Alfv■n脉动对太阳风的加热

本文采用了空间飞船Helios 1和2在0.3AU到0.9AU之间对太阳风高速流的观测数据,检验了Alfvén脉动对太阳风加热的理论以及Alfvén脉动的衰减机制。计算表明,在Helios观测的空间范围内,(1)若脉动耗散的能量转化为质子的热能,由能量守恒方程计算出的质子温度的径向变化与观测一致;(2)经典粘性衰减机制预计的能量耗散率与实测结果相差很大,因而不能解释脉动能量转化为质子能量的过程;(3)波能串级模式预计的能量耗散率与实测一致,说明太阳风质子的加热很可能是由于串级到质子迴旋频率范围的脉动能量转化为质子的热能所致。     

Alfvén脉动的控制方程

本文由磁流体力学方程组导出了行星际空间中不可压缩小尺度脉动的控制方程组。对这一组方程的讨论表明,在小振幅极限下,脉动幅度的径向变化可由通常文献中引用的Alfvén波在缓变磁流体介质中传播的WKB解来描述。当脉动幅度与平均磁场强度之比为有限值时,在一般情况下,控制方程中的非线性项不能略去,因而不能用WKB解来描述有限振幅脉动幅度的径向变化。这一结论可以解释为什么在0.3—0.9AU实测Alfvén脉动振幅和谱的变化与WKB解不一致。在这组控制方程的基础上提出了一个定性的模式。将Alfvén脉动看作主要由许多具有不同波矢k的向外传播的有限振幅的Alfvén模式组成。它们在传播过程中将产生一级小量的波动。零级量与一级量的非线性相互作用使波能向高频区串级。零级量波动振幅的变化不仅受到太阳风慢变化的影响,而且受到这一非线性相互作用的影响。这一模式可以定性解释主要的Alfvén脉动的观测事实。      

Alfvén波在任意流场、磁场位形中的传播

本文研究具有任意偏振和非单色的Alfvén波, 在任意流场、磁场位形且有粘、热各向异性等离子体流介质中的传播.采用WKB近似可以获得它的波幅矢量的张量表达式, 它是介质密度、速度、磁场、Alfvén波速、热各向异性和粘性的函数.文中对简单情形进行了讨论, 结果表明:本文结果是对普遍情形的一种简明的综合和概括, 便于研究三维传播问题.      

太阳风质子的波能串级-回旋共振加热机制的初级模型

空间飞船Helios 1和2的观测表明, 由0.3AU, 至1AU, 质子的磁矩T_p⊥/B随日心距离增加而增加, 而纵向绝热不变量T_p∥B2/N_P2则随日心距离增加而下降。这说明质子在垂直于行星际磁场方向上受到加热, 而在平行磁场的方向上受到冷却。以往没有理论能满意地解释上述现象, 本文在Alfvén脉动串级理论的基础上利用回旋波的准线性理论分析研究了串级能量转化为太阳风质子热能的机制, 解释了上述观测事实。      

二维磁流体动力学平衡日冕(Ⅱ)

基于解析和数值相结合的方法,进一步讨论了非均匀引力场中日冕的二维磁流体动力学平衡。对临界点进行了比较仔细的处理。得到了包含闭场区、中性片和开场区的大尺度日冕磁场位形,闭场区和中性片构成冕流结构。在高纬和低纬地区几个太阳半径之外,等离子体径向流动速度超过了局地声速和局地Alfvén速度。在1AU处,太阳风速度可达到400kms_-1以上      

0.3AU和1AU之间高速太阳风的加速和加热机制

本文应用Helios飞船在0.3AU和1AU之间的高速太阳风质子和磁流涨落观测, 同时考察了包括各种可能的加速和加热效应的高速太阳风动量方程和质子能量方程.分析表明在碰撞为主的等离子体条件下导出的经典粘性系数表式明显地不适用于太阳风等离子体;在0.3AU和1AU之间主要加速力是热压梯度力和Alfven波压力, 背景磁场的洛伦兹力可忽略;在减速方面, 除了太阳重力外, 还需存在其它减速机制, 才能使太阳风动量平衡.看来唯有粘性能同时满足减速和加热这两种要求.      

太阳风粘性效应的重新考察

利用Helios飞船对太阳风高速流的等离子体和磁场观测,本文考察了0.3-1AU作用在高速流上各种体积力的径向分布.结果表明:普遍采用的在碰撞为主等离子体中导出的经典粘性系数表式不适用于太阳风高速流;为使惯性力与各体积力之和相等,必须有大小跟这一空间范围内的太阳重力相近的粘性减速力.本文提出一种新的方法,导出了太阳风高速流中实际粘性力的径向分布,并求出了实际粘性系数的径向分布.结果发现,相对于经典粘性系数,1AU处太阳风高速流的粘性系数的减小不小于十分之一.      

磁层顶边界区剪切流MHD不稳定性的数值模拟研究 III.大振幅MHD波

本文用MHD二维不可压模式, 对Kelvin-Helmholtz不稳定性激发的非线性波动进行数值模拟.指出:K-H波动有两个吸引子:(1)定常吸引子;(2)周期吸引子.在Alfvén马赫数M_A>8时, 波动长时间发展渐近于定常态;在M_A<8时, 波动渐近于周期吸引子.在磁层顶K-H波动中, 一般M_A<8, 波动幅度呈周期变化形态, 即包络孤立子形态.本文还讨论了磁场-磁层顶K-H不稳定性中的作用, 指出:磁场可大大加强从磁鞘向磁层顶的动量输运.      

激波在行星际介质中的能量耗散

导出激波下游介质相对上游介质能流通量增量公式,并由HeliosA,B飞船太阳风观测资料得出不同流速太阳风流中各参量随日心距的幂律变化。以此作为背景值分别计算出磁能、内能、动能和总能在不同日心距离处的能量耗散率。结果指出激波后介质以动能增加为主,内能次之,磁能最少;总能耗率在近日处较大,但下降较快。从0.3-1.0AU,不同强度激波总能耗随初始Alfvén激波数A₁₀增大而增大,对A₁₀从2.0-10.0的计算结果与观测值一致。      

无碰撞激波上游低频波的激发及其对激波耗散机制的影响

由于很大一部分来自激波上游的粒子被激波面所反射,因此在准平行无碰撞激波的上游存在着等离子体束流．通过一维混合模拟方法,计算了束流密度较小(nb／n0=0．02)和较大(nb／n0=0．2)两种不同情形下的等离子体束流不稳定性．结果表明,在束流密度较小时,束流激发的主要是平行于背景磁场方向传播的右旋波,此波动只能对束流粒子产生影响,包括减速和加热．在束流密度较大时,束流可同时激发平行和反平行于背景磁场方向传播的右旋波,除能对束流粒子产生影响外,还可通过非共振作用加速和加热背景粒子．文中对准平行无碰撞激波耗散机制的影响也进行了讨论。     

行星际高密度结构的磁场位形

本文统计分析了第20太阳周行星际高密度结构的磁场位形。结果说明当出现高密度结构时行星际磁场相对于黄道面的倾角约增大10°。这种增大并非流相互作用或电流片倾斜和折皱所引起的,而可能是非恒稳太阳风流所具有的磁场位形。当出现高速流或扇形边界时,由于高密度结构后平行于Parker螺旋线的分量增大,磁场在黄逋面内对螺旋线的偏离角减小。      

ICME期间磁暴的太阳风参数和极光沉降能量

基于1995-2004年ICME驱动的强烈磁暴(SA型)、强磁暴(SB型)和延迟型主相暴(SC型)三种磁暴类型,对1AU处太阳风动压、太阳风速度、行星际磁场、EK-L电场以及极光沉降能量进行时序叠加分析,并分别与-vBz耦合函数和Newell耦合函数进行对比.结果表明,三种磁暴在ICME到达前期的太阳风动压较稳定,背景太阳风、极光沉降能量、行星际磁场和磁层存在相对平静期. ICME到达前期SA型磁暴的背景太阳风速度、行星际磁场南向分量以及极光沉降能量的均值高于另外两种磁暴类型,这说明大型日冕物质抛射在ICME到达前就对行星际磁场、背景太阳风和HP产生了影响.磁暴急始后,SC型磁暴的EK-L电场斜率小,峰值延后且行星际磁场北向分量增强,这些都是磁暴主相延迟的表现,极光沉降能量随着行星际磁场转为南向而增加.     

月球均匀模型阶跃感应磁场模拟计算

针对月球均匀模型, 利用电磁感应理论, 对行星际磁场阶跃扰动产生的 感应磁场进行了模拟计算. 设磁导率恒为μ₀, 对于一些特定的电导率值, 给出了月表磁场分量和总场从跃变到重新达到稳态的变化过程; 在一条经线 上的赤道附近、中纬地区和极区各选取一个测点, 利用Laplace逆变换的数 值公式给出了磁场瞬变响应函数和磁场分量及总场在不同电导率情况下的变化趋势. 计算结果表明, 此研究方法可行, 结果合理. 经过足够长的时间, 与外磁 场跃变方向垂直的磁场分量将会消失, 而与之平行的磁场分量将与外场趋于 一致. 在外场发生跃变的时刻, 赤道附近能够测到的最大磁场分量值约为13.65nT, 极区附近能测到约2.71nT; 在中低纬度和极区, 平行分量变化的过程显著 不同, 反映出实际探测中, 选取在月表不同位置的磁强计将可能监测到完全不同的磁场变化曲线形态.      

1997年1月空间天气事件的三维MHD模拟

以1997年1月空气天气事件期间的观测为依据，在构造了比较接近真实的背景太阳风基础上，进一步利用三维时变的MHD模式，模拟了CME（日冕物质抛射）激发的扰动在行星际空间的传播过程，对地球空间环境的影响及行星际磁场南向分量Bz在1AU的时间经历。模拟结果与WIND卫星的测量进行了比较。结果表明，模拟与观测得到的扰动得到地球的时间、地球空间环境各量的变化及Bz的时间经历基本一致。     

太阳风状态参数的变化对地球磁鞘中磁场起伏特性的影响

本文利用MHD激波跳跃条件的精确解,具体讨论了行星际背景太阳风状态参数Alfvén马赫数M₁、等离子体β₁参数和磁场角θ₁的变化对地球磁鞘区中磁场起伏特性及其分布的影响.主要结果是:马赫数M₁的变化主要控制磁场起伏特性:放大倍数、相对起伏和各向异性程度的水准高低.磁场角θ₁的变化控制磁场起伏的空间分布特性.等离子体β₁参数的变化,不引起磁场起伏特性的明显变化(对于实际经常发生的情况M₁ 8而言).M₁、θ₁是强控制参数,而β₁是弱控制参数;磁鞘区磁场起伏对太阳风状态参数的变化响应呈现明显的晨-昏不对称性(行星际磁场位于黄道面时),响应主要发生在晨侧.晨侧的磁场起伏(或湍动)相当活跃,而昏侧相当稳定;磁鞘中不同地点磁场起伏特性对太阳风状态参数M₁、β₁的变化响应有大致相同的形式,而对其磁场角度θ₁的变化却有迥然不同的形式.      

第24太阳活动周地球附近磁云与非磁云事件的统计分析

为研究第24太阳活动周中磁云（Magnetic Clouds,MC）与非磁云（Non-Magnetic Clouds,non-MC）的等离子体性质及其对空间天气的影响,使用1AU处的观测数据对2008-2015年168个ICME事件进行统计与分析,其中认证出磁云事件68个,占总数的40.48%.通过分析磁云与非磁云等离子体参数对空间天气环境的影响及与太阳活动的关系,整体性质的对比及在第23和24太阳活动周中性质的对比,可以发现:在第24太阳周中,磁云引起的磁暴强度普遍大于非磁云,南北向磁场分量是引起磁暴的重要参数;磁云数和太阳黑子数有很好的相关性,非磁云数与行星际日冕物质抛射总数及黑子数的相关性稍弱,磁云数在太阳周的不同阶段表现出不同的分布特性;磁云的磁场强度和南向磁场分量整体强于非磁云,两者质子温度、密度等参数差异不大.第24周磁云事件引起的地磁效应整体上弱于第23周磁云事件,这与第24周磁云事件最大南向磁场分量、传播速度以及质子温度整体小于第23周磁云事件有关.      

行星际起伏向磁层顶的输运

时间尺度为分钟数量级的太阳风速度和行星际磁场大幅度扰动实际上始终存在于行星际空间的。这些扰动一直传输到紧贴磁层边界面外侧的区域。它们在磁鞘等离子体和磁层顶的相互作用过程中可能起很重要的作用。行星际起伏中的磁场分量在通过地球弓激波时首先经历一次跳跃,然后一部分扰动被带到磁层边界面处。在边界面附近磁场扰动幅度被大大地放大了。弓激波上游的太阳风条件控制了放大因子。本文所作的数值模拟研究结果表明,如果上游有大幅度的扰动,在边界面附近就有大幅度的Alfven起伏的磁场分量。当上游磁场接近垂直于日地联线时,放大因子变得相当大,而且放大因子随上游的等离子体β值和/或Alfven马赫数的增加而增加。上游各向异性对放大因子的影响不大。在磁层边界附近存在大幅度起伏表明这里不存在稳定的片流。      

高超声速二方程湍流模型的数值模拟对比

对基于Reynolds和Favré(密度加权)混合平均的二方程湍流模型进行了修正,同时根据数值模拟高超声速流动时必须具有高分辨率捕捉间断面与在边界层内抑制数值粘性的能力的要求,提出了新的总变差减小(TVD)格式熵修正函数.在此基础上,通过对压缩拐角的高超声速湍流的数值模拟,对基于Reynolds和Favré混合平均的二方程湍流模型,以及其它不可压缩模型及可压缩性修正模型进行了对比,显示了不同湍流模型及可压缩性修正在计算壁面压力分布和热流分布上的特点,说明了对高超声速压缩拐角型流动,湍流模型可压缩修正的必要性,得到了基于Reynolds和Favré混合平均的二方程湍流模型的计算结果最接近实验结果.      

一个基于观测的太阳风背景模型

建立由太阳光球磁场和日冕偏振亮度等观测约束的单流体太阳风模型,包括日冕和太阳风的等离子体密度、速度和磁场,温度还有待于以后处理.这里采用高山观测台(HAO)MKⅢ的日冕偏振亮度(pB)在1.36Rs上的观测概图,根据Guhathakurta在1996年发展的日冕电子密度反演模型确定日冕的电子密度分布.同时采用Wilcox太阳观测台(WSO)的光球磁场视向分量的观测概图作为底部边界,根据Zhao等在1994年发展的水平电流-电流片(HCCS)模型得到全球磁场.Phillips在1995年及McComas在2003年分别用Ulysses第一次和第二次跨极飞行的观测发现,归一化到1 AU的太阳风动量流密度除了在10°～30°的纬度范围内略低以外几乎不变.根据这一结论,结合已经得到的密度数据,就可以得到日冕和太阳风的速度.将上面的模型应用于1918卡林顿自转周稳态太阳风的研究,结果与太阳活动极小期的观测基本相符,但是与观测相比较低速高密度区偏大,因此密度模型还有待改进.      

日冕扰动传播的数值模拟(Ⅲ)太阳风的影响

本文数值研究了二维磁流体动力学平衡基态下开场区日面冷物质径向喷射所引起的日冕动力学响应。结果表明:(1)在高密度环前方有一弱扰动区近似以Alfvén速度向外传播;(2)高密度环前缘移动速度随着径向距离而增加, 其增加值近似为局地太阳风速度;(3)高密度环中等离子体的最大径向速度约在4个太阳半径处趋于局地逃逸速度;(4)对于强开放场, 环形结构在θ方向上没有明显的扩张。这些结果可以更好地解释伴随有日珥的日冕物质抛射事件。