哨声波的自聚焦

本文分析和计算了由于有质动力所导致的哨声波的自聚焦现象。结果表明,对磁层内的中等强度哨声和强哨声自聚焦是可能的。从而这种自聚焦现象可能是哨声导管传播的一种非线性机制。      

VLF波渗透电离层传播计算研究进展

3~30kHz的甚低频（Very-Low-Frequency,VLF）电磁波对近地空间的高能粒子分布具有非常重要的作用.闪电和地面VLF通信台等VLF波主要辐射源产生的VLF波能够渗透进入电离层,并以哨声波模式继续传播至磁层与高能粒子发生相互作用.本文从VLF电磁波渗透电离层传播计算方法的发展、计算模型验证以及模型在电离层现象研究中的应用等方面对VLF波渗透进电离层之后的传播计算的研究进展进行综述,并对未来研究进行初步展望.      

哨声波的有质动力

本文导出哨声波有质动力的一个公式。该公式表明,当ω<Ω_e/2时,有质动力倾向于把电子推向强波场区,从而在波的传播路径上形成密度脊;当ω>Ω_e/2时情况正相反,有质动力倾向于在波的传播路径上形成密度槽。这就表明,weibel的结果[1]只是当ω《Ω_e时本文所得到的结果的特殊情形。      

调制电子束弛豫长度对哨声波辐射的影响

在发射调制电子束的主动空间试验中,电子束与背景等离子体的线性和非线性相互作用将产生哨声波辐射.影响辐射特性的因素很多,调制电子束的弛豫长度是其中一个重要因素.本文研究了呈指数衰减的调制电子束弛豫长度对电子束产生的哨声波辐射特性的影响.结果表明,当电子束弛豫长度与背景等离子体非均匀特征尺度相当时,有利于提高调制电子束产生的波辐射强度.      

磁层中哨声波与电子的相互作用

哨声波与磁层中电子的非线性相互作用,导致电子投掷角降低,沉降到低电离层,引起局部电离增强,而诱发Trimpi效应。本文讨论波-粒子相互作用的过程,并利用超粒子法进行了计算机模拟。计算结果指出共振不仅与电子的速度有关,而且与电子初始拉莫尔相位角有关;计算得到了相互作用时共振电子相位聚焦效应、非共振电子相位聚束效应及电子速度-相位空间中的不均匀振荡等一些结果。同时,也给出了波-电子相互作用引起的沉降电子能量通量随时间的变化和沉降电子的能量分布。      

磁层哨声波的丝化不稳定性

本文分析了磁层内哨声波的丝化不稳定性,并计算了增长率.结果表明,对于L(?)4和电场强度约1mV/m的哨声波最大增长率约0.13/1000km,对应最大增长率的横向波长约400km(赤道位置).并进而指出,这种丝化不稳定性有可能是多路径哨声形成的一种非线性机制.      

无碰撞电流片哨声波不稳定性

通过数值求解文献[4]中物理模型A得到的一般形式的色散关系,讨论了无碰撞电流片低频波不稳定性问题.结果表明,哨声波能被无碰撞电流片直接激发.在中性片上(z/di=0),在较宽的波数范围内,斜哨声波是可以传播的,但它基本上是稳定的.在离子惯性区内(z/di<1,电子惯性区外),斜传播的哨声波是不稳定的.在离子惯性区边缘(z/di=1),斜传播的哨声波仍然是不稳定的,增长率更大,不稳定的波频率范围更高.此外,朝向中性片方向传播(kzdi<0)的哨声波比离开中性片方向传播(kzdi>0)的哨声波有更大的增长率.     

基于能量色散特征计算磁层顶重联位置的方法研究

磁层顶磁场重联是太阳风向磁层输入能量的主要方式.重联如何触发一直是空间物理研究的难点,其机制仍然有待深入研究.由于卫星穿越磁层顶时,很难恰好穿越重联发生的区域,因此难以观测到重联的触发条件.本文利用THEMIS卫星观测,确立了反演磁层顶重联点的方法.当重联刚开始发生时,卫星能够观测到离子的能量色散特征,可利用其计算卫星到重联发生位置的距离.沿着磁力线模型追踪该距离即可反演出磁层顶发生重联的位置.与其他方法进行了对比分析,结果显示本文方法比其他方法具有更高的精度.      

太阳米波噪暴：哨声模式

本文以日冕活动区磁结构演化为噪暴现象的驱动力,并假定日冕活动区在磁学上是不均匀的——存在强磁场纤维,提出了太阳米波噪暴的哨声模式.活动区磁结构的演化将在冕弧中产生弱激波.当弱激波通过强磁场纤维时,加热部分电子,被加热的电子在强磁场纤维中形成损失锥分布.在日冕的噪暴区域中,快速电子的损失锥分布将产生高亮度的哨声波和朗缪尔波.通过感应散射,朗缪尔波滑向低波区域时将与哨声波发生强烈的互作用而产生窄束电磁辐射(Ⅰ型爆发).强磁场纤维及相应的场位形决定了Ⅰ型爆发的频宽和持续时间.而噪暴连续谱则采用通常认为的各同向电子产生的朗缪尔波与低频波耦合的产物.     

太阳风向磁层输入电磁能量研究

利用全球磁流体力学（MHD）模拟结果,通过确立包含磁层顶的太阳风流线内边界来识别三维磁层顶位形,并以极尖区位置作为磁层顶日侧与夜侧的分界线,在此基础上定量研究了不同条件下穿过磁层顶向磁层内输入的电磁能量. 研究发现,磁层顶的能量传输与太阳风条件密切相关,磁重联是控制电磁能量传输的重要机制. 结果表明,当IMF（行星际磁场）南向时,极尖区后方的磁尾附近存在电磁能输入最大值,当IMF北向时,电磁能输入最大值发生在极尖区附近;南向IMF条件下,在IMF强度增大或太阳风密度增大时,磁层顶电磁能传输的电磁能量比北向IMF条件时增加更显著. 太阳风通过调节磁层顶面积间接影响到磁层顶能量传输大小. 研究还发现,北向IMF与南向IMF条件下穿过磁层顶的电磁能输入的比值范围约为10%～30%,此比值一定程度上反映了北、南方向IMF与地磁场磁重联效率的比值.      

磁层顶旋转间断的稳定性

本文应用三层模式和ISEE卫星观测资料,讨论了磁层顶旋转间断的稳定性。结果表明:(1)在磁层顶旋转间断中可以激发一种不稳定性。随着波数k增大,不稳定性增长率也将增加。(2)当行星际磁场为北向时,磁层顶旋转间断是稳定的;当行星际磁场逐渐变为南向时,不稳定性增长率将迅速增加。(3)当太阳风速度较大时,不稳定性增长率相应地也较大。(4)当行星际磁场为南向时,随着行星际磁场与磁层顶切平面交角的增大,不稳定性的增长率也迅速增加。      

磁层顶的Kelvin-Helmholtz不稳定性(Ⅳ)可压缩不稳定波的若干特性

本文讨论了磁层顶可压缩K-H不稳定波的若干特性,包括磁场扰动和密度扰动的位相关系,扰动磁场的偏振特性,时间增长率的午前午后非对称性,空间增长率及磁层脉动的地方时效应和K-H不稳定波对IMF的响应。分析表明,上述诸特性对于了解磁层边界区MHD波的起源和K-H不稳定性同地磁脉动的关系十分重要。      

二维静电孤立波的粒子模拟研究

利用二维粒子模拟程序研究了双流不稳定性激发静电波并演化为静电孤立波的物理过程.计算结果表明,在线性增长阶段,主要激发的是沿磁场传播的静电波;在非线性演化阶段,相邻的静电波会互相合并,直至形成静电孤立波,并可激发静电哨声波.还研究了磁场强度和离子温度对此过程的影响.当磁场强度比较小时,无法形成静电孤立波,只有磁场强度达到一定程度后静电孤立波才能形成;同时,离子温度会影响静电孤立波的稳定性,当离子温度比较小时,静电孤立波的稳定性减弱,在演化一段时间后会逐渐瓦解.      

土星磁层顶的Kelvin-Helmholtz不稳定性和磁流体表面波

本文采用可压缩磁流体力学近似并选取Voyager-1的观测数据,讨论了土星磁层顶的Kelvin-Helmholtz不稳定性和磁流体表面波.计算表明,土星磁层随星体自转同磁鞘流之间的速度差,可以在地方时午前、中午和距中午不远的午后磁层顶激发不稳定性;午前和午后区有很强的非对称性.计算所得的波的特性与观测一致.      

行星际激波导致的磁尾等离子片中ULF波动事件

磁层中的超低频（ULF）波动在太阳风和磁层之间的能量输运过程中具有重要作用.ULF波动主要发生在内磁层，且内磁层中ULF波动影响粒子的加速及沉降，而在夜侧磁层尤其是磁尾等离子片中观测到的ULF波动比较少.基于中国自主磁层探测卫星TC-1的观测数据，发现了两例行星际激波导致的磁尾中心等离子片中ULF波动事件，并发现这两例ULF事例都包含很强的环向模驻波分量，与以往THEMIS卫星报道的同类事件观测特征相符.根据ULF波的观测特征，分析了这两例ULF波动的可能触发机制.研究结果有助于深入理解磁层对行星际激波的全球响应.      

磁层顶的Kelvin-Helmholtz不稳定性(III)可压缩不稳定波的能量和动量输运

本文在假定磁层顶为切向间断面的近似下分析了可压缩K-H不稳定波在磁层顶两侧的能量分配及能量和动量输运,讨论了相应的物理机制.计算表明,K-H不稳定性确实能在太阳风-磁层耦合中起重要作用.      

基于对抗神经网络有限角度的磁层边界CT重构技术

对地球磁层进行软X射线成像探测是近年来磁层研究的前沿方向.由二维X射线成像图重构三维磁层边界的方法研究是与成像探测相关的重要研究课题.传统的计算机断层成像技术（CT）重构方法在图像数据很少时无法得到较好的重构结果，甚至无法重构三维结构.考虑到地球磁层空间分布范围方面的约束，当前卫星任务的轨道设计很难满足扫描角度的全方位覆盖，只能从有限角度观测磁层，这给磁层的CT重构带来困难.作为三维重构研究的基础，本文考查简化的二维磁层结构重构方法，采用基于对抗神经网络的CT技术对简化的地球磁层边界结构进行重构.首先使用改进的生成式对抗网络（GAN）对有限角度的卫星扫描图像进行图像补全，进而使用代数迭代重建方法（ART）重构磁层.实验表明，当扫描角度大于90°时，生成式对抗网络能有效准确地补全缺失图像，重构效果较好.      

磁层顶对磁层磁场的影响

太阳风与地磁场相互作用形成的磁层顶对磁层内磁场有重要影响。本文假定地磁场为偶极子,太阳风为理想导体,在太阳风与磁层的边界上满足磁场法向分量为零的边界条件。采用最小二乘法求得磁层顶电流在磁层内产生的磁场的球谐系数。从计算结果可以看出磁层顶对磁层磁场的影响。结果表明,向阳面的磁场、中性点、极光区的位置与形状与实际观测比较接近;磁尾磁场与实际观测相差较远,原因是没有加上磁尾片电流。文中还给出了太阳风与地磁轴交不同角度时的磁层磁场的计算结果。      

基于MHD模拟数据的正午午夜子午面磁层顶位形研究

通过分析太阳风-磁层-电离层系统的三维全球磁流体力学(MHD)模型的计算数据, 给出了正午-午夜子午面磁层顶位形的定量模型. 分析表明, 正午-午夜子午面磁层顶位形可以用文献[3]提出的基于卫星观测数据的、描述赤道面磁层顶位形的函数来描述. 与赤道面磁层顶不同, 正午-午夜子午面磁层顶位形更为复杂. 在忽略极尖区(cusp)的简化条件下, 磁层顶位形仍需利用两条曲线来拟合. 太阳风动压Dp与行星际磁场分量Bz是控制磁层顶位形的主要因素. 行星际磁场为北向时, 磁场增强, 日下点距离r0增大; 行星际磁场为南向时, 磁场增强, 磁层顶日下点距离r0减小. 整体而言, 行星际磁场分量Bz由南转北时, r0增大, 且Bz对r0的影响减弱. 太阳风动压Dp是控制磁层顶日下点的主要因素, Dp增大, r0减小. 磁层顶位形的另一个参数磁层顶磁尾张角α, 随着行星际磁场南向分量增强而增大, 即磁层顶张开程度更加显著, 更多的磁通量由向阳侧传输到夜侧; Dp增大, α略增大, 这意味着Dp对磁通量由日侧向夜侧的传输也有一定的贡献.      

行星际磁场北向时磁层顶区磁场重联的全球模式

在对背阳面磁层顶区局域磁场重联模拟的基础上提出了一个行星际磁场北向时磁层顶磁场重联的全球模式。行星际磁场北向时碰层顶磁场重联导致近地尾瓣的能量被输送到远磁尾,太阳风能量不在磁尾储存,向阳面磁层顶变厚,磁层受到一系列扰动。