 号卫星测量到的一些行星际参数。强烈风暴与大型磁云的到来有关，而 HILDCAA 事件则与大振幅行星际阿尔弗涅波动有关。

-50 nT < 峰值 Dst ≤ − 30 nT ≤ − 30 nT <= -30nT\leq-30 \mathrm{nT} [Gonzalez et al.］需要进一步研究这些低强度风暴的星际成因。

关于太阳最小周期，Akasofu[1981a]提出了一些例子，表明这一周期的 B S B S B_(S)B_{S} 场往往与地球上的日光层流片（HCS）交叉有关。然而，日光层流与周期性高速流相互作用的性质在太阳周期的这一纪元很常见，仍需加以研究，以了解由此产生的 B S B S B_(S)B_{S} 结构类型。

最后，最近在利用 MHD 模拟技术试图了解上述 B S B S B_(S)B_{S} 结构的太阳和行星际起源方面取得了进展[Detman 等人，1991 年；Dryer 等人，1992 年；Wu 等人，1992 年]。尽管这些研究再现了 B S B S B_(S)B_{S} 的基本特征，例如与垂悬机制和冲击与 HCS 的相互作用有关的特征，但在将所获得的模拟结果与 1 AU 的相应观测结果进行比较之前，还需要做更多的工作。


3.2.磁暴期间太阳风与磁层的相互作用


图 4 说明了太阳极大期太阳-行星际-磁层耦合的总体特征，显示了主要的磁 层耗散机制、风暴和亚暴，以及 "磁层发电机 "在磁层赋能中的基本作用。

地球磁层的基本能量转移过程是将太阳风流的定向机械能转化为磁尾中储存的磁能，然后再将其重新转化为等离子体片、极光粒子、环流和电离层焦耳热中的主要热机械能。从太阳风流中提取能量需要太阳风和地球之间的净作用力，作用力乘以太阳风速度就是能量输入率。这是对图 4 所示磁层发电机的一种更普遍的看法。由此产生的通过相互作用区域的磁鞘流量足以提供机械能，可以证明它是通过与磁层投影横截面相等的区域的太阳风流量的一个重要部分（见 Vasyliunas [1987]，从等效应力论证推导）。对于进入磁层的能量，相关的力是地球与磁尾之间的力（大 1 个数量级的查普曼-费拉罗力与弓形冲击处的不可逆加热有关）。磁层中最大的能量消耗是风暴时间环流的积累，通常超过极光的耗散和电离层的加热。Weiss 等人[1992]提出的亚暴过程可能比环流消耗更多能量的另一种观点，是在假设环流衰减时间值相当大的情况下得出的。在大风暴期间，这些值可能会大大缩短[例如：......]、


太阳-行星际-磁层耦合


图 4 太阳-行星际-磁层耦合示意图太阳极大年期间太阳-行星际-磁层耦合示意图，在此期间，日冕物质抛射是行星际和磁层扰动的最重要太阳源。

Gonzalez 等人，1989 年；Prigancova 和 Feldstein，1992 年]，因此所需的能量输入率高于与亚暴相关的能量输入率。

自早期研究以来，南向 IMF 和地磁场之间的磁场再连接是磁层通电并因此产生磁暴的最广为接受的机制[如 Dungey，1961 年；Petschek，1964 年；Rostoker 和 Fälthammar，1967 年；Arnoldy，1971 年；Tsurutani 和 Meng，1972 年；Akasofu，1981a；Gonzalez 等，1989 年]。对大尺度磁极重联的定量研究[例如，Gonzalez 和 Mozer，1974 年；Vasyliunas，1975 年；Sonnerup，1984 年；Cowley，1984 年]使人们充分了解了磁暴期间太阳风向磁层转移能量的速率。Gonzalez [1990]指出，太阳风参数和磁层耗散参数之间的大多数广泛使用的耦合函数，都可以作为大尺度重联引起的磁层顶动量和能量转移的一般表达式的特例推导出来。

表 2 是最常用耦合函数的摘要。表中 V V VV 和 ρ ρ rho\rho 分别是太阳风速度和密度； B T B T B_(T)B_{T} 是 IMF 向量的横向（日地线）分量， B T = ( B z 2 + B y 2 ) 1 / 2 B T = B z 2 + B y 2 1 / 2 B_(T)=(B_(z)^(2)+B_(y)^(2))^(1//2)B_{T}=\left(B_{z}^{2}+B_{y}^{2}\right)^{1 / 2} 在太阳磁层坐标中； B B BB 是 IMF 幅值， θ θ theta\theta 是 B T B T B_(T)\mathbf{B}_{T} 与投影在磁层顶的地磁场矢量之间的时钟角； L o L o L_(o)L_{o} 是一个恒定的标度长度因子（等于 7 R E 7 R E 7R_(E)7 R_{E} ）。如上所述，大量研究表明，在这些耦合函数所涉及的参数中，占主导地位的是 B S B S B_(S)B_{S} 和 V V VV （例如，见 Baker 等人，[1983] 综述）。

自 Russell 和 Elphic[1979]以及 Haerendel 等人[1978]的最初工作以来，所谓的磁通量转移事件（FTEs）或磁通量侵蚀事件被认为代表了磁层顶再连接的小尺度结构。Gonzalez [1991]最近对 FTE 与大尺度再连接的共存问题进行了综述，并提出了建立磁层顶再连接调和模型的建议。虽然表 2 中的耦合函数是从大尺度再连接模型中推导出来的，但可以说它们也代表了较小尺度 FTE 过程的综合贡献。

Gonzalez 等人[1989] 和 Mendes 等人[1994] 使用表 2 中列出的大多数耦合函数作为方程 (3) 的能量输入函数，跟踪了强风暴（峰值 Dst < − 100 nT < − 100 nT < -100nT<-100 \mathrm{nT} ）和中等风暴（-100 nT ≤ ≤ <=\leq 峰值 D D DD st < − 50 nT < − 50 nT < -50nT<-50 \mathrm{nT} ）主要阶段 D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 的时间演变。结果表明，其中几个耦合函数，特别是 ϵ ϵ epsilon\epsilon 和 V B S V B S VB_(S)V B_{S} 能很好地表示能量输入，尽管在太阳风压变化较大的时间间隔内， p 1 / 2 V B S p 1 / 2 V B S p^(1//2)VB_(S)p^{1 / 2} V B_{S} 等函数似乎变得更加重要。图 5 [Mendes 等人，1994 年] 给出了一个中等风暴的 D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 例子，以及方程 (3) 中的函数 Q Q QQ 和最具代表性的耦合函数（ ϵ , E y = V B z ϵ , E y = V B z epsilon,quadE_(y)=VB_(z)\epsilon, \quad E_{y}=V B_{z} 和 F 4 = p − 1 / 3 V B 2 F 4 = p − 1 / 3 V B 2 F_(4)=p^(-1//3)VB^(2)F_{4}=p^{-1 / 3} V B^{2} sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) sin^(4)(theta//2)\sin ^{4}(\theta / 2) ）。此外，还显示了 Q Q QQ 和 ϵ ϵ epsilon\epsilon 行为之间更详细的比较。

利用一些最常见的耦合函数，如 V B z V B z VB_(z)V B_{z} 和 ϵ ϵ epsilon\epsilon ，构建了用于亚暴预测的线性滤波器[Iyemori 等人，1979 年；Bargatze 等人，1985 年；Clauer，1986 年]。从研究的响应时间来看，亚暴具有以下特征

表 2.太阳风-磁层相互作用的最常用耦合函数
  电场相关   参考资料   电力相关   参考资料   简单表达   参考资料
v B z v B z vB_(z)v B_{z}
Rostoker 等人[1972] Burton 等人[1975］		 ϵ = v L o 2 B 2 sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) ϵ = v L o 2 B 2 sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) epsilon=vL_(o)^(2)B^(2)sin^(4)(theta//2)\epsilon=v L_{o}^{2} B^{2} \sin ^{4}(\theta / 2)
Perreault 和 Akasofu [1978]		 B z B z B_(z)B_{z}

Arnoldy [1971] Tsurutani和Meng [1972]。
Arnoldy [1971] Tsurutani and Meng [1972]| Arnoldy [1971] | | :--- | | Tsurutani and Meng [1972] |
v B T v B T vB_(T)v B_{T}   多伊尔和伯克[1983］ ( ρ v 2 ) 1 / 2 v B z ρ v 2 1 / 2 v B z (rhov^(2))^(1//2)vB_(z)\left(\rho v^{2}\right)^{1 / 2} v B_{z}

Murayama [1986] Gonzalez et al.
Murayama [1986] Gonzalez et al. [1989]| Murayama [1986] | | :--- | | Gonzalez et al. [1989] |
 B z v 2 , B v 2 B z v 2 , B v 2 B_(z)v^(2),Bv^(2)B_{z} v^{2}, B v^{2}

Murayama and Hakamada [1975] Baker 等人 [1981] Holzer 和 Slavin [1982]
Murayama and Hakamada [1975] Baker et al. [1981] Holzer and Slavin [1982]| Murayama and | | :--- | | Hakamada [1975] | | Baker et al. [1981] | | Holzer and Slavin [1982] |
v B T sin ⁡ ( θ / 2 ) v B T sin ⁡ ( θ / 2 ) vB_(T)sin(theta//2)v B_{T} \sin (\theta / 2)
冈萨雷斯和莫泽[1974] 道尔和伯克[1983］		 ( ρ v 2 ) − 1 / 3 v B T 2 sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) ρ v 2 − 1 / 3 v B T 2 sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) (rhov^(2))^(-1//3)vB_(T)^(2)sin^(4)(theta//2)\left(\rho v^{2}\right)^{-1 / 3} v B_{T}^{2} \sin ^{4}(\theta / 2)
Vasyliunas 等人[1982] 冈萨雷斯等人[1989］		 B z 2 v , B 2 v B z 2 v , B 2 v B_(z)^(2)v,B^(2)vB_{z}^{2} v, B^{2} v

Holzer 和 Slavin [1982] Baker 等人 [1981]
Holzer and Slavin [1982] Baker et al. [1981]| Holzer and Slavin [1982] | | :--- | | Baker et al. [1981] |
v B T sin 2 ⁡ ( θ / 2 ) v B T sin 2 ⁡ ( θ / 2 ) vB_(T)sin^(2)(theta//2)v B_{T} \sin ^{2}(\theta / 2)

Kan 和 Lee [1979] Gonzalez 和 Gonzalez [1981] Reiff et al. [1981] Wygant 等人 [1983] Doyle and Burke [1983]
Kan and Lee [1979] Gonzalez and Gonzalez [1981] Reiff et al. [1981] Wygant et al. [1983] Doyle and Burke [1983]| Kan and Lee [1979] | | :--- | | Gonzalez and Gonzalez [1981] | | Reiff et al. [1981] | | Wygant et al. [1983] | | Doyle and Burke [1983] |
 ( ρ v 2 ) 1 / 6 v B T sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) ρ v 2 1 / 6 v B T sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) (rhov^(2))^(1//6)vB_(T)sin^(4)(theta//2)\left(\rho v^{2}\right)^{1 / 6} v B_{T} \sin ^{4}(\theta / 2)

Vasyliunas 等人 [1982] Bargatze 等人 [1986] Gonzalez et al.
Vasyliunas et al. [1982] Bargatze et al. [1986] Gonzalez et al. [1989]| Vasyliunas et al. [1982] | | :--- | | Bargatze et al. [1986] | | Gonzalez et al. [1989] |
v B T sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) v B T sin 4 ⁡ ( θ / 2 ) vB_(T)sin^(4)(theta//2)v B_{T} \sin ^{4}(\theta / 2)

Wygant 等人 [1983] Doyle 和 Burke [1983]
Wygant et al. [1983] Doyle and Burke [1983]| Wygant et al. [1983] | | :--- | | Doyle and Burke [1983] |
Electric Field Related References Power Related References Simple Expressions References vB_(z) Rostoker et al. [1972] Burton et al. [1975] epsilon=vL_(o)^(2)B^(2)sin^(4)(theta//2) Perreault and Akasofu [1978] B_(z) "Arnoldy [1971] Tsurutani and Meng [1972]" vB_(T) Doyle and Burke [1983] (rhov^(2))^(1//2)vB_(z) "Murayama [1986] Gonzalez et al. [1989]" B_(z)v^(2),Bv^(2) "Murayama and Hakamada [1975] Baker et al. [1981] Holzer and Slavin [1982]" vB_(T)sin(theta//2) Gonzalez and Mozer [1974] Doyle and Burke [1983] (rhov^(2))^(-1//3)vB_(T)^(2)sin^(4)(theta//2) Vasyliunas et al. [1982] Gonzalez et al. [1989] B_(z)^(2)v,B^(2)v "Holzer and Slavin [1982] Baker et al. [1981]" vB_(T)sin^(2)(theta//2) "Kan and Lee [1979] Gonzalez and Gonzalez [1981] Reiff et al. [1981] Wygant et al. [1983] Doyle and Burke [1983]" (rhov^(2))^(1//6)vB_(T)sin^(4)(theta//2) "Vasyliunas et al. [1982] Bargatze et al. [1986] Gonzalez et al. [1989]" vB_(T)sin^(4)(theta//2) "Wygant et al. [1983] Doyle and Burke [1983]" | Electric Field Related | References | Power Related | References | Simple Expressions | References | | :---: | :---: | :---: | :---: | :---: | :---: | | $v B_{z}$ | Rostoker et al. [1972] Burton et al. [1975] | $\epsilon=v L_{o}^{2} B^{2} \sin ^{4}(\theta / 2)$ | Perreault and Akasofu [1978] | $B_{z}$ | Arnoldy [1971] <br> Tsurutani and Meng [1972] | | $v B_{T}$ | Doyle and Burke [1983] | $\left(\rho v^{2}\right)^{1 / 2} v B_{z}$ | Murayama [1986] <br> Gonzalez et al. [1989] | $B_{z} v^{2}, B v^{2}$ | Murayama and <br> Hakamada [1975] <br> Baker et al. [1981] <br> Holzer and Slavin [1982] | | $v B_{T} \sin (\theta / 2)$ | Gonzalez and Mozer [1974] Doyle and Burke [1983] | $\left(\rho v^{2}\right)^{-1 / 3} v B_{T}^{2} \sin ^{4}(\theta / 2)$ | Vasyliunas et al. [1982] Gonzalez et al. [1989] | $B_{z}^{2} v, B^{2} v$ | Holzer and Slavin [1982] <br> Baker et al. [1981] | | $v B_{T} \sin ^{2}(\theta / 2)$ | Kan and Lee [1979] <br> Gonzalez and Gonzalez [1981] <br> Reiff et al. [1981] <br> Wygant et al. [1983] <br> Doyle and Burke [1983] | $\left(\rho v^{2}\right)^{1 / 6} v B_{T} \sin ^{4}(\theta / 2)$ | Vasyliunas et al. [1982] <br> Bargatze et al. [1986] <br> Gonzalez et al. [1989] | | | | $v B_{T} \sin ^{4}(\theta / 2)$ | Wygant et al. [1983] <br> Doyle and Burke [1983] | | | | |

图 5.1979 年 7 月 26 日和 27 日暴风雨的耦合函数（ ϵ , E y ϵ , E y epsilon,E_(y)\epsilon, E_{y} 和 F 4 F 4 F_(4)F_{4} ）、能量输入函数 Q Q QQ 和 D s t ∗ D s t ∗ Dst^(**)D s t^{*} 曲线示例。还显示了相关的 Q / ϵ Q / ϵ Q//epsilonQ / \epsilon 变化。详见正文。[参考 Mendes 等人，1994 年]。

两个能量输入部分，一个由太阳风 "直接驱动"，另一个是间接的，即从尾水库 "卸载"。关于亚暴能量输入的直接 "驱动 "和 "非负载 "部分的相对作用的全面讨论，读者可参阅 Rostoker 等人的综述论文[1987]。线性预测滤波技术在风暴研究中的应用还不够详细，无法确定风暴是否也有驱动和卸载部分，以及与风暴强度水平相关的比例。Fay 等人[1986]介绍了方程 (3) 所规定的风暴可预测性线性滤波器的一些有限结果。

另一方面，观测表明[Gonzalez 等人，1989 年]，大多数强烈风暴似乎都是直接驱动的，而风暴强度越小，直接驱动耦合函数与环流响应之间的相关系数就越小，如公式 (3) 所示。因此[Gonzalez 等人，1989 年；Mendes 等人，1994 年]，卸载成分似乎对中等强度（和较弱强度）的风暴更为重要。

最近，为了找到可用于亚暴预测的线性和非线性滤波器，人们做出了相当大的努力来寻找磁层中可模拟驱动和卸载部分的机制[例如，Baker 等人，1991 年；Klimas 等人，1992 年；Goertz 等人，1993 年][例如，Vassiliadis 等人，1993 年]。最终，将这些工作扩展到风暴研究中将是非常有意义的。


3.3.风暴的季节和太阳周期分布


众所周知，地磁活动作为一个整体具有季节性变化，其最大值出现在春分时节[如 Russell 和 McPherron，1973 年]。图 6 显示了 1975-1986 年间峰值 Dst ≤ − 100 nT ≤ − 100 nT <= -100nT\leq-100 \mathrm{nT} 的强风暴的季节分布情况（取自

来自 Gonzalez 和 Tsurutani [1992]。请注意，与通常在强度较小的风暴中发现的不太明显的调节相比，这种分布显示出非常大的季节性调节[如 Clúa de Gonzalez 等人，1993]。关于风暴季节分布的起源，特别是强风暴的分布，目前还没有达成共识。

最近，Crooker 等人[1992]认为，强 B S B S B_(S)B_{S} 场是造成季节性分布的原因。

磁暴的季节性变化：1975-1986 年

图 6.1975-1986 年间强烈风暴的季节分布（峰值 Dst <-100 nT）。图中给出了每月这些风暴的归一化数量。

强烈风暴的产生可能源于冲击后的气流，它通过黄道面内系统的压缩和垂坠模式，使罗素-麦克菲伦极性效应大大增强。然而，这种效应似乎并不会对 B S B S B_(S)B_{S} 场产生实质性的改变，因为在太阳黄道坐标中， B S B S B_(S)B_{S} 场已经很大了，甚至似乎已经包含了一种 "轴向"[Cortie, 1915]季节性分布[Gonzalez 等人，1993]。

众所周知，在太阳周期的下降阶段，即接近太阳最小值时，整个地磁活动趋于增强[如 Sugiura，1980 年；Legrand 和 Simon，1991 年]。然而，Gonzalez 等人[1990]的研究表明，强烈风暴（峰值 Dst ≤ ≤ <=\leq -100 nT）在太阳周期内往往会出现两个峰值，一个在太阳最大值之前或太阳最大值时，另一个在太阳最大值之后 2 到 3 年。图 7 a 是太阳周期 21 强风暴（峰值 Dst < − 100 nT < − 100 nT < -100nT<-100 \mathrm{nT} ）双峰分布的一个例子。研究还发现[Gonzalez et al., 1990]，强度为 < − 10 nT < − 10 nT < -10nT<-10 \mathrm{nT} 、持续时间为 > 3 > 3 > 3>3 小时的 B z B z B_(z)B_{z} 场的太阳周期分布在第 21 个太阳周期也有类似的双峰分布，如图 7b 所示。Gonzalez 和 Tsurutani [1987] 最初是通过对 1978 年 8 月至 1979 年 12 月 ISEE 3 期间的强烈风暴的研究提出强烈风暴与这类 B S B S B_(S)B_{S} 场的联系的。


4.风暴和次级风暴的关系


4.1.定义问题


据观测，在磁暴的主要阶段会出现强烈的亚暴。许多研究人员相信或默认，磁暴的形成是亚暴频繁发生的结果。事实上，Chapman [1962 年，第 9 页] 在早期一篇讨论这个问题的论文中就指出：

磁暴由零星和间歇性的极地扰动组成，寿命通常为一小时或更长时间。这些扰动我称之为极地亚暴。虽然极地亚暴最常发生在磁暴期间，但它们也会出现在没有重大磁暴的宁静时期。

在回顾他与 S. 查普曼的合作时，Akasofu（私人通信，1991 年）评论道：

在国际地球物理年期间对强烈风暴进行研究的第一个发现是，极光在风暴期间多次发生系统性变化，从安静状态变为极度扰动状态，然后又回到安静状态。令我们非常惊讶的是，极光甚至在主阶段的最强盛时期也会非常安静。

图 7. (a) 太阳周期 21 强烈风暴的双峰分布（峰值 Dst < − 100 nT < − 100 nT < -100nT<-100 \mathrm{nT} ）。(b) 幅值 < − 10 nT < − 10 nT < -10nT<-10 \mathrm{nT} 和持续时间 T > 3 h T > 3 h T > 3hT>3 h 的 B z B z B_(z)B_{z} 场的相应双峰分布。(给出了事件的年度相对数量。）未划线的条形图是根据现有卫星数据覆盖范围对这些区间进行归一化处理后的修正值。更新自 Gonzalez 等人[1990]。

因此，原则上磁层亚暴[Akasofu，1968 年]可以独立于磁暴发生。亚暴的现代定义[Rostoker 等人，1980 年，第 1663 页]是

磁层亚暴是在地球夜侧开始的一个瞬变过程，在这个过程中，太阳风与磁层相互作用产生的大量能量沉积在极光电离层和磁层中。

我们当然有充分的物理理由相信磁暴由强烈的亚暴组成。在亚暴活动期间，能量会沉积到内部磁层，从而形成所谓的部分环流（通过场对准电流与极光电喷相连）。部分环流的夜侧部分可能与磁尾中的交叉尾流相邻[Sugiura，1972]。由于

这种局部环流的特征响应时间约为 2 − 3 2 − 3 2-32-3 小时[Clauer 等人，1983]，如果连续发生强烈的亚暴，而以前的亚暴对局部环流的影响仍然存在，则局部环流的局部时间范围可能会变大，并演变成风暴时间对称的环流。换句话说，单个亚暴可能会造成方位角局部的 "小型 "环流。如果亚暴发生得足够频繁，注入的环流粒子可能会在捕获区积聚，形成与地磁暴主阶段相关的对称环流。同样可以想象的是，在磁暴的主阶段，与强烈亚暴相关的等离子体注入会在很宽的经度范围内发生，因此连续注入的等离子体不需要很长时间就能形成对称环流。虽然这是一个可信的假设，但我们必须要问，观测到的 Dst 变化是否真的可以纯粹从亚暴活动的知识中定量地再现出来。

要解决这个问题，我们必须考虑一系列问题。连续发生多次强烈的亚暴是磁暴的必要条件吗？如果是，多少次是多次？强烈是多强烈？连续是连续到什么程度？如果第一个问题的答案是否定的，那么为什么亚暴是偶然发生的，它们在日地相互作用中的作用是什么？

  4.2.风暴条件


环流演变受方程 (3) 控制。为了检验 Dst 是否可以通过了解正在进行的亚暴活动（或者更实际地说是通过了解 A E A E AEA E 指数）来重现，我们假设 Q Q QQ 与亚暴活动成正比。换句话说，我们假定风暴主相位是由亚风暴扰动的线性叠加来描述的。这一假设背后的逻辑（或物理学）并不要求电离层中的极光电射流直接产生磁层环流。相反，它表明太阳风/电离层/磁层中存在一个能量储存库。

网尾，同时向环流和极地电离层输送能量（后者负责亚暴特征）。当环流没有能量输入时，环流强度根据公式（4）衰减。这似乎与观测结果一致[如 Davis 和 Parthasarthy，1967 年；Feldstein 等人，1984 年]。然而，许多研究人员注意到，这一简单假设在许多情况下并不十分奏效[参见 Davis，1969 年；Kamide 和 Fukushima，1971 年]。对于具有相同强度的极光电射流（用 A E A E AEA E 量化），环流在风暴的主要阶段比在非主要阶段更有效地增长，这表明环流的能量注入率并不简单地与亚暴活动水平成正比。不过，也可以把风暴-亚暴关系写成
storm = ∑ α i ( substorm ) i  storm  = ∑ α i (  substorm  ) i " storm "=sumalpha_(i)(" substorm ")_(i)\text { storm }=\sum \alpha_{i}(\text { substorm })_{i}

其中， α i α i alpha_(i)\alpha_{i} 是第 i i ii 次事件的效率，在磁暴的早期主阶段最大。即
Q ( t ) = α ( t ) A L ( t ) Q ( t ) = α ( t ) A L ( t ) Q(t)=alpha(t)AL(t)Q(t)=\alpha(t) A L(t)

其中，参数 α ( 0 < α < 1 ) α ( 0 < α < 1 ) alpha(0 < alpha < 1)\alpha(0<\alpha<1) 表示环流增长相对于相应亚暴强度的效率。

结果如图 8 所示[参见 Kamide 和 Fukushima，1971 年]，其中假定效率是时间的指数函数。对于弱风暴和大风暴，通过 A L A L ALA L 倍效率的叠加，可以很好地再现观测到的 Dst 变化。这表明，虽然环流的发展和极光电喷的发展密切相关，但注入环流和极地电离层的能量分区并不总是成恒定的比例。人们有理由问，是什么决定了这种随时间变化的分配率？在数学处理中， α α alpha\alpha 是输入环流的能量效率。因此，我们有一个基本问题：控制这一效率的物理过程是什么？

图 8.根据环流注入率与 A E A E AEA E 有关的假设计算得出的 Dst 指数与环流能量的比较，即 Dst 指数在主阶段开始时最大，之后呈指数衰减。[根据 Kamide 和 Fukushima, 1971].

如第 3 节所述，自 Rostoker 和 Fälthammar [1967] 以及 Kokubun [1972] 开展初步研究以来，人们已充分认识到太阳风参数，特别是行星际磁场（IMF）的大小和方向，控制着日地相互作用的程度。如表 1 所示，IMF B S B S B_(S)B_{S} 场的振幅和持续时间都必须超过一个临界值，才能形成一定强度的风暴主相位。

根据第 3 节的讨论，似乎可以合理地认为，效率 α ( t ) α ( t ) alpha(t)\alpha(t) 是 IMF 南向分量或行星际介质电场黎明到黄昏分量的函数。这表现在IMF对环流粒子注入内磁层速度的调节上。

在制定任何风暴/次风暴关系模型时，都必须考虑以下三点：

  1. 风暴时间的亚暴与 Dst 没有明显增强时出现的亚暴没有明显区别，只是最强烈的亚暴通常出现在风暴的主阶段。

  2. 在没有亚暴的情况下，没有观测到磁暴。

  3. 当地磁活动异常频繁时（即 K p = 9 K p = 9 Kp=9K p=9 ），总是在磁暴期间。

理解磁层中的磁暴/次磁暴过程的另一个复杂因素在于存在准稳定的磁层条件。存在对流海湾[Pytte 等人，1978 年]和稳定的磁层对流事件[Sergeev 和 Lennartson，1988 年]就是这种行为的证据。磁层的这种行为已被证明是在相对恒定的大南向 IMF 长时间间歇期间发生的。此外，Tsurutani 和 Gonzalez [1987] 研究的 HILDCAA 事件表明，磁层对 IMF 中的准周期性扰动有某种独特的反应。

亚暴的存在当然不是磁暴发展的充分条件。有时，风暴期间的亚暴强度与 Dst 量化的风暴强度之间甚至可能存在反相关性[Akasofu, 1981b]。尽管如此，亚暴的 IMF 条件可能确实包含在风暴的 IMF 条件中。根据 Kamide 等人[1977]的研究，只要 1 小时平均 IMF B z B z B_(z)B_{z} 的值为 < − 3 nT < − 3 nT < -3nT<-3 \mathrm{nT} ，亚暴就会以 100 % 100 % 100%100 \% 的概率发生，如表 1 所示。根据该表，强烈磁暴（峰值 Dst <-100 nT）的一个必要条件是南向 IMF 必须较大（ < − 10 nT < − 10 nT < -10nT<-10 \mathrm{nT} ）和持续（ > 3 hrs > 3 hrs > 3hrs>3 \mathrm{hrs} ）。当携带大量南向 IMF 的太阳风包裹撞击磁层顶时，磁暴的主要阶段就开始了。至少，在一个工作模型中，可以方便地假定亚暴的发生是磁层对流增强的副产品，而磁层对流增强的结果是

来自磁层上增强的太阳风黎明到黄昏电场。这种观点与 Siscoe [1982] 的环流耦合模型的预测一致，后者认为 Dst 是直接从太阳风参数中推导出来的，而 A E A E AEA E 则不是。

因此，我们应该重新关注这样一个问题：为什么一些大的亚暴与Dst的显著增加有关，而其他同样大的亚暴似乎对Dst没有什么影响。答案的一部分可能在于，环流强度可能反映了太阳风输入磁层的能量长期异常增强的累积效应，正如 Rostoker 和 Fälthammar [1967] 最初提出的那样。也就是说，如果行星际电场强度和强度维持时间的综合效应不足，我们可能会观察到显著的膨胀相活动，但环流增强却很小。另外，我们也可以认为，亚暴活动的水平（通过 A L A L ALA L 或 A E A E AEA E 指数量化）可能与 Dst 的增强没有关系，因为亚暴膨胀相活动反映了能量的分配方式，使其无法储存在环流中。第三种解释可能与测量 A E A E AEA E 和 A L A L ALA L 的方式有关（即亚暴活动水平的量化方式）。其测量结果用于评估 A E A E AEA E 和 A L A L ALA L 的台站，其位置靠近极光椭圆的平均位置。对于大风暴，极光椭圆会从其正常位置向赤道偏移很远，在这种情况下， A E A E AEA E 观测站无法在纬度峰值对电射流扰动进行采样[Feldstein，1992]。因此，当粒子注入[参见 McIlwain, 1974]发生在相对靠近地球的地方时，亚暴活动的强度可能会被严重低估。 正如我们将在下一节讨论的那样，当粒子注入异常接近地球时，环流很可能会显著增强。


4.3.通过注入高能粒子产生 Dst


很明显，环流增强至少部分与亚暴膨胀相活动相关的高能粒子注入有关。因此，我们又回到了为什么某些膨胀相活动与显著的环流注入有关，而其他活动似乎没有什么影响的问题上，并试图为这一明显的事实找出物理原因。解决这个问题的一种方法是注意到，只有当注入的高能粒子能够在地球周围形成完整的漂移路径时，对称环流才会形成。有两种可能性会阻止这种情况发生。一方面，如果注入发生在地球后方太远的地方（大 L L LL ），漂移路径将沿着磁尾侧翼空间与磁极相交，注入的粒子将无法形成对称环流。另一方面，如果注入的粒子接近于

在这种情况下，至少在很长一段时间内，注入的粒子可能会对流到日侧磁极，并在能够绕地球一圈之前再次消失。因此，当注入的粒子足够接近地球，对流电场终止时，大部分粒子仍被困在磁层中，注入的粒子将在地球磁层中形成完整的环流，这似乎很有可能形成对称环流。反过来，当造成注入的亚暴膨胀相活动开始时对流电场明显减弱时，也会出现这种情况。要实现这一系列条件，必须在亚暴扩张相活动开始时减少流入磁层的能量，而实现这一点的最可能方式是改变 IMF B S B S B_(S)B_{S} 分量，使其向北流动，或至少减少向南流动。值得对 Dst 显著增强时行星际条件的变化进行研究，以了解有关 D s t D s t DstD s t 和 A E / A L A E / A L AE//ALA E / A L 之间缺乏简单相关性的原因的建议是否得到了证实。

在最近的模拟研究中，Takahashi 等人[1990 年]使用单色粒子轨迹跟踪方法和时变对流电场，测试了部分环流形成闭合环流的情况。研究还表明[Takahashi 等人，1991 年]，在电离层和场对齐电流分量较强的主阶段，环流的不对称分量可能主宰对称分量。

值得注意的是，在过去五年中，我们对亚暴活动期间地球静止轨道变化的了解取得了重大进展。特别是考夫曼（Kauffman）[1987]已经能够证明，地球静止轨道附近的交尾电流强度至少要比以前想象的大一个数量级，才能说明该空间区域的磁场能够变得非常像尾巴。因此很明显，在某些亚暴膨胀阶段，地球静止轨道附近磁场线的双极化必须涉及非常大的感应电场（即与地球静止轨道附近交尾电流突然减小有关的大的磁场变化率）。Mauk和Meng[1987]利用与横尾电流骤变有关的感应电场解释了高能粒子的 "注入"，Wang等人[1990]和Lui等人[1991a]的研究提出了解释横尾电流骤减的物理机制。因此，我们完全有理由相信，在亚暴膨胀阶段开始时，近地磁尾磁场的双极化是粒子通电的一个重要原因，这些粒子将成为亚暴膨胀阶段的一部分。

不对称环流。至于这些粒子是否对对称环电流有贡献，则取决于上述考虑因素。

  5.讨论


5.1.通过其他机制获取 Dst


Lyons 和 Williams [1980] 的研究表明，在强烈地磁暴期间，在 L L LL 值 ≤ 4 ≤ 4 <= 4\leq 4 处观测到的被困离子和电子的通量增加，可以用先前存在的被困粒子分布的 1 到 3 R E 3 R E 3R_(E)3 R_{E} 径向内位移来定量解释。在 L ≤ 4 L ≤ 4 L <= 4L \leq 4 处的风暴时间环流的这一拟议来源只需要在前两个绝热不变式守恒的条件下，通过向内位移加速先前存在的被困粒子群。我们无法检验这种向内的径向位移是否能够解释 L = 4 L = 4 L=4L=4 以外任何径向距离的风暴时间通量的增加。然而，粒子损失的存在意味着新粒子被注入到 L = 4 L = 4 L=4L=4 以外的被困区域。Lyons 和 Williams 还提出，强烈地磁暴与典型亚暴活动之间的一个显著区别可能是，风暴期间发生的向内对流的纵向范围比典型亚暴期间大得多。同样，强烈风暴期间径向位移所涉及的对流电场至少是亚暴期间通常观测到的对流电场的 2 到 3 倍。

由于上述机制主要适用于能量范围 ≤ 40 keV ≤ 40 keV <= 40keV\leq 40 \mathrm{keV} 内的被困粒子，而在更高能量下，环流粒子的漂移周期通常短于主相发展的时间，因此 Lyons 和 Schulz [1989] 认为，在这些更高能量下，径向输运是由随机电场来完成的。对于这种径向扩散输运，Chen 等人[1992]利用 Fälthammar[1965] 最初提出的径向扩散准线性理论进行了导向中心模拟。

图 9 是上述经审查的风暴时间环流形成机制（第 4.3 和 5.1 小节）的总结。请注意，图中（1）和（2）不一定涉及亚暴的发生。


5.2.环流损耗过程


从早期的研究开始[如 Akasofu 和 Chapman，1972 年]，就有人认为环流至少由两个不同的带组成：一个发展成一个大的成分（但衰减很快），另一个性质较弱（衰减缓慢）。现代的解释意味着，前一种环流在较近的距离 ( 2 − 4 R E ) 2 − 4 R E (2-4R_(E))\left(2-4 R_{E}\right) 存在氧离子，而后一种环流通常被认为是在较远的距离主要由质子组成的环带[例如，Williams，1985 年；Lui 等人，1987 年；Hamilton 等人，1988 年]。

造成风暴的机制 - 时间环流的形成

(1) dRIVEN OUTER CONVECTION (2) 驱动 INER 对流。 (3) suestorm Invections (4) 随机弧度钻孔
(1) dRIVEN OUTER CONVECTION (2) driven INer convection (3) suestorm Invections (4) Stochastic radal Drfft| (1) dRIVEN OUTER CONVECTION | | :--- | | (2) driven INer convection | | (3) suestorm Invections | | (4) Stochastic radal Drfft |

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图 9.风暴时环流形成的各种机制。

因此，必须知道环流带的离子组成和位置，才能更好地定量了解损耗过程，从而更好地理解方程 (3) 中的 τ τ tau\tau 参数。已经开展了一些模拟工作 [Wodnicka, 1991]，以便根据注入能量、初始俯仰角分布、离子注入位置和离子种类的函数来跟踪风暴的发展。正如 2 , τ 2 , τ 2,tau2, \tau 一节所讨论的那样， 2 , τ 2 , τ 2,tau2, \tau 是若干损耗过程的复杂函数。要计算 τ τ tau\tau 的总体值，应考虑所有损耗过程中构成环流的所有粒子。

有三个基本过程有助于清除地球辐射带中的地磁捕获离子，即电荷交换、库仑散射和与等离子体波的共振相互作用。每个过程都对离子的能量、成分、俯仰角分布和在辐射带中的总体位置非常敏感。由于这种敏感性，我们必须能够在风暴的各个阶段确定每个过程的绝对值和相对重要性。

这些损耗过程并非完全相互独立。例如，电荷交换产生的俯仰角各向异性会导致粒子分布不稳定，从而影响电磁效应的激发。

我们预计，在环流最接近地球的风暴主阶段，伴随的波激励可能会变得非常重要。因此，我们预计，在风暴主阶段，环流最接近地球时，伴随的波激励可能会变得很重要。此外，在风暴主阶段，离子的倍他加速也会优先加热垂直于 B o B o B_(o)B_{o} 方向的离子。这一过程将进一步导致产生对波激发不稳定的分布。

因此，我们应该尝试对风暴主要阶段激发的电磁离子-回旋波和其他等离子体波进行定量评估。由于与这类波的共振相互作用，离子损失的寿命[如 Cornwall 等人，1970 年]可能大大短于电荷交换或库仑散射的寿命。因此，这种机制可能是以前的经验研究[如 Akasofu，1981a；Gonzalez，1989]所获得的主阶段异常短寿命的原因。

在风暴恢复期间，对流电场减弱，等离子体暂停（电离层等离子体的外边界）开始向外移动，远离地球[Chappell，1972]，重新填充等离子体球。在风暴的这一阶段，环流离子的库仑散射可能成为位于高密度等离子体球（ Ne ≥ 10 3 Ne ≥ 10 3 Ne >= 10^(3)\mathrm{Ne} \geq 10^{3} ）内部的离子的一个重要损耗过程[Fok 等人，1991 年]。热电子的库仑散射可能会导致沿环流内缘被困离子的能量逐渐衰减。它还可能降低离子俯仰角分布的各向异性，从而终止或减少波的增长。在膨胀质点之外的区域，电荷交换即使不是主要的损耗过程，也仍然是一个重要的损耗过程[Smith 等人，1976 年]。电荷交换寿命与离子能量和成分密切相关[Tinsley，1976 年；Lyons 和 Evans，1976 年；Spjeldvik，1981 年；Fok 等人，1991 年]，这将决定风暴恢复期间外环流中离子的能谱、俯仰角分布和成分。在这些条件下，是否可能出现波浪激发和相关损失仍有待确定。

从为风暴主阶段所做的粗略经验模型中可以发现， τ τ tau\tau 随着注入速率的增加而趋于减小。Prigancova 和 Feldstein [1992] 认为，在强烈注入的情况下， τ τ tau\tau 的值可能会减小到 ∼ 1 ∼ 1 ∼1\sim 1 小时。Gonzalez 等人 [1989] 根据经验确定，在非常强烈的风暴主阶段的峰值， τ τ tau\tau 的值甚至更低。目前，还没有任何物理模型可以解释 ∼ 1 ∼ 1 ∼1\sim 1 小时或更短的衰减时间[如 Fok 等人，1991 年]。


5.3.Dst 与其他地磁指数的关系


只有少数几次尝试在统计上将 Dst 指数与其他地磁指数联系起来[Campbell，1979 年；Saba 等人，1994 年]。通过这些研究

这些有用的信息有助于更好地理解风暴/次风暴之间的关系。此外，通过确定 D s t D s t DstD s t 和 a p a p apa p （或 K p K p KpK p ）之间的关系，我们可以推断出 Dst 值在没有这些值的时间段内（1957 年以前）的值。Saba 等人[1994]通过对 D s t , a p D s t , a p Dst,apD s t, a p 和 A E A E AEA E 之间的成对相关性研究，分别对太阳最大值前后和太阳最小值前后的时间间隔提出了这些关系的例子。这些作者还使用多重相关方法对作为 Dst 和 A E A E AEA E 函数的 ap 进行了相关研究，并发现相关值比 Dst 与 A E A E AEA E 和 Dst 与 ap 的简单成对相关值要大。这是因为中纬度磁强计记录既有亚暴流的贡献，也有环流的贡献。目前正在研究这些贡献的相对比例与风暴阶段和风暴振幅水平的函数关系。

在为数不多的关于风暴/亚暴关系的研究中，Davis 和 Parthasarathy [1967] 以及 Akasofu [1981b] 的早期研究值得特别关注。Davis 和 Parthasarathy 的研究表明，Dst 峰值往往与 Dst 峰值前 10 小时内 A E A E AEA E 的小时值总和相关。分析是针对 1958 年的一组中等强度和强烈强度的风暴以及从几小时到大约 15 小时的其他积分时间间隔进行的，结果发现 10 小时的相关系数更高。

最近，Saba 等人[1994] 对 1974 年、1978 年和 1994 年的 22 场强烈风暴进行了类似的分析。

1979 年，Davis 和 Parthasarathy 发现了相同的结果，即峰值 Dst 值与峰值 D s t D s t DstD s t 起前 10 小时内 A E A E AEA E 的时间积分相关性最好（相关系数为 0.87）。 A E A E AEA E 时间积分也适用于每场暴风雨的主要阶段持续时间间隔，但相关系数要低得多（0.65）。

与风暴的-Dst 峰值相比， A E A E AEA E 的 10 小时积分背后的原因尚不清楚。一些初步建议涉及：(1) 在强风暴期间存在大约 10 小时的 A E A E AEA E "包"，它是由三到四个连续的强亚暴形成的；(2) 在磁云类型的行星际结构中 B S B S B_(S)B_{S} 场的典型持续时间；(3) 风暴/亚暴联合消散机制的临界时间尺度。

另一方面，Akasofu [1981b] 研究了几个强风暴期间的 Dst A E A E AEA E 关系，以检验 A E A E AEA E 在风暴主阶段的线性增长。他认为，在中等风暴级别， A E A E AEA E 和 | D s t | | D s t | |Dst||D s t| 实际上呈线性增长。然而，他发现，对于更强烈的风暴， A E A E AEA E 在大约 1000 nT 的水平上趋于饱和，这表明存在某种风暴/次风暴解耦。

Saba 等人[1994]还利用 15 个强（ − 250 nT ≤ − 250 nT ≤ -250nT <=-250 \mathrm{nT} \leq 峰值 Dst < − 100 nT < − 100 nT < -100nT<-100 \mathrm{nT} ）和极强（峰值 Dst < − 250 nT < − 250 nT < -250nT<-250 \mathrm{nT} ）风暴更新了这项研究。图 10 显示了不同强度风暴的结果。根据 Akasofu 的建议，中等强度的风暴（1974 年 10 月 13 日的风暴）呈线性变化，而强风暴（1974 年 4 月 4 日的风暴）的 A E A E AEA E 值在大约 1000 nT 时达到饱和（脱钩）。

各级风暴强度下的 AE-Dst 关系

图 10.几级风暴强度下的 AE-Dst 关系。更新自 Saba 等人 [1993]。

在该图中， A E A E AEA E 值迅速下降（1970 年 3 月 8 日的风暴）。

Feldstein [1992] 认为，强烈风暴的 A E A E AEA E 出现明显饱和甚至下降，可能是由于在这种情况下极光椭圆的纬度大大降低， A E A E AEA E 站无法正确监测子风暴的演变。不过，Feldstein 使用（纬度）修正的 A E A E AEA E 值研究了 1969 年 3 月 23 日和 24 日的强烈风暴，在风暴主阶段的最后几个小时，仍然显示出明显的饱和。

  6.总结概念


在回顾地磁暴的概念时，我们发现地磁暴一词是基于中低纬度地磁变化的一种现象学，环流的增强是风暴磁变化低频成分的来源，并通过 Dst 指数进行量化。

风暴和亚暴现象都源于太阳风能量在磁层-电离层系统中重新分配的物理过程。正如本文第 4.2 节和第 5.1 节所指出的以及图 9 所示，亚暴的特性在某种程度上与环流发展的特性有关，但这种关系的物理现象目前还不完全清楚。显然，亚暴膨胀相效应会导致磁层电场的变化，从而对环流的形成产生深远的影响，这种影响似乎是非线性的。还应探索环流增强在调节亚暴动力学方面可能存在的反馈机制。

目前为 D s t D s t DstD s t 指定一个较低的阈值，低于该阈值风暴一词就不适用，这种做法没有任何物理依据。然而，指定一个较低的阈值是为了满足一种业务需要，即确定在太阳风能量强烈渗透到磁层-电离层系统期间所拍摄的数据集，因为磁层-电离层系统很容易受到日地相互作用产生的影响。因此，风暴可以被理解为这种相互作用的一个特例，在这种相互作用中，环流不断增长，直到超过量化指数 Dst 的某个关键阈值。

为什么日地相互作用增强的某些时间段会出现环流增长，导致 Dst 超过指定阈值（在本文中，阈值为 -30 nT），这似乎取决于磁层中对流电场的行为。众所周知，在对流电场水平不高的情况下也会发生相当强烈的亚暴注入。然而，要使环流更接近地球，需要强度（和持续时间）更大的对流电场。因此，我们可以说，强烈的风暴伴随着强烈而频繁的亚暴，但强烈的亚暴也可以

在没有强烈风暴的情况下也会发生。这样，最初由 Chapman [1962] 和 Akasofu [1968] 提出的这两个概念就被纳入了一个更普遍的概念中。HILDCAA 亚暴也证实了这一点，它具有频繁和强烈的特征，但由于缺乏足够大和持续的对流电场而不涉及强烈风暴。

由于对流电场的振幅和持续时间取决于 IMF B z B z B_(z)B_{z} 分量的振幅和持续时间，因此借助图 11 可以更好地理解上述概念。这里我们说明了亚暴、HILDCAA 和强风暴的 B z B z B_(z)B_{z} 条件。众所周知，一个适度的 B z B z B_(z)B_{z} 值，例如 -3 nT（见表 1），持续时间为 ∼ 1 ∼ 1 ∼1\sim 1 小时，就足以导致亚暴。由于相关的对流电场相对较小，原则上可以发生环流增强，但由于环流的注入量预计较小，且位置较远，因此对 Dst 的贡献较小。这种情况在 HILDCAA 事件中会反复出现，因为 B z B z B_(z)B_{z} 场属于一列行星际阿尔弗韦恩波 [Tsurutani 和 Gonzalez, 1987]，其 B z B z B_(z)B_{z} 振幅也不大，通常为 > − 5 nT > − 5 nT > -5nT>-5 \mathrm{nT} 。另一方面，在强烈风暴期间， B z B z B_(z)B_{z} 场具有较大的振幅和持续的时间（如表 1 所示），这在强烈的 CME 事件中最常被观测到。

总之，我们可以将风暴定义为一个时间间隔，当足够强烈和持久的行星际对流电场通过磁层-电离层中的大量能量导致


风暴-亚暴关系


图 11.以 Dst 和 A E A E AEA E 指数表示的风暴/亚暴关系示意图，适用于称为亚暴、HILDCAA 和风暴的三个基本活动类别。图中还显示了相关的 B z B z B_(z)B_{z} 场行为和起源。

系统，到环流增强到足以超过量化风暴时间 Dst 指数的某个关键阈值。

由于预计这种行星际电场条件也会导致频繁发生强烈的亚暴，因此可以解释风暴的主要阶段总是伴随着亚暴这一事实。然而，这种频繁发生的亚暴在多大程度上是环流增强的必要条件，仍然是一个未决问题。

当我们提到 "环流 "增强时，我们仍然不知道 Dst 指数监测的是哪些电流。尾流和场对齐电流是否有明显的影响？我们也不知道对称电流和非对称电流对 Dst 指数所监测的总环流的相对贡献。

最后，对环流粒子和能量组成的现场监测已经达到成熟阶段[例如，Roelof 和 Williams，1988 年]，但有关这种组成来源的关键问题尚未解决。以图 9 为例，我们有兴趣了解在环流形成过程中，这些不同的机制是如何影响不同的粒子种类和能量的。这方面的知识肯定会有助于我们更深入地了解风暴/亚暴关系问题，因为其中一些机制似乎更直接地受增强的磁层对流的支配，而另一些机制则似乎更多地与亚暴动力学本身有关。考虑到本文第 5.1 节提到的 Lyons 和 Williams[1980]、Lyons 和 Schulz[1989]以及 Chen 等人[1992]所做的研究，我们可以预计，磁层对流（直流）电场在环流粒子的低能量域（约 40 keV）对环流赋能的直接作用将更为有效，而亚暴相关（交流）电场将在高能量域发挥主要作用。不过，在了解亚暴动力学在风暴时间环流发展中的总体作用时，应将这种相对作用与其它重要因素（如本文第 4 节讨论的那些因素）结合起来。

  7.建议


在试图确定磁暴的发展和衰减特征时，许多研究人员试图利用从地面磁图中得出的指数来量化地磁活动水平。然而，这些指数存在一些缺陷，降低了它们在确定磁层活动强度和时间发展方面的有效性。

在这些指数中，最重要的目的是

Dst 是研究磁暴的一个重要指标。如第 2.1 节所述，引入该指数[参见 Sugiura, 1964]是为了测量对称环流的强度，至今仍是最常用的强度测量方法。该指数是利用分布广泛的四个低纬度站的扰动磁场的 N-S 分量得出的。测量到的磁场扰动会根据 S q S q SqS q 的影响和各站之间的纬度差异进行校正，然后对四个磁场扰动的最终值进行平均，得出 Dst 值。Dst 通常以每小时数值表的形式提供。

目前对 Dst 指数的评估存在两个严重问题（另见 Baumjohann [1986] 的相关讨论）。第一个问题与只用四个站点来计算数值有关。由于低纬度扰动磁场还受到与亚暴有关的海流系统（即 Kamide 和 Fukushima [1972]以及 Clauer 和 McPherron [1978]描述的非对称环流，涉及场对齐海流、电离层海流 [参见 Takahashi et al、1991]，以及等离子体片内缘附近交叉尾流的偶尔坍塌[参见 Lui 等人，1991b]），很难从 Dst 所代表的对称分量中提取扰动场不对称分量的影响。增加 Dst 网络的台站覆盖范围，以尽量减少这一误差来源，是非常有价值的。该网络应位于 S q S q SqS q 焦点之下，以尽量减少焦点位置变化造成的影响，并应位于赤道电射流之上（约 5 ∘ 5 ∘ 5^(@)5^{\circ} 至 20 ∘ N 20 ∘ N 20^(@)N20^{\circ} \mathrm{N} 和S）。第二个主要问题是测量到的磁场扰动没有根据地球感应效应进行校正。如果所有台站下的电导率相对均匀，这本身可能不是一个严重的问题。遗憾的是，情况并非如此，尤其是位于海岸线或岛屿上的站点。例如，檀香山站位于火山活跃的岛链上，对该站数据 S q S q SqS q 变化的初步研究表明，它严重异常。 建议对所有 Dst 站的地下传导性结构进行调查，以便为可能存在的传导性异常制定校正项。

如果要确定风暴和亚暴活动之间的关系，最好是改进极光电喷指数（ A L , A U A L , A U AL,AUA L, A U 和 A E A E AEA E ），以便最准确地估计极光电离层中流动的东西向电流。这些指数是根据分布在世界各地的 12 个站点的扰动磁场 N-S 分量得出的。这些指数实际上代表了各观测站数值时间序列的包络，因此可能与扰动磁场的实际变化并不相似。

在任何特定台站的极光磁场。在确定极光电喷强度时，最重要的误差来源可能是参与观测站的固定位置。这些台站的经度分布相对较好，位于磁午夜附近极光椭圆的平均位置附近。在相对平静的时期，极光椭圆的平均位置在 A E A E AEA E 台站的极向外，因此，虽然电喷中可能有电流流动，但 A E A E AEA E 台站无法监测到该电流，因为扰动磁场的 N − S N − S N-S\mathrm{N}-\mathrm{S} 分量从电喷的边缘迅速下降。此外，当极光电喷非常活跃时，极光电喷会被驱动到 A E A E AEA E 站平均位置明显偏赤道的纬度。在这种情况下，电离层电流强度的实际水平也会被严重低估。可以通过以下建议尽量减少这一特殊问题。

  1. 将现有 A E A E AEA E 台站稍偏北和稍偏南的台站的数据包括进来，从而扩大对 A E A E AEA E 有贡献的台站的覆盖范围。在经度上相距约 180 ∘ 180 ∘ 180^(@)180^{\circ} 的两个 A E A E AEA E 观测站的极地和赤道偏北几度处，使用四个观测站的数据，将大大改进指数。

  2. 利用电射流的前向模型，计算离模型电射流中心不同距离的 H / Z H / Z H//ZH / Z 比值，并利用这些比值与 A E A E AEA E 观测站观测到的 H / Z H / Z H//ZH / Z 比值进行比较。这样就可以预测任何观测站的 N-S 磁扰动场的最大值（会出现在极光电喷中心的正下方）。虽然在哈朗不连续区域（在亚暴扩张相活动期间，西向喷流可能会在东向电射流的极边缘流动）实施这一程序较为复杂，但仍比观测站点位于东向电射流和西向电射流交界处的情况要好。在这种情况下，扰动的 N-S 分量将为零，该局部时区的电射流强度将被严重低估。

最后，我们注意到，在评估磁层活动水平时，应该考虑磁尾中储存的磁通量，因为这可能是风暴时间环流最终可能变得多大的一个指标。众所周知，极盖的大小是衡量尾叶中磁通量的一个标准，因此也是衡量开放磁场线区域赤道边缘纬度的一个标准。这将是一个有用的指标，表明环流中可能存在的存储能量。衡量这一位置的一个可能方法是评估傍晚（清晨）扇区向东（向西）电射流极向边缘的位置。这些位置的标志是环流中 Z Z ZZ 分量的极值。

Kisabeth, 1972]。这种测量方法是非常理想的；但是，只有在极冠显著扩大的情况下才有可能实现。这是因为闭合场线通常会向极光光度区域的极外侧延伸，而极光光度区域通常被认定为极光椭圆。因此，电射流边界，尤其是在宁静时期，可能明显位于开放场线和封闭场线边界的赤道上方。尽管有这一限定，但对于发展成大地磁风暴的事件，在导致环流显著增强的事件发生前不久，电喷流的极向边缘很可能相当接近开放和封闭磁场线之间的边界。

因此，我们建议在高纬度地区通过相距约 180 ∘ 180 ∘ 180^(@)180^{\circ} 的经线升级来监测极冠区域，极冠边界的经度则通过极光电射流极向部分的 Z Z ZZ 分量极值的位置来评估。


7.2.太阳能风能监测


自 ISEE 3 号航天器在诸如地日系统内拉格朗日点这样的有利位置连续监测太阳风 （1980 年前后几年）以来，没有其他航天器专门进行这类观测。因此，在过去十年中，对太阳风-磁层相互作用的研究仅限于在地心卫星（如 IMP 8）偶然出现在太阳风中时监测不连续事件。因此，非常重要的磁暴事件，如1989年3月的磁暴（Dst约为-600 nT！）在没有相关太阳风参数记录的情况下过去了。

在 L 1 L 1 L_(1)L_{1} 对太阳风进行持续监测，还可提供计算太阳风压力校正Dst "指数所需的信息。因此，最近有人努力提出一些项目，特别是在国际日地计划范围内，以便在不久的将来在 L 1 L 1 L_(1)L_{1} 安装太阳风监测器。例如，1991 年 8 月维也纳大会通过的国际大地测量协会第 13 号决议（第 36 页）全文如下：

国际大地测量协会注意到先进的技术系统（特别是电力分配和无线电通信）对地球磁场、磁层和电离层的自然变化越来越敏感，并注意到在定量了解太阳风参数与地球物理参数反应之间的物理关系方面取得了相当大的进展，建议对地球上游的太阳风等离子体和行星际磁场参数进行近乎实时的监测，并在国际上传播这些数据，以预测地面对太阳风剧烈波动可能做出的反应。

致谢。W.D.G. 感谢巴西国家空间研究所 (INPE) 和圣保罗州研究基金 (FAPESP) 以及拉丁美洲科学中心 (CLAF) 对 1991 年 11 月 5-8 日在圣保罗州圣若泽多斯坎波斯举办的 "风暴/次风暴 "研讨会的支持。这次研讨会为本文的讨论提供了基本框架。作者对 S.-I. Akasofu 的重要贡献表示感谢，并对与 S.-I.作者感谢 S.-I. Akasofu 的重要贡献，并感谢与 W. Baumjohann、G. L. Siscoe、M. Sugiura 和 A. L. Clúa de Gonzalez 的讨论。他们还要感谢 R. M. MacMahon 对手稿的帮助。

编者感谢 R. L. McPherron 和 S. I. Akasofu 在评估本文时提供的帮助。

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W.W. D. Gonzalez and J. A. Joselyn, National Oceanic.and Atmospheric Administration, Environmental Research Laboratory, 325 Broadway, Boulder, CO 80303-33280.(电子邮件：selvax::wgonzalez 和 selvax::jjoselyn)

Y.Kamide, Solar Terrestrial Environmental Laboratory, Nagoya University, Honohara, 3-13, Toyokawa, 442 Japan.(电子邮件：41945::kamide)

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G Rostoker，阿尔伯塔大学物理系，加拿大阿尔伯塔省埃德蒙顿，T6G 2G1。(电子邮件：18642::rostoker）

B.T. Tsurutani, Jet Propulsion Laboratory, 4800 Oak Grove Dr., Pasadena, CA 91109.(电子邮件：jplsp::btsurutani)

V.M. Vasyliunas, Max Planck Institute für Aeronomie, Katlenburg-Lindau, D-3411 Germany.(电子邮件：ecd1::linmpi::vasyliunas）

(1993年5月24日收到；1993年10月1日修订；1993年10月1日接受）。

  1. 1 1 ^(1){ }^{1} Instituto de Pesquisas Espaciais, S. J. dos Campos, Sāo Paulo, Brazil.

    2 2 ^(2){ }^{2} 现供职于科罗拉多州博尔德市国家海洋和大气管理局/空间环境实验室。

    3 3 ^(3){ }^{3} 美国国家海洋和大气管理局/空间环境实验室，科罗拉多州博尔德。

    4 4 ^(4){ }^{4} 日本丰川名古屋大学日地环境实验室。

    5 5 ^(5){ }^{5} 美国国家海洋和大气管理局/国家地球物理数据中心，科罗拉多州博尔德。

    6 6 ^(6){ }^{6} 加拿大艾伯塔省埃德蒙顿市艾伯塔大学物理系。

    7 7 ^(7){ }^{7} 喷气推进实验室，加利福尼亚州帕萨迪纳。

    8 8 ^(8){ }^{8} 马克斯-普朗克航空研究所，德国卡特伦堡-林道。