近地磁尾方位角流能量转换过程
时间：2023-04-08 17:10:05 来源：柠檬阅读网 本文已影响 人 
朱光振, 马玉端*, 魏新华，杨旭, 王健强, 王卫
1 北京航空航天大学, 空间与环境学院, 北京 100191 2 北京航空航天大学, 空间环境监测与信息处理工业和信息化部重点实验室, 北京 100191 3 中国科学院国家空间科学中心，空间天气学国家重点实验室, 北京 100190
磁尾等离子体高速流在磁层能量、质量和磁通量输运中发挥着重要作用(Baumjohann et al.,1990; Angelopoulos et al.,1994; Cao et al.,2006; Ma et al.,2009).高速流在地向运动的过程中,会与周围背景的等离子体/或磁场相互作用(Duan et al.,2014).在近似为绝热指数恒定以及热压各向同性的理想磁流体条件下(Pontius and Wolf,1990),这些冻结着磁场的高速流可以看作是低熵(pVγ,p为热压,V为包含单位磁通量的体积,γ为绝热指数)等离子体通量管(Chen and Wolf,1993; Panov et al., 2013).
低熵等离子体通量管运动到近地磁尾时,运动状态发生改变.前人的研究中提到,卫星在近地等离子体片附近，探测到伴随有较大方位角分量的高速流(Yeoman et al.,1998; Nakamura et al.,1999; Angelopoulos et al.,2008).将晨昏向分量较大的等离子体整体流定义为方位角流(Ogasawara et al., 2011; Pitkänen et al.,2015).Ogasawara等(2011)将电离层内发生的方位角方向上的极光膨胀沿着磁力线映射到磁层时,发现磁层内经常伴随着快速的方位角流和地向流.电离层观测表明极光赤道向边界局域增亮与磁尾内等离子体片的方位角流密切相关,Lyons等(2015)推测这些方位角流的形成过程可能是地向流向内运动时没有发生停止或是反弹, 而是转到方位角方向上.此外统计结果也表明地向高速流在近地有晨昏向偏转(Ma et al.,2016).
当等离子体通量管熵与周围等离子体的熵相等或接近时,会发生停滞或者在某个平衡位置附近(～10RE)振荡(Panov et al., 2015).基于在磁尾内沿着日地连线分布的五颗THEMIS(Time History of Events and Macroscale Interactions during Substorms)卫星的探测数据事例研究表明:在磁尾磁场位形变化和等离子体刹车过程中(Shang et al.,2014),等离子体能量耗散会产生场向电流(Field-Aligned Current, FAC)(Shiokawa et al., 1997),这些场向电流能够调制电离层内的极光活动(Panov et al., 2013).当FAC出现在等离子体压力梯度和单位磁通量管的体积梯度均为非线性的区域内时,电离层内的极光活动足以消耗掉磁尾高速流刹车过程释放的能量(Panov et al., 2016).
在磁尾高速流的动态演化过程中,会发生不同种能量的转化或者耗散.Song等(2020)通过PIC(Particle In Cell)模拟发现,在伴随着偶极化锋面的等离子体流离开重联点的过程中,其整体动能(bulk kinetic energy)和热能会进一步增加.此外在近地磁尾观测到等离子体流速降低(Ma et al., 2016),并且等离子体流的主导方向从地向转变为晨昏向或者方位角方向上.流速及温度等宏观参数的变化(Duan et al., 2008)都表明,等离子体流的演化过程中可能伴随有不同能量的转换(Keiling et al., 2009; Hamrin et al., 2011; Fu et al., 2013, 2017, 2020; Ebihara and Tanaka,2017;De Spiegeleer et al., 2017; Lu et al., 2017; Artemyev et al., 2018; 朱光振等,2020)、涡旋(Ma et al.,2020)以及湍动(Vörös et al., 2006).
Lepping等(1995)将湍流的功率谱分为三个尺度:储能区(energy containing),惯性区(inertial range)以及耗散区(dissipation range).Borovsky等(1997)、Bruno和Carbone(2016)进一步给出了磁场功率谱各个尺度范围的划分.Borovsky等(1997)将等离子体片中磁场的惯性区定义为5.55×10-5～0.1 Hz.在惯性区,大涡旋耦合到小尺度涡旋并将能量传递给它们,从而在能量转移的区域产生典型的幂律湍流功率谱Ek∝k-α.Ek是波数为k时的功率谱密度,α为谱指数，反映了能量串级的效率.当能量转移到小尺度时,它最终以热量的形式耗散.在无碰撞等离子体中,共振波-粒相互作用被认为在能量耗散中起主要作用(Zimbardo et al., 2010).前人的研究表明磁尾等离子体片中的磁场幂律谱指数约为α=1.6～3.0(Borovsky et al., 1997; Weygand et al., 2005),功率谱密度函数确定的功率谱指数平均大于Kolmogorov的流体湍流理论值(5/3)和Kraichnan的MHD(magnetohydrodynamics)等离子体湍流理论值(3/2)(Weygand et al., 2005).
磁尾中等离子体温度变化较大(Lu et al., 2017),在沿着日地连线和电流片方向上,温度对于热压梯度的贡献大于密度的贡献(Artemyev et al., 2017).考虑到温度与等离子体热能密切相关,温度增加时磁场经常伴随有明显的湍动特征(Borovsky et al., 1997; Weygand et al., 2005)；
以及地球磁尾无碰撞磁重联的离子扩散区内，离子焓通量在能量划分中占据主导地位(Eastwood et al.,2013), 本文将结合磁场功率谱，研究温度升高的离子方位角流事件发生时能量的转换过程.
THEMIS卫星任务为2007年2月17日发射的第5代NASA中级探测器(Medium-class Explorer, MIDEX)(Angelopoulos, 2008),该卫星任务使用五颗完全相同的微型探测器.我们主要使用其中的三颗卫星(THA,THD, THE)所搭载的探测磁场的FGM(Fluxgate Magnetometer)仪器(Auster et al., 2008)和探测等离子体的ESA(Electro-Static Analyzer)仪器(Mcfaden et al., 2008)的观测数据.FGM用于测量近地空间的背景磁场及其低频波动(低至64 Hz),能够检测幅度为0.01 nT的磁场变化.ESA测量每单位电荷的离子能量,最低约为6～7 eV,最高约25 keV.
温度升高的方位角流事件的选取是基于三个温度: 在方位角流事件期间的平均温度Ti、在方位角流事件开始之前10 min内的平均温度Tb、在方位角流事件结束之后10 min内的平均温度Ta; 如果满足Ti≥Tb或Ti≥Ta,那么这样的方位角流事件定义为温度升高的方位角流事件.
2.1 卫星轨道和观测到的等离子体参数
根据上述选取原则,THA卫星在2011年5月16日0632—0650UT,同时运行的THD和THE卫星也观测到了温度增强的方位角流事件.图1为事件期间及其前后三颗卫星的运行轨道在三个平面的投影,图中的星号代表06UT时卫星所在的位置;菱形代表07UT时卫星所在的位置.三颗卫星在近地磁尾的空间位置相差不大,X方向在(-10.0～-11.0)RE之间,Y方向在昏侧(1.0～2.0)RE之间,Z方向在北侧(3.5～4.5)RE之间.
图1 2011-05-16 0600—0700UT期间THA,THD,THE 的轨道图
图2为2011-05-16 0600—0700UT期间THA,THD,THE三颗卫星同时观测到的等离子体数密度、温度、流速和磁场.THD和THE的数据均以THA的数据的采样时间重采样.
图2 2011-05-16 0600—0700UT期间THA(黑色),THD(绿色),THE(红色)观测到的等离子体参数
在0610UT之前,等离子体各项参数保持恒定,离子密度在0.1 cm-3左右,温度约为几百电子伏,流速接近停滞,Bx～50 nT,By～-10 nT,Bz～1 nT.在0628UT之后,等离子体参数和磁场有明显变化.该事件期间THA卫星位于XGSM=-11RE附近.该事件的平均温度较事件前以及事件后分别增加3.11倍和2.25倍.事件期间晨昏向分量的幅度大部分时间高于日地连线分量,|Vx|的峰值为131.63 km·s-1,且大部分时间为地向,|Vy|的峰值为161.14 km·s-1,表明该等离子体流为地向方位角流.
0641UT之前,THA观测到流的主导分量为Vy或Vz,Vx分量接近为0;之后Vx有明显增强,在0648UT附近短暂地出现高速尾向流,但大部分时间Vx的幅度小于Vy的幅度.THE观测到的Vy分量在0641UT前一直小于Vx,之后逐渐增大并大于Vx.三颗卫星都有观测到Vx分量的幅度明显增强,THA和THE都观测到了|Vy|>|Vx|的方位角流.THA观测到的方位角流事件在0650UT结束, THE观测到的方位角流于0700UT结束.方位角流期间三颗卫星观测到的等离子体数密度和温度都增加,THD和THE观测到的离子数密度和温度大部分时候都高于THA.事件临近结束时,THD和THE观测到的等离子体密度和温度变化不大,而THA观测到的明显减小.与地向爆发性整体流期间离子数密度减小不同的是,该方位角流期间离子数密度增加.
三颗卫星观测到的磁场相对大小保持稳定,主导分量为Bx分量,三颗卫星的探测区域位于北侧等离子体片.如果从磁场的主导分量Bx来看,THA靠外,THD居中,THE靠内.0628UT之后,THE,THD,THA先后观测到磁场的剧烈变化:Bx为正幅度减小,By从稳定的负值增加到正值后在正负值之间振荡,Bz从较小的正值增加后振荡减小.0650UT之后,THA观测到的磁场逐渐恢复到0628UT之前的稳定状态,而THD和THE观测到的磁场振荡剧烈.
我们进一步结合三颗卫星的运行轨道, 分析等离子体参数和磁场的特点.从图1可知, THA和THE在XY平面的轨道比较接近,THD和THE在XZ和YZ平面的轨道比较接近.使用Fairfield(1980)的中性片模型,计算出三颗卫星到中性片的距离大约为2.58RE, 1.79RE, 1.96RE,即THA 距中性片最远,THD最近,THE居中.考虑到三颗卫星的间距比较小, 观测到的密度和温度同时增大，而且THA在0650UT之后观测到的磁场又逐渐恢复到0627UT之前的水平；
而这些特征与密度增大，温度减小，磁场大尺度摆动，等离子体片变薄(Yushkov et al.,2021)明显不同,因此推测该事件期间磁场的变化，可能是由磁场的振荡或方位角流增强引起.
2.2 能量密度
0627UT到0650UT之间,THA观测到的磁场显著降低,表明磁能密度减小;等离子体密度和温度同时增加表明热能密度增大;因此事件期间可能伴随有能量转换或者耗散.基于三颗卫星的观测数据，我们计算出了流能密度、热能密度、磁能密度和总能量密度(三种能量密度之和)，结果如图3所示.在0610UT之前,三颗卫星的流能密度在10-15～10-14J·m-3量级之间振荡,热能密度在10-12～10-11J·m-3量级之间振荡,而磁能密度比较稳定,大致位于9.3×10-10～1.0×10-9J·m-3同一量级.在0627UT之后,三颗卫星的流能密度增加到10-14～10-13J·m-3,增加幅度超过一个数量级;热能密度增加到10-11～10-9J·m-3,也超过一个数量级;磁能密度下降,在9.0×10-10～4.0×10-10J·m-3同量级之间振荡.在0650UT后, THA的三种能量密度又恢复到0627UT之前的水平,而THD和THE的磁能密度仅在几个时刻短时接近0627UT之前的水平,大部分时候明显低于0627UT之前的水平.
整体上来看在方位角流事件期间,热能和流能密度增加,磁能密度减少.磁能密度的背景值(10-9J·m-3)明显高于流能(10-15J·m-3)和热能(10-12J·m-3)密度,并且三者的变化量也处于不同的量级(10-10J·m-3,10-13J·m-3,10-11J·m-3).总能量密度的变化趋势与磁能密度的比较接近,变化幅度相对磁能密度较小,说明可能存在不同种能量的相互转化,并且总能量耗散较小.考虑到不同能量之间的转化机制(Yang et al.,2017)以及该事件期间磁场位形变化剧烈,推测该事件期间磁能通过焦耳加热,与等离子体的流能和热能之间相互转化.
由于流能和热能密度的变化量超过0627UT之前平均值,并且磁能密度的变化量也超过0627UT之前平均值的20%,具有明显的湍动特征；
因此在图4绘制出了THA观测到磁场的功率谱密度图来研究磁场能量在不同频率下的变化特点.
图4 2011-05-16 0600—0700UT期间THA观测到的磁场功率谱密度
2.3 磁场的功率谱密度
对于功率谱的惯性范围选取参考Borovsky等(1997)、Bruno和Carbone(2016).Borovsky等(1997)将等离子体片中磁场的惯性区定为5.55×10-5～0.1 Hz,上限为质子回旋频率.在等离子片内,质子回旋频率大约为0.1 Hz.而该事件中,强磁场导致质子回旋频率高达0.8 Hz,可能已经和耗散区内的频率重合,因此将0.8 Hz作为惯性区的上限并不合适.从磁场功率谱的图中可以看出,在f～0.33 Hz处,磁场的功率谱密度有一个明显的断点(breaking point),因此我们将惯性区频率的上限定义在断点处fbr=0.33 Hz.我们对惯性区下限或驱动频率边界的界定，是基于对等离子片内等离子体对流周期的估计:假设等离子体片对流单元的周长40RE和平均速度75 km·s-1,对应约为5 h(5.55×10-5Hz),此时长已经超过了典型的亚暴周期1～3 h.f<1 mHz(大约16.67 min，小于20 min)的磁场变化与在整个近地等离子体片上的时间扰动一致,这些扰动因近地等离子体片与太阳风的相互作用而产生(Du et al., 2011),并将能量馈送到惯性区的波动中,因此将f<1 mHz定义为能量储存区.等离子体片内定义的存储区频率的上限(f<1 mHz)，大于Bruno和Carbone(2016)在太阳风湍流谱中定义的f<0.67 mHz(大约20 min)的能量储存区.由于此次方位角流事件的持续时间只有十几分钟,达不到5 h之久,综合考虑图4的磁场功率谱及等离子体片中的时间周期,我们对磁场功率谱中频率的划分为:f<0.01 Hz以下为能量储存区,惯性区大致为0.01 Hz 用公式(1): S(f)∝f-α1, (1) 拟合惯性区0.01～0.33 Hz的功率谱后,得到该事件期间的α1=2.4,与Bruno和Carbone(2016)在太阳风湍流谱中惯性区内的α1=5/3略有差别,但是与之前磁尾等离子体片内的研究与分析结果(Milovanov et al., 2001; Volwerk et al., 2003, 2004; Weygand et al., 2005)基本一致:幂律谱指数会在f1约0.01～0.08 Hz(100～13 s)处发生改变,当f>f1时α1约1.7～3.幂律谱指数的大小可能由于不同的作者使用了不同的频率范围进行拟合所致(Volwerk et al., 2004),而大幅度低频的波动可能产生指数为2的幂律谱(Weygand et al., 2005).该事件期间幂律谱的特征表明,惯性区的能量转化过程中存在着湍动和串级. 为了量化不同频率磁场振荡过程中能量的积聚、转换和耗散情况,我们使用公式(2): (2) 对图4中不同区域的磁场功率谱密度进行积分,积分中的f1,f2对应不同区域的上下限:对于储存区,f1=0.001 Hz,f2=0.01 Hz;对于惯性区,f1=0.01 Hz,f2=0.334 Hz;对于耗散区,f1=0.334 Hz,f2=2 Hz. 利用公式(2)的计算结果为,积聚的磁能密度约为1.87×10-12J·m-3,惯性区内转化的磁能密度大约为2.19×10-13J·m-3,耗散的磁能密度大约为1.10×10-15J·m-3.因此推测在0.01～0.334 Hz磁场波动,不足以引起图3中量级高达10-10J·m-3的磁能和热能密度变化.而方位角流期间三颗卫星的流能密度增加10-14～10-13J·m-3,与惯性区内磁能的转换量级接近,推测增加的流能是通过频率0.01～0.33 Hz的磁场波动转换为焦耳加热,在这个过程中仅有1%左右的能量耗散. 类似地对THD和THE磁场功率谱密度不同区域进行积分后,发现三个区域的能量密度与THA处于相同的量级,大小略有区别(文中没有给出相应的图).THD积聚的磁能密度最大(3.84×10-12J·m-3),THA最小;THA转化的磁能密度最大,THD最小(1.31×10-13J·m-3);THE耗散的磁能密度最大(1.14×10-15J·m-3),THD最小(0.97×10-15J·m-3). 为了调查转换成低频波的磁场可能的传播路径,我们采用公式(3)粗略估算了2011年5月16日中方位角流事件期间的坡印廷矢量S， (3) 这里的μ0为真空磁导率，E为电场，U为等离子体流速,B为磁场,δB为磁场扰动量,B0为背景磁场.相比较于0627UT之前,方位角流期间S增加了两个量级.进一步的计算表明S与背景磁场B0的夹角θ(S,B0)比较小,有些不到10°,说明低频磁场波动可沿着磁力线传播到电离层. 尽管图3给出THA的磁场密度本身的扰动量很大,而图4给出耗散区磁场功率谱密度的积分表明只有1%左右的能量耗散,远远不足以引起图3中方位角流期间热能密度的变化.为了调查图3中离子热能密度增加两个量级以及图2中离子温度增加的原因,我们检查了方位角流事件期间的离子能谱图,如图5所示.在0627UT之前,三颗卫星观测到的离子能量都比较低,基本上低于400 eV; 在0627UT之后,低于400 eV的离子通量基本保持不变,而超过10 keV高能离子的数目急剧增多.在0650UT之后,THA观测到的离子能谱又恢复到0627UT之前的水平.因此可以得知事件期间温度增加和热能密度变化的原因是超过10 keV高能离子的数目急剧增多(Song et al., 2020).此外结合图2可知，在方位角流之前THA观测到的总磁场大小大约为50 nT,而在方位角流期间总磁场下降到大约38 nT,即使事件期间伴随有第一绝热不变量的加速过程,也难以将离子的能量从400 eV加速到1 keV,更不可能将离子加速到10 keV. 图5 2011-05-16 0600—0700UT期间THA,THD, THE观测到的能谱图 综上分析,该方位角流期间可能的能量转化的过程为:超过1 keV尤其是超过10 keV高能离子急剧增多,导致背景为几百电子伏流速接近停滞的等离子体整体流速增大,触发磁场的低频振荡;在这个过程中,仅1%的能量耗散,电磁能密度急剧增加,并可能沿着磁力线传播到电离层. 从上面的典型事例分析可以看出,近地等离子体片平衡态的改变来自于超过1 keV尤其是10 keV高能离子的急剧增加,宏观参数方面的表现为流速的增加,密度增大以及温度的升高.在对2008—2020年期间THA,THD,THE三颗卫星位于近地磁尾的观测数据分析甄别后,我们筛选出了821个温度升高的方位角流事件(THA 观测到287个, THD观测到245个, THE观测到289个),并且统计分析了这些方位角流事件期间温度相对于之前及之后的增加情况. 图6给出的是三颗卫星观测到方位角流事件期间等离子体的平均温度比事件前10 min的增加量(a)及增加比率(b)的直方图.统计结果表明:大约68%的方位角流事件在事件期间平均温度比事件前升高100～1000 eV,约17%的事件升高的幅度超过1000 eV.如果从方位角流期间平均温度比之前升高的比率来看,比率低于0.1的事件约占45%左右,比率在0.1～1之间的约占50%,比率大于1的约占5%. 图6 2008—2020年THA, THD, THE观测到方位角流期间平均温度比事件前的增加量(a)及增加比率(b)直方图 图7给出的是方位角流期间等离子体的平均温度比事件后10 min的增加量(a)及增加比率(b)的直方图.大约72%事件期间的平均温度，比事件后增加的幅度在100～1000 eV之间； 图7 2008—2020年THA, THD, THE观测到方位角流期间的平均温度比事件后的增加量(a)及增加比率(b)的直方图 等离子体热能密度的变化与等离子体的温度和密度密切相关,尤其是高能离子,因此我们统计了温度增加的方位角流事件期间的平均数密度(ni)与之前(nb)后(na)的变化情况.在图2a中THA在方位角流期间观测到的等离子体密度大于0627UT之前及0651UT之后的,虽然THD, THE在方位角流期间观测到的等离子体密度大于0627UT之前,但与0651UT之后的比较接近.统计结果表明温度增加的方位角流期间,其平均密度可能比事件前或后稠密或稀薄,因此在图8a中,对平均密度的统计共划分了四个区域: 图8 2008—2020年THA, THD, THE观测到方位角流期间的平均密度(ni)比事件前(nb)后(na)的相对变化量(a)及平均热能密度(Ei)比事件前(Eb)后(Ea)的相对变化量(b) (1)比之前后都要稠密,即:ni>nb,ni>na,这样的事件共有190个.在2.1节给出的2011年5月16日典型事例明显与这些事件为同一类别.这些事件中,高能离子增多,并叠加在背景等离子体上导致温度增加,在这个过程中能量发生转换或者耗散.这些事件中大约96%的事件等离子体通量管熵pVγ(Chen and Wolf,1993;Panov et al., 2013)比其前后都高,很难再向近地渗透,最有可能在附近发生能量转换.0.5%的事件等离子体通量管熵比其前后都低,可能继续向近地渗透. (2)比之前后都要稀薄,即:ni (3)方位角流发生之前数密度最小,之后逐步增大nb (4)方位角流发生之前数密度最大,之后逐步降低nb>ni>na,这样的事件共有255个;这一类事件看起来有些难以解释.表面上来看似乎是卫星数据测量的时间序列受到了空间效应的影响.例如卫星从靠近等离子体片的区域到远离等离子体片的区域.在这类事件中,虽然有部分事件的平均磁场的变化确实符合Bb 由于温度增加的方位角流事件期间密度变化趋势相对于其前后并不单一,导致方位角流期间热能密度变化趋势相对于其前后也并不单一,因此我们将方位角流期间的热能密度相对于其前后的情况也划分为四类,结果如图8b所示. (1)比之前后热能密度都大,即:Ei>Eb,Ei>Ea,共有374个.由于事件期间的平均温度比其前后都大,而有些事件期间温度增加的相对量大于数密度减小的相对量,这便会导致在数密度划分中的第二类转化为热能密度的第一类.这类事件中等离子体密度低,温度却很高,等离子体的能量比较高.大约82%的等离子体通量管熵pVγ(Chen and Wolf, 1993; Panov et al., 2013)比其前后都高, 2%的比其前后都低. (2)比之前后的热能密度都低,即:Ei (3)方位角流发生之前热能密度最小,之后逐步增大,即:Eb (4)方位角流发生之前热能密度最大,之后逐步降低,即:Eb>Ei>Ea,共有208个.14%的等离子体通量管熵比其前后都高,8%的比其前后都低,56%的相对于其前后的趋势与热能密度趋势一致. 对于这821个方位角流事件的等离子体通量管熵来说,大约44%(361个)的比其前后都高,10%(82个)的比其前后都低,62%(509个)的相对于其前后的趋势与数密度相对于其前后的趋势一致,78%(640个)的相对于其前后的趋势与热能密度相对于其前后的趋势一致.如果要选出热能转化成磁能的方位角流事件,那么最优方法为选取数密度和温度都比其前后增大的事件. 我们筛选出了THA,THD,THE在2008—2020年观测到的821个温度增强的方位角流事件,统计分析发现:(1)821个方位角流事件期间的平均温度为3720 eV,比事件前后10 min 的平均温度增大，升高的幅度主要集中在100～1000 eV之间,大部分事件比其前后增加的温度都小于1/2;(2)温度增加的方位角流期间,密度相对于其前后可能增加也可能减小,划分出的四种类别的事件占总事件的比例相对比较接近;(3)热能密度相对于其前后可能增加也可能减小,超过45%的事件热能比其前后都大,这个比率与等离子体通量管熵比其前后都高的比率(44%)接近,远大于等离子体通量管熵比其前后都低的比率(10%). 通过2011年5月16日的一个典型方位角流事件的研究分析,发现能量转化的可能过程为:高能离子超过1 keV尤其是超过10 keV急剧增多,导致背景为几百电子伏的低速等离子体整体流速增大,当地平衡态被打破;触发磁场0.01～0.334 Hz的低频振荡;在这个过程中仅1%的能量耗散,电磁能密度增加了两个量级并沿着磁力线传播到电离层. 在密度和温度同时增加的190个方位角流事件中,高达96%(162个)的等离子体通量管熵比其前后都高.这样的方位角流很难再向近地渗透,更容易发生典型事例中的能量转换过程:高能离子的热能和整体流能密度增加导致能量在近地积聚,部分能量转换为0.01～0.334 Hz的低频波动,很小一部分能量耗散,电磁能密度增大同时平行和垂直于背景磁力线传播.大约34%的事件(62个)与2011年5月16日的典型事例相似,电磁能密度主要沿着背景磁力线传播.该类型事件中仅0.5%的方位角流事件的等离子体通量管熵比其前后都低,可能继续向近地渗透. 对821个方位角流事件期间的磁场功率谱密度的统计结果发现:0.334 Hz及以上的谱密度都很小,耗散很小，发生的物理过程主要是能量转换,和以前的研究一致(Keiling et al., 2009; Hamrin et al., 2011; Fu et al., 2013; Ebihara and Tanaka, 2017;De Spiegeleer et al., 2017; Lu et al., 2017; Artemyev et al., 2018).但是在不同事件中,0.01 Hz对应功率谱密度的值相差很大,甚至高达两三个量级,这将导致不同方位角流事件期间转换到0.01～0.334 Hz的低频波动也相差很大,影响沿着磁力线在电离层内发生的方位角方向上的极光膨胀(Ogasawara et al., 2011)和其他过程(Lyons et al.,2015; Ebihara and Tanaka,2017;Sitnov et al.,2019). 前人的研究表明地向高速流的主要功能是输运等离子体片的质量、能量和磁通量(Baumjohann et al., 1990; Angelopoulos et al., 1994; Cao et al., 2006; Ma et al., 2009),而我们现在的研究表明密度和温度同时增加的方位角流事件期间发生的主要是能量转换,转换后的电磁能部分将沿着磁力线传播到电离层.需要注意的是,方位角流期间的能量转换过程还受到能量通量的影响.如果考虑到事件期间等离子体流的主导分量为晨昏向分量而且明显小于爆发性整体流或者重联出流的日地连线分量,那么方位角流期间能量通量密度应该主要是在晨昏方向上，这与重联扩散区(Eastwood et al., 2020)和偶极化锋面(Liu et al., 2021)能量通量应该有明显不同,这是我们下一步需要研究的内容.
2.4 坡印廷矢量
2.5 方位角流期间的离子能谱
3.1 温度增加
约10%升高的幅度超过1000 eV.方位角流期间的平均温度比之后升高的比率, 低于0.1的事件约占47%左右,在0.1～1之间的约占49%,大于1的约占4%.
3.2 数密度和热能密度变化
