极盖区等离子体云块近十年研究进展

王 勇，张清和，邢赞扬，马羽璋，张 端

山东大学空间科学研究院 山东省光学天文与日地空间环境重点实验室，威海 264209

0 引 言

极盖区等离子体云块（polar cap patch）是一种经常出现在极区电离层F 层呈块状的高密度不均匀体，其电子密度通常达到背景环境的2 倍及以上，水平尺度在100～1 000 km 之间，且多发生在南向行星际磁场（interplanetary magnetic field, IMF）条件下（如, Carlson, 2012; Crowley, 1996; Moen et al.,2013; Weber et al., 1984; Zhang et al., 2011, 2013a）.这一不均匀体所引起的电离层电子密度的剧烈扰动，尤其是在其边缘引起的大的密度梯度变化，通常会显著影响在其中传播、反射或散射的无线电波信号.因此，极盖区等离子体云块常常会导致全球导航卫星系统（Global Navigation Satellite Systems,GNSS）信号的剧烈扰动（相位提前或伪距误差等），甚至信号中断（信号失锁）（如, Nie et al.,2022; Wang et al., 2016; Xiong et al., 2016, 2020;Zhang et al., 2017; Zong et al., 2020）.随着我们对航空航天、导航定位及雷达探测等应用技术的依赖性不断增加，空间天气事件中电离层电子密度扰动的动态监测就显得越发重要（如, Jin et al., 2014, 2017;Wang et al., 2021; Zhang et al., 2017; Zong et al.,2020）.近年来，随着北极航空及航道的不断开发，极区电离层日益成为国内外学者的关注焦点之一.因此，在极区经常出现的极盖区等离子体云块研究也得到越来越多的重视.

在向阳侧的中高纬地区因太阳极紫外辐射（Solar extreme ultraviolet radiation, Solar EUV）等光致电离作用而形成的电离层高密度等离子体是极盖区等离子体云块的可能源区（如, Lockwood and Carlson, 1992; Zhang et al., 2011, 2013b; Zou et al.,2013, 2014）.在磁暴期间，暴时等离子体密度增强（strom enhanced density, SED）结构也是等离子体云块的一个重要源区.SED 结构是在磁暴期间发生的、密度非常高的纬向分布的狭长的羽状等离子体结构，其主要表现是电离层总电子含量（TEC）升高至背景的几倍至几十倍（Foster, 1993; Foster and Rideout, 2005）.该结构是在剧烈地磁活动条件下，由于电离层对流电场的大规模增强，使得太阳光致电离源区的等离子体从下午侧的中低纬地区向高纬极区输运而形成（Foster, 1993）.该结构通常能抵达磁正午的极隙区附近，进而在对流电场和电离层动力学过程的驱动下进入极盖区后形成舌状电离区（如, Foster et al., 2005）或被“切割”形成等离子体云块（如, Zhang et al., 2013a, 2013b）.

理论上，等离子体云块在亚极光带或极隙区附近产生，并沿磁层大尺度对流循环驱动的极区电离层对流线向极盖区运动，并横跨整个极盖区从日侧运动到夜侧，进而从夜侧极光带出极盖区（Dungey,1961; Hosokawa et al., 2009; Oksavik et al., 2010;Zhang et al., 2013a, 2015, 2016a）.通常认为，等离子体云块的形成与极隙区附近发生的磁层-电离层耦合过程或局地动力学过程密切相关，其形成机制被归纳为以下三种（Lockwood et al., 2005a, 2005b;Moen et al., 2006; Oksavik et al., 2006）：（1）极隙区对流模式受行星际磁场（IMF）调制，导致不同密度等离子体先后进入极隙区而形成（Anderson et al., 1988; Milan et al., 2002; Rodger et al., 1994）；（2）由新开放磁通管中增强的等离子体复合引起了爆发式对流通道中的等离子体耗散而形成（Pitout and Blelly, 2003; Pitout et al., 2004; Rodger et al., 1994; Sojka et al., 1994; Valladares et al.,1994）；（3）脉冲式日侧磁重联的发生使得开闭磁力线边界向赤道方向高密度光致电离区侵蚀，随后携带高密度等离子体沿极区电离层对流线向极盖区运动而形成（Carlson et al., 2004, 2006; Lockwood and Carlson, 1992; Zhang et al., 2011, 2013b）.

需要指出的是，虽然日侧磁重联目前被认为是极盖区等离子体云块的主要形成机制，但这一种机制依然无法解释全部观测事件.有些观测事件可能是几种机制共同作用的结果.比如：在极隙区或极光椭圆附近的极光粒子沉降也能形成密度相对较低的极盖区等离子体云块（如, Goodwin et al., 2015;Hosokawa et al., 2016a; Lorentzen et al., 2010;Oksavik et al., 2006; Rodger et al., 1994; Zhang et al.,2013b, 2017; Zou et al., 2016）.此外，基于观测证据或数值模拟，有些学者也提出了一些新的等离子体云块形成机制.例如，Zhang 等（2013a, 2016a）通过观测研究发现亚暴相关的亚极光带极化流（SAPS）能携带中纬槽区的低密度等离子体向极隙区方向快速运动，并可“切割”羽状的SED 结构而形成等离子体云块（如图1 所示）.另一方面，基于理论模型模拟，Wang 等（2019）提出一种与IMF 外部条件或磁重联无关的SED 结构“切割”机制，即：由I 区/II 区场向电流相互作用而产生的西向运动的边界速度流穿过SED 结构时，通过摩擦加热升高离子温度，增强离子复合率，进而降低等离子体密度，实现“切割”SED 结构，从而形成极盖区等离子体云块.

图1 （a-f）速度流携带着日侧高密度等离子体进入极隙区和极盖区，进而形成舌状电离区，然后被日侧磁层顶磁重联调制的脉冲式爆发速度流“切割”成等离子体云块的形成过程概念图.MLT：磁地方时；ESR：欧洲非相干散射雷达；VHF：甚高频雷达（修改自Zhang et al., 2013b）Fig.1 (a-f) Schematic explaining how an elongated channel of high plasma density enters the cusp and polar cap region, forms a tongue of ionization (TOI), and then is segmented into patches by transient changes in flow channels generated by pulsed dayside magnetopause reconnection (modified from Zhang et al., 2013b)

近年来，多种星地联合观测设备不断用以监测和探索极盖区等离子体云块，比如：地基非相干散射雷达、相干散射雷达、全天空成像仪及星载仪器等.值得一提的是，在全球范围内不断建设的大量地面GNSS 接收机，能在准全球尺度给出电离层电子密度时空变化的总电子含量地图（total electron content map, TEC map）.这一工具的出现将为全球电离层电子密度分布研究提供不可多得的观测手段（Coster et al., 1992; Rideout and Coster, 2006）.

数十年以来，极盖区等离子体云块的形成机制、演化过程、发生概率及其伴随的离子上行与电离层闪烁现象受到持续且充分的研究.然而，截至目前，极盖区等离子体云块的形成机制、影响效应等诸多方面仍然悬而未决，远未达成一致.因此，极盖区等离子体云块研究一直是空间天气领域的国际前沿课题之一.围绕这一方向，本文综述了极盖区等离子体云块近十年来的研究进展，主要包括极盖区冷/热等离子体云块的分类、时空分布特征及其对外部条件依赖性、完整演化过程，以及引发的离子上行现象及电离层闪烁效应.

1 冷/热等离子体云块分类

通常情况下，冷等离子体云块多被认为源于因太阳光致电离而形成的高密度区域，在脉冲式磁重联和磁层大尺度对流等动力学过程的影响下产生并输运进入极盖区，其电子温度通常比较低.然而，Zhang 等（2013b）在极隙区发现一种有别于传统等离子体云块（冷而密）的不均匀体结构（热而密）.这一不均匀体结构知之甚少，亟待研究.基于联合观测，Zhang 等（2017）定义了一种与粒子沉降特征相关的新云块——极盖区热等离子体云块，其密度与传统的冷等离子体云块量级相当，但其具有更为陡峭的边界，且电子温度有明显的升高，还伴随有明显的低能粒子沉降、离子上行、场向电流和对流剪切（如图2 所示）.他们认为这类热等离子体云块可能是由受低能粒子沉降和离子上行调制的源自于光致电离区域的等离子体进入到极盖区爆发式速度流（flow channels）而形成，其形成过程伴随有明显对流剪切和场向电流，他们还发现发展成熟的热等离子体云块能引起更强的电离层闪烁.

图2 2012年1月30日，DMSP 卫星（F16）观测到的极盖区冷/热等离子体云块事件对比图（修改自Zhang et al., 2017）Fig.2 A detailed comparisons of characteristics of polar cap cold/hot patches observed by DMSP F16 satellite on Jan 30, 2012 (modified from Zhang et al., 2017)

随后，对照传统冷而密的极盖区等离子体云块，Ma 等（2018b）、Zhang 等（2021）对比研究了极盖区热等离子体云块的自动判定标准、物理特性及其伴随的离子上行等一系列问题.基于DMSP 卫星的多年就位观测，Ma 等（2018b）将离子/电子温度比作为冷/热等离子体云块的判定标准，当电子温度/离子温度＞1.25（或电子温度＞离子温度+600 K）时为极盖区热等离子体云块，反之则为极盖区冷等离子体云块.利用DMSP F16 卫星一个太阳活动周以上（2005—2018年）的就位等离子体观测数据，Zhang 等（2021）在北半球识别出了4 994个冷等离子体云块和5 694 个热等离子体云块，对比研究冷/热等离子体云块的关键特征对太阳活动和地磁活动的依赖性，发现：（1）冷等离子体云块的发生对太阳活动和地磁活动具有明显依赖关系，而热等离子体云块则没有这种依赖性（如图3 所示）；（2）在北半球冬季，冷和热等离子体云块的空间尺度随着太阳（地磁）活动上升而减小（增加）；（3）在北半球冬季，在类似的太阳活动和地磁活动下，冷等离子体云块的空间尺度似乎要大于热等离子体云块.此外，Zhang 等（2022）还在继续拓展冷/热等离子体云块对对流速度的不同依赖性.虽然Yang 等（2016）统计发现在太阳活动极大年等离子体云块的输运过程更多发生在晨侧对流元中，但Zhang 等（2022）发现冷/热等离子体云块的分布均依赖于不同IMF 条件下极区电离层对流的分布情况，且极盖区热等离子体云块更靠近极光椭圆的极向边界.该研究表明：冷等离子体云块的形成和演化主要归功于水平输运，而热等离子体云块的形成和演化主要归功于软电子沉降.这些工作不仅拓展了太阳/地磁活动及对流速度等对极盖区冷/热等离子体云块的形成和演化过程的影响认知，而且十分利于开展极区电离层及空间天气建模预报工作.

图3 2005—2018年期间，极盖区等离子体云块月发生数量与太阳黑子数（左列）、AE 指数（右列）的相关性.（a, b）表示极盖区冷等离子体云块；（c, d）为热等离子体云块（修改自Zhang et al., 2021）Fig.3 Comparison between sunspot number (left)/AE index (right) and number of patches in each month from 2005 to 2018.(a, b)For cold patches; (c, d) For hot patches (modified from Zhang et al., 2021)

2 发生概率

基于地基及星载观测，极盖区等离子体云块的发生率研究持续取得进展.单个地基观测设备虽然可以提供长期连续的观测数据，但其观测结果受到地理经纬度的限制.因为，极盖区等离子体云块的出现具有非常明显的经度或世界时依赖性（如,Coley and Heelis, 1998）.近年来，随着观测手段的不断丰富完善，全球地基二维TEC map（David et al., 2016; Wang et al., 2020）、天基低轨卫星的就位测量（如, Chartier et al., 2018; Goodwin et al., 2015;Spicher et al., 2017）及低-高轨卫星间的掩星观测（Noja et al., 2013）都被用来统计极盖区等离子体云块的发生概率.

当然，在利用这些新技术开展研究时，我们需要认识其不足之处.在上述所有观测手段上，TEC map 具有最为广阔的空间覆盖.然而，由于GNSS卫星轨道的低倾角及稀疏的地面接收机站点，TEC map 在高纬极区的空间覆盖受到很大限制，这也严重影响了极盖区等离子体云块的识别.此外，目前madrigal 数据库等发布的全球TEC map 的时间分辨率多为5 min 或者10 min，这也妨碍了其动态演化过程的精细分析.此外，掩星观测得到的是卫星间电子密度积分量，难以给出极盖区等离子体云块所在的电离层F 层电子密度.下面简述基于综合观测手段给出的极盖区等离子体云块发生率的相关成果.

2.1 时空分布特征

目前，学界一致认为极盖区等离子体云块在冬季的发生率明显高于夏季.基于Swarm 卫星的观测数据，Spicher 等（2017）利用大量自动判定结果，统计表明：无论在南北半球，极盖区等离子体云块的发生率都具有明显的季节性，即主要发生在冬季，在夏季的发生率非常低（详见图4 所示）.同样，利用Swarm 多颗卫星的电子密度观测，Chartier 等（2018）也发现极盖区等离子体云块更加容易出现在冬季半球.然而，这一结论看上去貌似与之前提到的极盖区等离子体云块的主要源区是由太阳EUV 辐射而光致电离形成的高密度区域相矛盾.对此，Spicher 等（2017）给出进一步解释，夏季半球的强太阳辐射光致电离会平滑掉类似于等离子体云块这样远离源区、并向外运动的大尺度不均匀体.这也意味着在夏季局地形成的不均匀体更加流行.相反地，在冬季半球，远离源区的密度增强不均匀体则在极盖区占主导（如, Carlson, 2012）.

图4 基于Swarm A（蓝色）和Swarm B（红色）观测数据，等离子体云块发生率统计结果.（a, b）分别为北/南半球.黑色水平实线标出冬季时间，青色/橙色竖虚线分别给出当地冬季/夏季至点（修改自Spicher et al., 2017）Fig.4 Patch occurrence rate observed by Swarm A (blue) and Swarm B (red).(a) The Northern Hemisphere, and (b) the Southern Hemisphere.The black horizontal lines highlight local wintertime taken between both equinoxes, and the vertical cyan and orange dashed lines mark local winter and summer solstices, respectively (modified from Spicher et al., 2017)

然而，基于CHAMP 卫星的斜向TEC 观测，Noja 等（2013）在南半球夏季发现了更多的极盖区等离子体云块.随后，Chartier 等（2018）也证实了这一发现.这里需要指出的是，斜向TEC 观测识别出的极盖区等离子体云块更多是发生南北半球的12月份，而不完全是冬季半球.同时，这里的斜向TEC 给出的极盖区等离子体云块发生率表现出太阳活动周期依赖性.针对这一问题，Huang 和Lu（2021）深入分析了形成原因，发现：南半球冬季的背景电子密度非常低，以至于传统的极盖区等离子体云块判定方法（电子密度高于背景两倍及以上）会将非常小的电子密度扰动也错误地认定为等离子体云块.

利用2009—2015年地基TEC map, David 等（2016）统计研究了北半球极区高密度不均匀体（包括舌状电离区及极盖区等离子体云块等）在季节及UT 上的分布特征（参见图5）.从图中可以看出，冬季发生率出现一个明显的“空洞”（约04:00—12:00 UT）结构.这一现象与此时磁极向夜侧倾斜相一致.这一观测结果与Sojka 等（1994）的模型模拟非常吻合，也进一步证实向阳侧太阳EUV 辐射光致电离区是极盖区等离子体云块的主要源区.当然，这里也可能存在其他不具有UT 依赖性的形成来源，比如：粒子沉降.此外，利用TEC map 数据，Yang 等（2016）比较了在太阳活动高年不同UT 时间段的平均TEC 分布图，发现极盖区等离子体云块发生率具有明显的UT 依赖性.Wang 等（2020）基于TEC map 开发了极区大尺度不均匀体的追踪工具-TEC keogram，并统计了2015年的极盖区等离子体云块发生率，也发现其UT 依赖性.

图5 利用2013年Madrigal GPS TEC 观测，在年积日与UT 坐标下，不均匀体与背景TEC 值的比值（修改自David et al., 2016）Fig.5 Based on the Madrigal GPS TEC maps for 2013, the patch-(tongue-)-to-background ratio is plotted as a function of day of year and universal time (modified from David et al., 2016)

此外，利用Swarm A/B 卫星的观测，Spicher等（2017）还统计了极盖区等离子体云块的空间分布特征，发现这两颗卫星的观测结果类似，即在南北半球等离子体云块近乎均匀地分布在极盖区，但南半球的平均发生率要高于北半球，而且南半球日侧的发生率高于夜侧（详见图6）.Jin 和Xiong（2020）利用Swarm 卫星观测，统计研究了南北半球极盖区较大尺度不均匀体（～100 km）密度梯度的空间和时间分布不对称性，发现南北半球增强的不均匀体都出现在当地冬至及19:00 UT 附近.这一报道与前人研究结果较为一致.

图6 Swarm 卫星观测的极盖区等离子体云块发生率空间分布特征.这里采用MLat-MLT 坐标系.（a, c）来自Swarm A；（b, d）来自Swarm B.（a, b）为北半球（NH）；（c, d）为南半球（SH）（修改自Spicher et al., 2017）Fig.6 Spatial distribution of polar cap patches provided by Swarm A/B satellites under MLat/MLT coordinate.The left/right panels,respectively, from Swarm A/B.(a, b) The Northern Hemisphere; (c, d) The Southern Hemisphere (modified from Spicher et al., 2017)

2.2 外部条件依赖性

极盖区等离子体云块发生率对IMF 等外部条件的依赖性同样值得研究.David 等（2016）指出在其数据库中极盖区等离子体云块主要发生在低Kp 值条件下，并推断等离子体云块的发生率并不受地磁活动水平的控制.这一结论看似与我们的“直觉”相矛盾.然而，Zou 等（2014）与Liu 等（2016）发现SED/TOI（tongue of ionization，舌状电离区）的演化过程取决于对流电场和热层风的相互作用.在磁暴期间，确实存在已成型的SED 结构并没有深入极盖区的观测事例.因此，舌状电离区/极盖区等离子体云块的出现与地磁活动之间并不是简单的线性关系.这要求我们进一步开展详尽研究.

值得一提的是，外部条件IMF 的方向及强度能在很大程度上影响极区电离层对流结构，其扰动可能与大尺度不均匀体的“切割”形成过程密切相关.为了厘清IMF 等外部条件与极盖区等离子体云块发生率之间的关系，学界近期开展了一系列的研究工作.Spicher 等（2017）指出在正/负IMFBy参量条件下极盖区等离子体云块分别更容易出现在北半球午前/午后扇区，在南半球恰好与之相反.这一结果与IMFBy分量对极隙区位置的调制作用一致，同时也证明了极盖区等离子体云块的形成过程与极隙区密切相关.利用欧洲非相干散射雷达（Svalbard 雷达）在09:00—15:00 UT 期间的电子密度观测，Jin 等（2019）识别出345 个日侧极盖区等离子体云块事件，不仅发现IMFBy分量会调制极盖区等离子体云块的发生位置，而且指出等离子体云块多出现在IMF 南向条件下（IMFBz分量为负值）（如图7 所示）.利用GPS TEC 数据，Yang 等（2016）报道过类似的结论，即：IMFBy/Bz为负值的外部条件更容易形成极盖区等离子体云块；Wang 等（2020）也发现跨极区运动的极盖区等离子体云块多出现在南向IMF 条件下.基于全天空成像仪气辉观测，Hosokawa 等（2009）也得出类似结论.这里需要指出的是，在Hosokawa 等（2009）的工作中，极盖区等离子体云块出现在北向IMFBz条件下的占比明显高于其它工作.作者认为这可能是由于全天空成像仪观测时间在夜侧，因而，从日侧传输过来的IMFBz分量的时延无法准确判定.

图7 不同IMF By/Bz 分量条件下，极盖区等离子体云块发生率在MLT 上的分布（修改自Jin et al., 2019）Fig.7 MLT distributions of patch occurrences during different IMF By/Bz conditions (modified from Jin et al., 2019)

3 演化特征

极盖区等离子体云块在形成之后，一般会随着磁层大尺度对流（Dungey convection cycle）从日侧向夜侧进行跨极盖运动（如, Hosokawa et al., 2009;Oksavik et al., 2010; Wang et al., 2020; Zhang et al.,2013a, 2015）（详见图8）.当运动到夜侧极光椭圆极向边界时，极盖区等离子体云块在夜侧磁重联的调制下离开极盖区，进入极光椭圆（如, Moen et al., 2015; Zhang et al., 2015）.当IMF 南向时，日侧磁层顶的磁重联过程会发生在低纬磁层顶，并形成双涡对流结构.这一重联过程会“切割”亚极光带的高密度等离子体，并使其随着对流结构穿越极隙区而进入极盖区.因此，这些从日侧进入的极盖区等离子体云块将会继续随着对流结构进行跨极盖的逆阳运动（如图9b、9d 所示）.当其离开极盖区进入极光椭圆之后，极盖区等离子体云块被重新命名为“等离子体团（blob）”（如, Jin et al., 2014,2016）.极盖区等离子体云块能离开极盖区并进入极光椭圆的必要条件是磁尾相应区域发生夜侧磁重联过程（如, Moen et al., 2015; Zhang et al., 2013b,2015）.Zhang 等（2015）通过追踪极盖区等离子体云块，发现其从日侧极隙区抵达夜侧极光椭圆的运动时间大致为2 小时.Wang 等（2020）通过统计证实了该结果.

图8 2011年9月26日17:55—21:45 UT 期间，地磁坐标系下TEC map 叠加对流结构的时间序列图.日侧在上方，晨侧在右边.黑色同心圆为等势线，表征对流结构.黑色虚线为100 km 高度处晨昏线.蓝色圆圈及椭圆追踪极盖区等离子体云块的演化过程（修改自Zhang et al., 2013a）Fig.8 Extracts from a full series of 2D maps of TEC and ionospheric convection on a geomagnetic latitude/MLT during 17:55—21:45 UT on Sep 11, 2011.Noon is on top; dawn is on the left.The black concentric circles suggest the convection cell.The black dashed lines represent the day-night terminator at the altitude of 100 km.The blue circles and ellipses highlight the full evolution of a polar cap patch (modified from Zhang et al., 2013a)

等离子体云块出极盖区进入夜侧极光椭圆后，密度会进一步降低，有时会破碎成等离子体团，并随着晨/昏两侧的日向对流结构回到向阳侧区域.Zhang 等（2015）发现极盖区等离子体从形成到随着对流结构运动到日侧的完整演化时间为3 小时左右.这也表明磁重联所驱动的磁层大尺度对流循环（Dungey 循环, Dungey, 1961; Zhang et al., 2013a）的周期约为3 小时，即太阳风-磁层主要能量耦合过程的特征时间为3 小时.

然而，IMF 是一个非常动态的外部条件.当IMFBz分量突然翻转时，电离层对流结构将会变得异常复杂，不再是双涡对流结构.如图9c、9e 所示，当IMFBz分量从南向北跳转时，日侧磁层顶的低纬及高纬区域都可能发生磁重联，这会导致对流结构发生畸变，例如：在正常的双涡对流结构里面出现一个或者多个“反向”对流元.这些反向对流元可能会加速或者减速极盖区等离子体云块的输运过程，甚至可能导致极盖区等离子体云块的运动完全停滞（如, Hosokawa et al., 2011）.然而，由于极区恶劣的自然环境导致观测数据缺乏，加之对流模型也无法准确描述电离层对流的快速响应，这使得深入研究极盖区等离子体云块在IMF 突变情况下的运动及演化特征变得尤为困难.在IMFBz分量从强南突转至弱北向情况下，Zhang 等（2016a）分析了极盖区等离子云块的“特殊”演化过程，发现正在逆阳运动的极盖区等离子体云块在IMF 突变后停止运动，随后在昏侧尾瓣对流涡里缓慢演化.在这一过程中，极盖区等离子体云块的电子密度可能由于离子复合率的增强而迅速降低.

图9 在亚暴恢复相，当IMF Bz 分量从强负值跳转至～0 nT 时，极区电离层响应示意图.（a）IMF Bz、By 分量时间序列值；（b, d）分别为当IMF Bz 分量为强南向时日侧磁重联及极区电离层概念图；（c, e）分别为当IMF Bz 分量突变为～0 nT 时日侧磁重联及极区电离层概念图.在图（b）和（c）中，红/蓝箭头线表示磁鞘/磁层的磁力线，洋红色实线代表日侧磁层顶重联区域.在图（d）和（e）中，带箭头的红色同心圆表征对流结构，黄色圆圈表示开-闭磁力线边界，其中日侧蓝色线段及夜侧红色线段分别表示磁重联发生位置，白色亮斑表征极盖区等离子体云块沿对流结构的演化过程（修改自Zhang et al., 2016a）Fig.9 Schematic of the response of the northern polar ionosphere to the IMF Bz component turning from strongly southward to varying around 0 nT during a substorm recovery phase.(a) The IMF By and Bz components; (b) and (d) morphology of dayside magnetic reconnection and the polar ionosphere for strong southward and weak dawnward IMF; and (c) and (e) morphology of dayside magnetic reconnection and polar ionosphere for weak southward and strong duskward IMF.In (b) and (c), red/blue lines (with arrow) show magnetic field lines in magnetosheath/magnetosphere, and magenta solid lines show the reconnection X-line at dayside magnetopause.In (d) and (e), the red concentric with arrows suggest the convection streamlines, the yellow circle suggests the open-close boundary, at which the blue sector for dayside and red sector for nightside, respectively, indicate the magnetic reconnection region; the white patches outline the full evolution of the polar cap patch along the streamlines(modified from Zhang et al., 2016a)

在极盖区等离子体云块向夜侧运动过程中，它们的形态会发生变化，甚至能被分裂成多个更小尺度的不均匀体（如, Hosokawa et al., 2013）.在极盖区中心位置，极盖区等离子体云块有时呈雪茄状（Hosokawa et al., 2014; Moen et al., 2015）.利用全天空成像仪观测，Hosokawa 等（2016b）发现极盖区等离子体云块的头/尾部边缘（沿着运动方向）的密度梯度不对称，头部边缘的密度梯度明显陡峭于尾部边缘，在等离子体云块的尾部边缘还发现手指状结构.当极盖区等离子体云块运动至夜侧极光椭圆极向边界时，它可以直接触发极向边界极光点亮（poleward boundary intensifications, PBIs）或形成streamers（如, Ma et al., 2021; Moen et al., 2007;Nishimura et al., 2013）.随后，伴随着脉冲式夜侧磁重联，极盖区等离子体云块离开极盖区并进入夜侧极光椭圆（Moen et al., 2007; Zhang et al., 2013a,2015）.位于夜侧极光椭圆的电离层爆发式速度流与极向边界极光点亮密切相关，也是夜侧磁重联及等离子体片爆发式速度流在电离层的踪迹.极盖区等离子体云块在跨极盖运动过程中，其传播方向及速度大小与对流结构的速度方向及大小均一致，这说明极盖区等离子体云块可以作为极区电离层对流结构的示踪器（Zou et al., 2015）.Zou Y 等（2017）发现非磁暴期间的气辉等离子体云块与电离层爆发式速度流和场向电流（field aligned currents, FACs）密切相关，并且对比极盖区经常出现的极雨特征，认定极盖区等离子体云块伴随有局地增强的粒子沉降.因此，极盖区等离子体云块是沿开放磁力线耦合的磁层-电离层系统的一部分，其跨极区运动是中尺度磁尾尾瓣过程在极区电离层的投影.

4 等离子体云块伴随的离子上行

极区电离层的离子上行/逃逸是磁层-电离层-热层耦合的一个重要过程，而极区电离层也是磁层重离子的主要源区（如, André and Yau, 1997; Chappell et al., 2000; Moore et al., 1997）.极区电离层中存在的高密度不均匀体沿对流结构运动后进入强粒子沉降区域（如：极隙区、极光椭圆），由粒子沉降引起的电子加热是离子上行的形成机制之一（如, Yau and André, 1997; Zou Y et al., 2017）.然而，很多在极隙区、极光椭圆等区域形成的离子上行进入极盖区后会在重力的作用下沿磁通量管重新落回到电离层F 层（Redmon et al., 2010）.因此，极盖区顶部电离层通常表现为下行通量（Stevenson et al., 2001）.但是，极盖区等离子体云块等高密度不均匀体伴随的快速逆阳对流会产生显著的摩擦加热，导致离子上行事件发生，从而出现极风现象（如, Schunk, 2007; Strangeway et al., 2005）.Zhang 等（2016b）提供了这一过程的直接观测证据.他们在快速运动的极盖区等离子体云块中发现显著的O+离子上行通量，并认为离子上行的主要机制为对流增强所引起的摩擦加热（如图10 所示）.据此，他们提出快速运动的极盖区等离子体云块是离子上行的重要源区.此外，借助模型模拟，有学者也发现运动的极盖区等离子体云块所在位置出现增强的H+上行通量，其主要反应过程为O++H⇌ H++O（如, Demars and Schunk, 2006; Gardner and Schunk, 2007）.基于Poker Flat 非相干散射雷达等地基设备及DMSP 卫星等联合观测及模型模拟，Zou S S 等（2017）报道了2013年6月1日磁暴期间的离子上行事件，详细讨论了SED 结构及其伴随的离子上行现象，并综合分析了电子加热、离子摩擦加热、对流速度及中性风拖曳等因素对离子上行的可能贡献.

图10 （a）在MLat/MLT 坐标系下，DMSP F17 的卫星观测叠加地面二维TEC map.图中彩色粗线表征DMSP F17 卫星轨迹，颜色表示O+密度；垂直于轨道的淡紫色线条表示水平速度；蓝色椭圆圈出极盖区等离子体云块.（b）在南向IMF 与正IMF By 条件下，北半球极盖区等离子体云块伴随的离子上行概念图（修改自Zhang et al., 2016b; Zong et al., 2020）Fig.10 (a) In-situ ion parameters by DMSP F17 superimposed on 2-D maps of median-filtered TEC on a MLat/MLT grid, and (b)schematic of the ionospheric upflow/outflow associated with polar cap patches above the Northern Hemisphere during a southward IMF with a positive IMF By component (modified from Zhang et al., 2016b; Zong et al., 2020)

利用DMSP 卫星5年的观测数据（2010—2014年），Ma 等（2018a）统计分析了极盖区离子上行的影响因素，认为极盖区离子上行受对流速度、太阳活动性及太阳天顶角的综合影响（详见图11）.晨侧更高的上行发生率伴随更快的对流速度，然而昏侧更高的上行通量则伴随着更高的电子密度.离子上行发生率随着对流速度及太阳活动的增强而升高，但随着太阳天顶角的抬升而降低.Ma等（2018b）进一步对比研究了极盖区冷/热等离子体云块的离子上行特征及其影响与控制参量.然而，由于极区电离层观测数据稀疏，非常缺乏合适的观测手段，使得厘清离子上行与极盖区等离子体云块的关系十分困难.另外一个原因是，极盖区离子上行受到多个参量的影响或控制，是一个非常复杂的过程，难以建立简单的线性依赖关系.因此，未来离子上行研究需要更多的观测数据及模型模拟.

图11 离子上行发生率、上行速度及上行O+密度/通量分别与对流速度、太阳天顶角、太阳射电流量F10.7 的依赖关系（修改自Ma et al., 2018b）Fig.11 Dependence investigations of ion upflow occurrence and ion upflow speed and upflow O+ density/flux on parameters of convection and solar zenith angle (SZA) and F10.7 (modified from Ma et al., 2018b)

5 等离子体云块相关的电离层闪烁

高密度的极盖区等离子体云块在其边缘位置存在较大的密度梯度，且经常伴随有明显的爆发式速度流（如, Carlson et al., 2007; Hosokawa et al.,2016a; Jin and Xiong, 2020; Jin et al., 2021; Zou Y et al., 2015, 2017）.此外，极盖区等离子体云块在其形成过程及进入极光椭圆后伴随有粒子沉降（如,Zhang et al., 2017; Zou Y et al., 2016, 2017）.因此，在各种不稳定性（如：密度梯度不稳定性、速度剪切不稳定性及粒子沉降等）作用下，极盖区等离子体云块在形成及演化过程中会产生众多更小尺度的不均匀体，从而经常引起电离层闪烁（如, Carlson et al., 2007, 2008; Coker et al., 2004; De Franceschi et al., 2008; Mitchell et al., 2005; Jin et al., 2014, 2016,2017; Lamarche and Makarevich, 2017; van der Meeren et al., 2014; Wang et al., 2016; Zhang et al,2017）.另一方面，三维数值模型模拟结果同样表明密度梯度不稳定性的非线性发展或者偶尔的对流速度翻转确实能在极盖区等离子体云块的头/尾部或者内部产生中尺度（10～100 千米量级）的不均匀体（如, Gondarenko and Guzdar, 2004）.

近年来，国内外学者围绕极盖区等离子体云块等不均匀体相关的电离层闪烁开展了大量的事件分析及统计研究.利用格陵兰岛的地基全天空成像仪及接收机的联合观测，Coker 等（2004）对比分析了极盖区等离子体云块（如图12 所示）、电离层F 层的极光弧、极光椭圆极光弧等多种不均匀体引发的电离层闪烁特征，在极盖区等离子体云块头/尾部均观测到小尺度的不均匀体及明显的幅度闪烁和相位闪烁.在2003年10月30日磁暴期间，Mitchell 等（2005）利用位于欧洲北部Svalbard 岛的GPS 接收机观测，在极盖区等离子体云块边缘的密度梯度处同时发现相位闪烁和幅度闪烁，并将密度梯度不稳定性解释为引起电离层闪烁的小尺度不均匀体的可能形成机制.De Franceschi 等（2008）进一步对比分析了两个磁暴活动期间（2003年10月、11月）的TEC 及电离层闪烁观测，同样发现两种电离层闪烁的最大值均出现在极盖区等离子体云块密度梯度处.这一结果不仅与前一工作非常一致，而且也证明了极盖区等离子体云块在对流运动过程中会形成小尺度不均匀体.

图12 （a）全空天成像仪观测叠加地面接收机-NIMS 卫星链路的穿越路径;（b）地面接收机观测的闪烁指数（修改自Coker et al., 2004）Fig.12 (a) An all-sky image of F region patch with a NIMS satellite pass superimposed on it; (b) The related scintillation indices provided by the ground-based receiver(modified from Coker et al., 2004)

然而，在2011年10月31日，一个来自加拿大扇区的舌状电离区结构（或巨型极盖区等离子体云块）进入极盖区之后，向位于夜侧的Svalbard 岛靠近.利用地基综合观测，van der Meeren 等（2014）在该舌状电离区的头部边缘仅发现相位闪烁，并没有出现幅度闪烁.经频谱分析，他们发现：舌状电离区头部梯度处存在剧烈扰动的小尺度不均匀体，但其内部或外侧并未出现.基于事件分析，Thayyil等（2021）发现在运动的极盖区等离子体云块头部出现显著的电离层相位及幅度闪烁，而在其中心及尾部区域则闪烁较弱.此外，Jin 等（2014, 2016,2017）不仅详细研究了日侧极隙区附近各不均匀体引起的电离层闪烁强度，还直接对比了夜侧极盖区等离子体云块、极光弧及极光等离子体团（即进入极光椭圆的等离子体云块）等经常出现的不均匀体引起的电离层闪烁强度，发现：刚离开极隙区的极盖区等离子体云块能引发中等强度的相位闪烁（～0.3 rad），而伴随有极光粒子沉降的极盖区等离子体云块（或等离子体团）可以产生更加显著的相位闪烁（甚至高达～0.6 rad）（如图13 所示）.结合全球GPS TEC map 与北极加拿大扇区CHAIN（Canadian High Arctice Ionosphere Network）的电离层闪烁观测，Wang 等（2016）开发了极区电离层不均匀体与闪烁广域对比图，对比了极区电离层各广义不均匀体（如：暴时等离子体密度增强、极盖区等离子体云块、极光椭圆、中纬槽区等）引起的闪烁强度，分析了可能的形成机制，在各不均匀体边缘发现表现不同的电离层闪烁（见图14）.

图13 （a-d）极盖区等离子体云块D 南向运动进入极光椭圆（红色区域），叠加接收机观测的GPS 卫星穿刺点位置；（e-h）各极盖区等离子体云块引起的电离层相位闪烁及TEC 扰动的时间序列值（修改自Jin et al., 2014）Fig.13 (a-d) The polar cap patch D moved southward and then entered into the auroral oval (red regions), superimposed with the IPPs of GPS satellites; (e-h) The corresponding time series of phase scintillations and TECs produced by 3 patches observed by the ground-based receiver from GPS satellites (modified from Jin et al., 2014)

图14 GPS TEC 叠加CHAIN 广域电离层闪烁（灰色方块），两条黑色实线表征极光椭圆边界，（a-d）叠加幅度闪烁指数；（e-h）叠加相位闪烁指数，SED：暴时密度增强结构；TOI：舌状电离区（修改自Wang et al., 2016）Fig.14 The GPS TEC maps combined with the ionospheric scintillations (represented by the grey squares), the two solid black curves highlight the auroral oval.(a-d) Projected the amplitude scintillation indices; (e-h) Superimposed the phase scintillations indices (modified from Wang et al., 2016)

因此，极盖区等离子体云块在形成及演化过程中伴随有非常复杂的物理过程，所引发的电离层闪烁的具体表现及形成机理也并未完全弄清楚，这值得我们进一步研究.同时，开发更加适合高纬的电离层闪烁模型，继而开展准确的预报或现报工作也依然是空间天气领域的一大挑战.

6 小结及讨论

本文综述了近十年来国内外在极盖区等离子体云块的形成、演化及发生率的研究进展，以及其伴随的离子上行与电离层闪烁特征.主要结论及问题概括如下：

（1）极盖区等离子体云块的主要形成机制是日侧磁重联过程，但其并不能解释全部观测事件.这就要求我们考虑多种形成机制的共同作用.近期，也有学者提出新的机制用以解释其形成过程，比如：夜侧磁重联或其他机制调制的向阳运动速度流携带着低密度的等离子体，沿着晨/昏侧对流结构回流进入极隙区，进而“分割”形成高密度的等离子体云块.

（2）Zhang 等（2017）发现一种伴随有粒子沉降特征的极盖区等离子体云块（具有场向电流、高电子温度等特征），并将其命名为：极盖区热等离子体云块.极盖区冷/热等离子体云块的判定标准、物理特征、形成机制及两者相关性都正在进一步探索中.

（3）冷而密的极盖区等离子体云块在日侧光致电离区形成之后，一般会随着对流结构向夜侧运动.当等离子体云块离开极盖区，接触极光椭圆极向边界时，会与极向边界极光点亮和streamers 直接相关，随后在夜侧磁重联调制下进入极光椭圆，沿对流结构向阳回流.这一完整演化过程大约耗时3 小时.实际上，极盖区等离子体云块的复杂对流运动受到扰动IMF（尤其是IMFBy/Bz分量）的影响.在极盖区等离子体云块随对流结构运动过程中，中性风或中性成分的变化是否会有影响，值得思考.

（4）快速运动的极盖区等离子体云块往往因摩擦加热而引发明显的离子上行事件，其本身也是离子上行的粒子源区.研究表明，极盖区等离子体云块与离子上行的相关性还受太阳活动性、太阳天顶角等多种因素的影响或调制.为了更好地理解这一复杂的对应关系，我们需要开展深入研究.

（5）伴随有极光活动的极盖区等离子体云块会引发明显的强电离层闪烁，如：位于极隙区附近/夜侧极光椭圆的极盖区等离子体云块.极盖区等离子体云块产生的电离层闪烁，还与对流运动的速度剪切密切相关.这一纷繁过程及其背后的物理机制需要深入探索.同时，未来也很有必要开发更加适用于高纬地区的电离层闪烁模型，进而开展预报/现报工作.