Medir pequeño

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 11579 (2023) Citar este artículo

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La ionosfera, el entorno espacial de la Tierra, exhibe una estructuración turbulenta generalizada o irregularidades del plasma, visualizadas por las exhibiciones de auroras vistas en las regiones polares de la Tierra. Estas irregularidades del plasma se han estudiado durante décadas, pero la turbulencia del plasma sigue siendo un fenómeno difícil de alcanzar. Combinamos mediciones dependientes de la escala desde un radar terrestre con observaciones satelitales para caracterizar irregularidades a pequeña escala simultáneamente en la ionosfera inferior y superior y realizar un análisis estadístico en un agregado de ambos instrumentos a lo largo del tiempo. Demostramos el mapeo claro de información verticalmente a lo largo de la columna de altitud ionosférica, para longitudes de onda perpendiculares al campo de hasta 1,5 km. Nuestros resultados pintan una imagen de la ionosfera de latitudes altas del hemisferio norte como un sistema turbulento que se encuentra en un estado constante de crecimiento y decadencia; La energía se inyecta y disipa constantemente a medida que el sistema intenta continuamente un retorno acelerado al equilibrio. Conectamos la disipación generalizada de irregularidades con la conductancia de Pedersen en la región E y discutimos las similitudes entre las irregularidades encontradas en el casquete polar y en la región auroral en ese contexto. Encontramos que los efectos de una región E conductora sobre ciertas propiedades turbulentas (índice espectral a pequeña escala) son casi ubicuos en el conjunto de datos, por lo que sugerimos que se debe considerar la electrodinámica de una región E conductora cuando se analiza la turbulencia del plasma en latitudes altas. Esta relación íntima abre la posibilidad de que la conductividad de la región E esté asociada con la generación de irregularidades en la región F, aunque se necesitan más estudios para evaluar esa posibilidad.

Las propiedades del plasma en la ionosfera de altas latitudes están determinadas en gran medida por la interacción entre la magnetosfera de la Tierra y el viento solar1. Esta última inyección de energía del viento solar se manifiesta más en la ionosfera a través de la precipitación de partículas y la visualización de la aurora que desencadena. El impacto de las partículas precipitantes produce campos eléctricos y pasa corrientes eléctricas que explican la acción más lenta de la ionosfera sobre el viento solar. A nivel local, los fuertes campos eléctricos, la convección del plasma y los gradientes pronunciados en la densidad del plasma trabajan en conjunto para crear inestabilidades2,3, que pueden provocar turbulencias e irregularidades en el plasma.

Las irregularidades en latitudes altas evolucionan principalmente en direcciones perpendiculares a las líneas casi verticales del campo magnético, debido a un rápido y eficiente transporte de plasma alineado con el campo (vertical), a partir del cual se ha demostrado que una estructura de irregularidad de plasma individual debería tener una longitud muy larga. longitud de onda vertical4,5,6,7. Como resultado, las irregularidades del plasma ionosférico a menudo se describen en términos de turbulencia bidimensional, donde la longitud de onda perpendicular al campo de una estructura de irregularidad denota esencialmente el tamaño de la irregularidad. En algún momento, la información turbulenta ya no se mapea entre la parte inferior (región E) y la parte superior (región F) de la ionosfera. Se ha asumido que el tamaño de escala perpendicular de tales irregularidades no cartográficas está muy por encima de 1 km8, aunque un artículo reciente9 presentó en un apéndice cálculos preliminares que indican que escalas muy por debajo de 1 km se mapean fácilmente entre picos Altitud de la región E y de la región F superior.

Los estudios sistemáticos de toda la columna de altitud de la ionosfera han sido pocos, debido a la dificultad de obtener datos con buena cobertura tanto en coordenadas geomagnéticas horizontales como en altitud. Si bien las mediciones in situ realizadas por naves espaciales como satélites y cohetes en el pasado han abarcado prácticamente todas las altitudes, dichas mediciones son inherentemente locales y no hay forma de sondear directamente ninguna dirección que no sea "hacia adelante" en el marco de referencia de la nave espacial. Las naves espaciales hacen cortes unidimensionales a través del plasma ionosférico y suponen que la información presente en las dimensiones perpendiculares se proyecta en una dimensión: una suposición útil que, sin embargo, puede resultar problemática10. A pesar de estas limitaciones, las naves espaciales han demostrado ser excelentes herramientas para estudiar una amplia variedad de fenómenos físicos del plasma en la ionosfera en escalas que van desde \(\sim 1\) cm hasta 100 km11,12,13,14,15.

Los experimentos terrestres que utilizan radar pueden explorar rangos de altitud extendidos, que a menudo abarcan partes de las regiones E y F, y pueden monitorear grandes volúmenes de plasma simultáneamente. La gran Red de Radares Super Dual Auroral (Superdarn) puede observar eficazmente la convección de plasma a gran escala en la ionosfera, analizando una multitud de irregularidades individuales16, y radares de dispersión incoherente (ISR), como el de la Asociación Científica Europea de Dispersión Incoherente (eiscat )17 observan los movimientos de una miríada de electrones individuales simultáneamente, lo que produce información dependiente de la escala sobre el crecimiento de irregularidades18. Recientemente, se ha utilizado la tecnología ISR para reconstruir el campo de irregularidades ionosféricas, agregando mediciones de plasma multipunto dependientes de la altitud19.

Un estudio reciente basado en el radar de dispersión coherente Icebear 3D desarrolló un método para medir simultáneamente el plasma en un gran intervalo de escala continuo que abarca escalas entre 1,5 y 25 km20. El método correlaciona las posiciones de ondas Farley-uneman (FB) individuales de 3 m en la región E y produce un espectro de potencia espacial de su tendencia a agruparse en el espacio, mediante la aplicación de herramientas basadas en Monte-Carlo adaptadas de estudios cosmológicos de galaxias. . Se demostró que el espectro de agrupamiento resultante coincide con la estructuración o filamentación de la aurora superior, medida por los satélites que orbitan en la región F superior20.

Como fuente de energía libre y potente modulador de campos eléctricos, la precipitación de partículas de alta energía de la aurora es un ingrediente crucial en la producción de irregularidades del plasma en altas latitudes2. En la región E, la aurora nocturna está directamente asociada con grandes mejoras en la conductividad ionosférica21,22,23 y generalmente consiste en electrones con alta energía cinética24,25. La energía libre proporcionada, o inyectada, por las colisiones entre las partículas que precipitan y la atmósfera neutra de la aurora significa, con razón, que todo el sistema está a veces extremadamente estructurado y que la turbulencia está muy extendida, extendiéndose hasta la escala de cm26,27. Entonces, las vías habituales de disipación, como el calentamiento por impacto de partículas, los efectos químicos y el calentamiento Joule, no son los únicos procesos que deben tenerse en cuenta para la disipación de energía en el sistema ionosfera-atmósfera. Si bien la turbulencia se desencadena para suavizar los gradientes de velocidad, densidad y temperatura, también se convierte en un canal posiblemente importante a través del cual se disipa energía.

Presentaciones esquemáticas de la ionosfera. El panel (a) muestra un corte esquemático a través de la ionosfera, que muestra una estructura de irregularidad del plasma observada en algún lugar de la región F, con una longitud de onda perpendicular al campo (horizontal) de 5 km y con una longitud de onda alineada con el campo (vertical) en la orden de 500 km. También se indica la dirección del campo magnético de la Tierra en el hemisferio norte y el campo eléctrico ionosférico en el pico de la región E. (Aprovechamos la oportunidad aquí para señalar que el polo geomagnético norte de la Tierra es de hecho un polo sur magnético, de ahí la dirección del vector negro en el Panel (a). El Panel (b) muestra un corte esquemático a través de la ionosfera de la Tierra, con el Enjambre A La órbita se muestra como una línea negra continua, y la altitud central a la que Icebear 3D detecta ecos de dispersión coherente se muestra como una línea roja continua. La figura muestra que el Enjambre A toma muestras de la región F superior, mientras que el Oso de Hielo toma muestras de la ionosfera cerca del pico de la región E. El panel (c) muestra un esquema de la ionosfera de alta latitud, desde un punto de vista directamente sobre el polo norte magnético de la Tierra. En esta representación, el Sol se ubica hacia las 12 h (mediodía) y el amanecer (06 h) está a la derecha. , mientras que se indican círculos de latitud magnética constante. Una definición práctica del casquete polar (hacia el polo de 82\(^\circ\) mlat) y el campo de visión aproximado del oso de hielo se muestran en las líneas verde y roja respectivamente, mientras que la órbita del Enjambre A produce una cobertura global.

La disipación de energía procedente de irregularidades de densidad se produce a través de dos canales principales28. Una, típicamente estudiada en el espacio de Fourier, es la transmisión de energía de una escala a otra29,30. Aquí se habla de acoplamiento modal como un mecanismo que conduce a una "cascada" de escalas mayores a menores. En algún momento la cascada alcanzaría escalas en las que procesos moleculares se encargarían de la disipación. Estos procesos moleculares se describen mediante difusión de plasma. Un punto intrigante planteado originalmente por8 y retomado por31 es que cuando se introducen estructuras inestables en la región F, la presencia de difusión se acelera enormemente si el plasma puede conectarse a una región E conductora. Esto requiere dos condiciones, la primera relacionada con las escalas involucradas. Las escalas deben ser lo suficientemente pequeñas para que la difusión las afecte y también lo suficientemente grandes para poder mapearlas hasta la región E. La otra condición es simplemente que, para empezar, haya una región E conductora. El panel a) de la Fig. 1 ilustra esquemáticamente estos criterios; Cuando una estructura de irregularidad electrostática individual en la región F (rectángulo negro y rojo) puede conectarse a una región E conductora (banda amarilla), la difusión ambipolar rápida hace que la estructura de irregularidad se disipe. Si la longitud de onda perpendicular al campo de esta estructura irregular (5 km en la Fig. 1a) es demasiado corta, la longitud de onda alineada con el campo será posteriormente demasiado corta para que la estructura se mapee hasta la región E. Que una estructura de irregularidad dada pueda mapearse hasta la región E depende de las conductividades ionosféricas, pero una estructura de 5 km observada a alrededor de 450 km de altitud siempre debería mapearse hasta la región E9. En el espacio de Fourier, la cascada turbulenta asociada con una estructura de irregularidad electrostática disipadora se acelera en alguna escala intermedia, y el espectro de irregularidad se intensifica como resultado de una mayor disipación en escalas más pequeñas9,12,13. Como se mencionó anteriormente, si la irregularidad en cuestión puede conectarse a la región E depende de su longitud de onda perpendicular al campo. La cuestión de la inyección de energía y su posterior disipación ha sido abordada por varios autores en el pasado reciente3,9,32,33 y sigue siendo un tema difícil de alcanzar.

En este estudio, presentamos nuevos resultados de la región activa de alta latitud de la ionosfera, donde demostramos que la disipación turbulenta de irregularidades del plasma es ubicua hasta el punto de que no se puede hablar de inyección de energía (que conduce al crecimiento) y disipación (que conduce al crecimiento). desintegración) como fenómenos distintos en el plasma ionosférico. Mientras que la energía se bombea al sistema ionosfera-atmósfera a intervalos irregulares, también se disipa efectivamente. Demostramos que la información a pequeña escala, en este caso la turbulencia de plasma, se mapea a lo largo de las líneas de campo de la Tierra entre las regiones E y F para escalas de hasta 1,5 km. Mostramos esto mediante tres conjunciones directas entre el radar 3D del oso de hielo y los satélites Swarm de la ESA, lo que produce mediciones simultáneas de estructuración turbulenta en las regiones E y F. Pasamos a realizar un análisis estadístico de conjuntos de datos extensos de ambos instrumentos para reforzar los resultados derivados de las conjunciones. Discutimos las similitudes entre las irregularidades en el casquete polar y las de la región auroral, donde la dinámica de conductividad de la región E es la principal característica compartida por ambas regiones, lo que indica que el papel desempeñado por la conductividad eléctrica de la ionosfera es mayor de lo que se ha considerado hasta ahora. Pensamiento: sugerimos que existe una conexión intrínseca entre la turbulencia en la región F, por un lado, y la conductancia en la región E, por el otro.

Los dos conjuntos de datos principales utilizados en el presente estudio se ilustran esquemáticamente en el Panel b de la Fig. 1. El satélite Swarm A de la misión Swarm de la Agencia Espacial Europea34 orbita a través de la región F de la ionosfera (línea negra sólida), mientras que el oso de hielo canadiense coherente 3D El radar de dispersión35 examina la región E de la ionosfera (línea roja continua).

En la región F, en el presente estudio nos basamos en las observaciones de densidad de plasma de alta resolución realizadas desde la placa frontal del Instrumento de Campo Eléctrico (EFI)36 a bordo de Swarm. Las órbitas de los satélites Swarm cubren todas las horas magnéticas locales en un ciclo de 131 días, a una altitud de unos 500 km. Los cálculos avanzados de densidad de plasma de 16 Hz se producen mediante la corriente que pasa por la placa frontal del satélite junto con la sonda Langmuir a bordo. Usamos estas observaciones para calcular la densidad espectral de potencia (psd), lo que produce espectros de densidad. Nos basamos en la detección y caracterización de espectros de empinamiento, espectros que exhiben un punto de ruptura y una posterior caída en la potencia, utilizando un método que está ampliamente documentado en 9,31. En resumen, el análisis implica el cálculo y la detección automáticos de espectros de densidad de plasma cada vez más pronunciados. Para los espectros de densidad propiamente dichos, utilizamos un método basado en la psd37,38 de Welch. Para identificar la presencia de puntos de interrupción espectrales, primero consideramos que la psd se ajusta a una ley de potencia de pendiente dual, donde la pendiente, también llamada índice espectral, se refiere a la pendiente de un ajuste lineal log-log de potencia versus frecuencia. Para calcular índices espectrales, ajustamos una función lineal de Hermite por partes al logaritmo del espectro39. Si un ajuste espectral al registro de un espectro muestra una diferencia numérica entre la primera y la segunda pendiente espectral mayor que 0,8, siendo la segunda pendiente la más pronunciada, inferimos una ruptura espectral asociada con la inclinación. Como se analiza en 9, la ruptura espectral debe encontrarse entre las frecuencias de 0,19 Hz y 6,5 Hz, correspondientes a escalas espaciales a lo largo de la trayectoria entre 39,9 y 1,2 km, respectivamente. Realizamos el análisis anterior en segmentos de 60 s de densidad de plasma muestreados en latitudes altas, con una cadencia de 5 s, lo que significa que los espectros se superponen ampliamente. Luego, la frecuencia de muestreo original de 16 Hz se reduce a una serie temporal de espectros de densidad con una resolución de 5 s. A partir de este análisis, extraemos y almacenamos el segundo índice espectral (índice espectral de pequeña escala) para los espectros cada vez más pronunciados.

Tres conjunciones entre los satélites Swarm y Icebear 3D. Los paneles (a,d,g) muestran la relación señal-ruido (SNR) del eco 3D del oso de hielo en una escala de colores y la órbita del enjambre en una línea negra. La línea negra continua corresponde al tramo de órbita utilizado para las mediciones de densidad en los paneles (b,e,h). Los paneles (c,f,i) comparan los espectros de agrupación de la región E (línea roja continua) con los espectros de densidad de la región F (línea negra continua), normalizados al mismo valor eficaz. Las líneas discontinuas negras muestran un ajuste de doble pendiente de los espectros de densidad de la región F, con un círculo blanco que indica la ubicación del punto de ruptura. En los nueve paneles, los datos de color negro provienen de los satélites Swarm (el conjunto de datos de densidad de 16 Hz) y los datos de color rojo provienen de Icebear. Tenga en cuenta que los paneles (a,d,g) están completamente dentro del campo de visión del oso de hielo; la detección de eco generalmente es escasa en un momento dado.

El otro conjunto de datos consta de ecos de radio de gradientes de densidad de 3 m producidos por la inestabilidad de Farley-Buneman40,41. icebear, o radar auroral experimental biestático de región E de onda continua ionosférica, ubicado en Saskatchewan, Canadá, opera a una frecuencia de 49,5 MHz35. Recientemente fue reconfigurado para detectar ecos con una resolución espacial sin precedentes tanto en altitud como en azimut, junto con un amplio campo de visión, lo que dio como resultado el conjunto de datos 3D del oso de hielo42,43. Los resultados mostrados en el presente estudio se basan en 114 millones de ecos individuales de la región E, que se proyectan en una capa esférica a 105 km sobre la superficie de la Tierra. Motivado por cómo estos ecos parecen agruparse en esa capa44, un nuevo método de análisis aplica estadísticas de correlación de dos puntos a las poblaciones de ecos, lo que permite estimar una función de autocorrelación para la distribución de densidad de ecos bidimensional20. Las dos dimensiones en cuestión son las que forman un plano perpendicular a las líneas del campo magnético de la Tierra. Las correlaciones espaciales, a su vez, producen un método novedoso para estimar la densidad espectral de potencia de la aparente agrupación de ondas FB en la ionosfera de la región E. Es importante señalar aquí que, si bien las irregularidades detectadas por el oso de hielo tienen escalas espaciales de 3 m, confiamos en el hecho de que los ecos de dispersión coherentes individuales trazan el campo mayor de irregularidades del plasma en la región E. Se ha demostrado que este campo se corresponde notablemente con la estructuración a pequeña escala de las corrientes producidas por la aurora, en todas las escalas entre 1,5 y 25 km20.

Excepto por tres conjunciones auspiciosas que pronto describiremos, los períodos de tiempo de los dos conjuntos de datos utilizados en el presente estudio no se superponen. El conjunto de datos de densidad de plasma avanzado de 16 Hz contiene solo observaciones esporádicas en latitudes altas después de 2020, mientras que los conjuntos de datos 3D del oso de hielo no tienen observaciones antes de 2020. Las mediciones de densidad de enjambre de 16 Hz aumentaron en 2022, pero los índices nominales de electrochorro auroral aún no están disponibles para ese año. . Sin embargo, los resultados agregados que no se superponen son consistentes con tres conjunciones directas entre los instrumentos, y mostramos que ambos conjuntos de datos se ajustan aproximadamente a variaciones predecibles a largo plazo (ciclo solar). El conjunto de datos de Swarm (región F) se extiende desde finales de 2014 hasta 2019, del cual hemos extraído 510.000 espectros de intensificación. El conjunto de datos del oso de hielo se extiende desde 2020 hasta 2021 y consta de 7350 espectros, donde cada espectro se basa en distintas poblaciones de ecos, y cada población contiene entre 1000 y 500 000 ecos.

Para comparar entre Swarm y el oso de hielo, comparamos las observaciones en la región auroral nocturna, que constituye los tiempos de operación y el campo de visión aproximado del oso de hielo. (La operación del oso de hielo se ha limitado en gran medida al lado nocturno debido a la rentabilidad; el campo de visión del oso de hielo durante el día generalmente está hacia el ecuador de la aurora diurna). Definimos la región de la aurora nocturna como confinada entre 60\(^\circ\) y 70\(^\circ\) latitud magnética (mlat), y entre 18 y 06 h hora local magnética (mlt), donde utilizamos el sistema de coordenadas geomagnéticas corregidas por altitud ajustada para calcular las coordenadas geomagnéticas45. Si bien utilizamos instrumentos tanto in situ como terrestres para caracterizar la región auroral, también analizamos mediciones de la región F basadas en enjambres desde el casquete polar (hacia el polo de 82\(^\circ\) latitud magnética, línea verde sólida en Figura 1c). En el presente estudio, utilizamos sólo datos del hemisferio norte, donde se encuentra el oso de hielo, pero los resultados in situ aquí informados son comparables en el hemisferio sur9, Figura 2 del mismo.

La Figura 2 presenta los dos instrumentos utilizados y presenta las únicas tres conjunciones identificadas entre el oso de hielo y un satélite Swarm. Cada fila corresponde a una conjunción mientras que cada columna muestra las diferentes medidas realizadas por los dos instrumentos. La columna de la izquierda (paneles a, d y g) muestra la distribución del eco 3D del oso de hielo, con la relación señal-ruido (SNR) expresada en dB con una escala de colores, y la trayectoria orbital de un satélite Swarm se muestra con una línea negra sólida. La columna del medio (paneles b, e y h) muestra la serie temporal de densidad del plasma observada por Swarm durante la conjunción en cuestión, un período de 75 s en cada conjunción.

La columna de la derecha (paneles c, f e i) muestra una comparación directa entre el espectro de densidad de la región F (negro, medido por Swarm) y el espectro de agrupación de la región E (rojo, medido por Icebear). El eje x inferior muestra el número de onda k, y el eje x superior muestra r, la escala espacial asociada con cada número de onda: \(k~=~2\pi /r\). El espectro de agrupamiento de Icebear es un espectro espacial inherente y se expresa naturalmente como una función de k. Los espectros in situ de Swarm, por otro lado, son espectros temporales derivados de un análisis de Fourier de series temporales. Estos se convierten en espectros espaciales suponiendo que el plasma está estacionario con respecto a la nave espacial. Como la velocidad orbital de un satélite en órbita terrestre baja es de alrededor de 7,6 km/s, esta suposición suele ser cierta, pero podría fallar en caso de una convección de plasma extremadamente rápida (del orden de unos pocos km/s). Para tales espectros de potencia de tiempo a espacial, la fórmula de conversión a seguir es entonces \(r~=~v_{sc}/f\), donde \(v_{sc}\) es la velocidad de la nave espacial con respecto a la Tierra, y f es la frecuencia de muestreo del instrumento in situ en cuestión. En los gráficos de la columna de la derecha explotamos esta relación entre los espectros de las regiones E y F, es decir, la escala espacial, y trazamos los dos espectros en el mismo eje x. Normalizamos los espectros de densidad por el valor eficaz de los espectros de agrupamiento. La razón para normalizar las cantidades mediante un valor constante es hacer que las pendientes sean equivalentes entre los dos valores graficados. A cambio de sacrificar información sobre el poder relativo entre las series temporales, ahora podemos centrarnos en las diferencias y similitudes relativas entre las dos.

La columna de la derecha de la Fig. 2 muestra que las tres conjunciones presentan una concordancia notablemente consistente en la forma entre los espectros de potencia de las regiones F y E, para escalas espaciales pequeñas (\(<8\) km), donde las características individuales a veces se reflejan en los espectros de las regiones E y F. Por otro lado, todos difieren drásticamente para las escalas espaciales más grandes, lo que tal vez sea indicativo de una escala de transición característica. En los tres espectros de densidad de la región F, identificamos puntos de ruptura claros y, en el caso de las conjunciones del 22 de mayo de 2022 y del 28 de agosto de 2021, el punto de ruptura ocurre en la escala de transición.

La coincidencia del índice espectral (pendiente) entre los dos espectros diferentes tiene la principal consecuencia de que hay ciertas cantidades turbulentas en los procesos estocásticos tanto en la parte inferior como en la superior de la ionosfera que se mapean, se observan simultáneamente y se aproximan a idénticas en el ideal. caso. El valor del índice espectral en el que coinciden las regiones tiende a estar en el régimen disipativo, como en la Fig. 2, y en general, como pronto mostraremos. Entonces es tentador concluir que la estrecha correspondencia en cuanto a forma entre los espectros parece depender de los procesos disipativos. Para las escalas que se dice que son inerciales en la región F (\(>8\) km), los espectros de agrupamiento de la región E son consistentemente más pronunciados que los de la región F. Queda por ver si este desacuerdo en escalas por debajo de la escala de punto de corte podría estar fuera del área de validez del método. Sin embargo, dado que hay un énfasis especial en la escala del punto de ruptura en el rango de acuerdo (que debería ser puramente físico), el desacuerdo en el índice espectral podría ser indicativo de una característica de no mapeo a escalas mayores.

Tendencias a largo plazo en el aumento espectral de densidad en el casquete polar de la región F. El punto de datos del círculo representa el valor medio del índice espectral a pequeña escala en una rotación de Carrington en todos los espectros cada vez más pronunciados observados hacia el polo de \(82^\circ\) mlat, con barras de error verticales correspondientes a la variación (desviación estándar) dentro de la rotación de Carrington. Una línea negra discontinua gruesa muestra el ajuste de la ecuación. (2), y una línea negra continua muestra el ajuste de una suma de las Ecs. (1) y (2). Tenga en cuenta que aquí mostramos valores absolutos para los índices espectrales, lo que significa que valores cada vez más positivos corresponden a una inclinación. Un área sombreada en verde muestra el número de manchas solares. La extensión del área sombreada corresponde al percentil 5% y 95% del número de manchas solares para cada rotación de Carrington.

Debido a la falta de cobertura continua de datos de densidad Swarm de 16 Hz en 2021, 2022, conjunciones como las de la Fig. 2 son escasas. Sin embargo, el argumento anterior necesita una mayor cantidad de evidencia que lo respalde. Como se mencionó, nuestro objetivo final es complementar el escaso conjunto de conjunciones con una comparación estadística entre los dos conjuntos de datos. Sin embargo, antes de hacerlo, debemos discutir brevemente la naturaleza del aumento de la densidad de los espectros de la región F, en el casquete polar, ya que los espectros de densidad de estas dos regiones exhiben gran parte de la misma forma espectral (ver Figura 2 en 9). La Figura 3 del presente artículo muestra cada punto en un círculo negro, el índice espectral mediano a pequeña escala para cada período de rotación solar de 27 días (también llamado rotaciones de Carrington), para todo el casquete polar. Las barras de error indican distribuciones de cuartil superior e inferior en cada rotación de Carrington. Además, ajustamos a los datos una función predominantemente estacional. Aquí recurrimos a un ajuste lineal entre el ángulo cenital solar en cada punto de medición y el índice espectral9,

a y b son parámetros encontrados mediante la minimización no lineal de mínimos cuadrados de las funciones. La línea negra continua en la Fig. 3 es el ángulo cenital solar promedio en el casquete polar (Z) multiplicado por una pendiente a, y con una intersección b, con una tendencia adicional del ciclo solar agregada:

donde \(\mu\) y \(\sigma\) son la mediana y la desviación estándar, respectivamente, del índice espectral mediano del casquete polar a largo plazo de 1 semana, t es el número de días transcurridos desde el 0 de enero del año 0, y \(\theta _0\) es un cambio de fase que simplemente desplaza el mínimo funcional a finales de 2019. Para ilustrar las tendencias reales observadas del ciclo solar y validar la ecuación. (2), mostramos con el área sombreada en verde en la Fig. 3 el número medio de manchas solares en cada rotación de Carrington, a lo largo del eje y derecho. Aunque la línea negra discontinua en la Fig. 3 (Ec. 2) se ajusta a los datos del índice espectral, logra capturar apreciablemente bien las tendencias de las manchas solares a largo plazo. Más concretamente, la suma de las ecuaciones. (1) y (2) se ajustan notablemente bien a las observaciones del índice espectral del casquete polar de la región F, lo que muestra que la pendiente espectral (el valor o pendiente del índice) en sí es altamente estacional en el casquete polar de la región F, con una variación clara pero modesta. tendencia del ciclo solar.

Tendencias a largo plazo en el aumento espectral de densidad en la aurora nocturna. Los conjuntos de datos de las regiones F y E en conjunto para la región auroral, con las observaciones del Enjambre A en negro y las observaciones del oso de hielo en rojo, ambas basadas en observaciones dentro de la aurora nocturna (Fig. 1c). Cada punto de datos Swarm A representa el valor medio del índice espectral a pequeña escala en una rotación de Carrington, con barras de error verticales correspondientes a la variación (desviación estándar) dentro de la rotación de Carrington. Cada punto de datos 3D de Icebear representa la pendiente del espectro medio encontrado en cada rotación de Carrington, con barras de error que indican la variación (desviación estándar) en los índices espectrales individuales para ese período. La tendencia del ciclo solar se ajusta utilizando la ecuación. (2), solo para los datos del oso de hielo (rojo). Un área sombreada en verde muestra el número de manchas solares. La extensión del área sombreada corresponde al percentil 5% y 95% del número de manchas solares para cada rotación de Carrington.

Esto contrasta marcadamente con el comportamiento de los índices espectrales de la región auroral (Fig. 4), que muestra un análisis equivalente a largo plazo aplicado a los datos de la aurora nocturna (cuadro rojo en la Fig. 1c). Aquí no se aprecian dependencias estacionales, pero la tendencia del ciclo solar es aproximadamente la misma. Para ser precisos, cualquier tendencia estacional se pierde en las barras de error de la Fig. 4, que, como demostramos en la Fig. 5 a continuación, representan la variación diaria causada por cambios en la actividad geomagnética.

Antes de discutir la causa raíz de las tendencias mostradas en las Figs. 3 y 4, debemos introducir los puntos de datos rojos en la Fig. 4: los datos 3D del oso de hielo. Recopilamos 7350 espectros de agrupamiento de la región E de la región auroral, que ocurrieron a lo largo de 2020 (parcialmente) y 2021. La Figura 4 muestra en rojo el espectro de agrupamiento mediano para todos los espectros medidos en una rotación de Carrington. Como se mencionó, hay poca superposición directa entre los conjuntos de datos, pero las tendencias en el número de manchas solares (área sombreada en verde, Ec. 2 en línea negra discontinua) proporcionan un contexto en el que el ajuste del ciclo solar posiblemente pueda capturar tendencias a largo plazo en ambos conjuntos de datos. , aunque los puntos de datos medidos por Swarm aparecen en su mayoría ligeramente por encima del ajuste. La implicación es que estamos considerando las dos cantidades diferentes como medidas de la misma cantidad subyacente en la naturaleza, lo que a su vez implica un mapeo alineado con el campo de ciertas propiedades turbulentas.

El motivo de las tendencias estacionales observadas en la figura 3 es claro31. De hecho, los electrones fuertemente magnetizados están congelados en el campo magnético de la Tierra. El movimiento de los iones induce entonces un campo eléctrico ambipolar, que sirve para retardar gravemente la rápida difusión de los iones. En el casquete polar, durante el verano, una alta conductividad de Pedersen en la región E interrumpe el campo eléctrico ambipolar asociado con las irregularidades del plasma en la región F, lo que hace que el plasma se difunda a una alta tasa de difusión perpendicular de iones en lugar de a una tasa de difusión ambipolar equilibrada. Por otro lado, durante el invierno polar, la conductividad de la región E puede volverse insignificante, lo que lleva a una lenta difusión ambipolar. El aumento y la disminución periódicos en la disminución de la irregularidad se manifiesta a través del índice espectral variable a pequeña escala de la región F medido por el Enjambre A: cuando la difusión ambipolar se acelera durante el verano, los espectros de densidad de la región F tienden a aumentar considerablemente, pasando de alrededor de 2,3 durante el invierno, hasta alrededor de 3,2 durante el verano (Fig. 3). Esto muestra que el índice espectral a pequeña escala se puede utilizar eficazmente para medir el alcance de los cambios estacionales en la conductividad de Pedersen del casquete polar.

Fundamentalmente, la conductividad de Pedersen en el casquete polar depende en gran medida del ángulo cenital solar. Entonces, si invertimos la situación, podríamos suponer que los índices espectrales de irregularidades de disipación a pequeña escala están inherentemente vinculados a cambios en la conductividad ionosférica de Pedersen. Este argumento está respaldado por la similitud general entre los espectros de densidad en el casquete polar y en la aurora nocturna, como informamos en un estudio anterior: los espectros de densidad de la región F de esos dos sectores muestran las mismas propiedades estadísticas, con, en promedio, más o formas espectrales menos idénticas (ver Figura 2 en 9). Dado que la dinámica de la conductividad es claramente responsable de la intensificación del casquete polar (Fig. 3), es sensato suponer que las mejoras en la conductividad de la región E también están íntimamente relacionadas con la intensificación espectral que se muestra en la aurora nocturna (Fig. 4). Allí, como se mencionó, la ionosfera suele estar en oscuridad, y la ionización en altitudes de la región E se debe a la precipitación de partículas de alta energía46,47.

Cómo responden los espectros de densidad de la región F al ángulo cenital solar y a la actividad auroral. El panel (a) muestra la proporción de espectros de densidad de la región F que exhiben un aumento en cada ángulo cenital solar, para la aurora nocturna (círculos) y el casquete polar (cuadrados). El panel (b) también muestra la proporción de espectros de densidad de la región F que exhiben un aumento en cada contenedor de índice sme.

Si la intensificación espectral en la región auroral se debe en gran medida a la precipitación de partículas, deberíamos ver algunas dependencias claras de la actividad geomagnética. Pasamos aquí a los índices geomagnéticos. El índice Supermag (sme) es un índice reciente de electrochorro auroral48, que se ha demostrado que se correlaciona bien con la potencia auroral nocturna total integrada49. En la Fig. 5, presentamos la respuesta en los espectros de densidad de la región F al cambio del ángulo cenital solar y la actividad auroral. El panel (a) muestra la dependencia de la inclinación espectral de la región F con el cambio del ángulo cenital solar, correspondiente a cambios en la fotoionización solar EUV, para la aurora nocturna y el casquete polar. El panel (b) muestra la dependencia en la misma cantidad en función del índice pyme, para ambas regiones. Vemos que, si bien la proporción de espectros cada vez más pronunciados en el casquete polar aumenta dramáticamente a medida que el ángulo cenital cruza 90\(^\circ\) (el terminador solar), no existe tal movimiento en los puntos de datos aurorales del lado nocturno. En otras palabras, la fotoionización EUV del sol no afecta la intensificación espectral en el plasma auroral. Sin embargo, en el Panel (b), la situación es opuesta: los espectros de densidad del casquete polar no aumentan considerablemente a medida que aumenta la actividad geomagnética, mientras que los espectros de la región auroral experimentan un aumento aún más dramático, de alrededor del 20% cuando el índice sme está por debajo. 70 nT, hasta alrededor del 90% para las condiciones más perturbadas (índice sme \(>1000\) nT). Además, mencionamos aquí que el ángulo cenital solar y el índice sme no están correlacionados. El ángulo cenital solar (en un punto fijo de la Tierra) depende únicamente del tiempo, con claras dependencias diurnas y estacionales. El índice sme, por otro lado, mide las corrientes Hall nocturnas y sigue la actividad geomagnética. Sin embargo, el efecto Russel-McPherron debido a la inclinación del dipolo de la Tierra introducirá una dependencia menor entre las dos cantidades50. El efecto Russel-McPherron significa que los equinoccios presentan una actividad geomagnética elevada51, lo que en sí mismo no debería introducir dependencias obvias del ángulo cenital solar en el índice sme.

Volviendo a las Figs. 3 y 4, concluimos que en cada rotación de Carrington en esas figuras, la variación diaria en la actividad geomagnética es la causa de la variación asociada con las barras de error verticales. Además, la variación de la actividad geomagnética tiene un impacto mucho mayor en las observaciones en la región auroral, donde se encuentran la mayoría de las partículas de alta energía, en comparación con el casquete polar. Por lo tanto, las barras de error del casquete polar en la Fig. 3 son pequeñas, lo que refleja una tendencia reducida de las partículas de alta energía a causar ionización en la región E, como también se muestra en la Fig. 5b.

El fuerte aumento en los puntos del círculo blanco en la Fig. 5b indica que el aumento general de los espectros de densidad de la región F en la región auroral depende en gran medida de que la actividad auroral sea alta, lo que sugiere que la aurora, o las partículas asociadas con eventos de inyección de subtormentas, están impulsando variabilidad en las propiedades espectrales allí. Entonces, ¿qué impacto tiene la actividad auroral en las formas espectrales en nuestros dos conjuntos de datos, incluido el espectro de agrupación de la región E? En la Fig. 6, mostramos dos propiedades espectrales agrupadas por el índice sme, para ambos conjuntos de datos en la aurora nocturna. El panel (a) muestra el índice espectral a pequeña escala (\(<8\) km) para los espectros de densidad de la región F (círculos negros) y los espectros de agrupación de la región E (hexagramas rojos), desde el ajuste de pendientes espectrales hasta la media espectros en cada contenedor, y con barras de error verticales que denotan la variabilidad en los índices espectrales individuales. Si bien vemos que hay pocos cambios en el índice espectral de pequeña escala a lo largo del intervalo, observamos que los dos conjuntos de datos responden de manera similar a los cambios en la actividad de las auroras: observemos el pico común en el último contenedor del índice sme. Continuando, el Panel (b) muestra la variación de densidad total encontrada en los espectros de la región F (círculos negros) y la variación total de agrupamiento encontrada en los espectros de la región E, donde mostramos los valores medianos para cada contenedor de índice sme, vertical. barras de error que representan distribuciones de cuartil superior e inferior en cada contenedor. La varianza se calcula aquí como psd total integrado, también llamado raíz cuadrática media (rms), donde integramos los espectros entre 1 y 25 km para el Enjambre A, y entre 1,5 y 25 km para el oso de hielo 3D (la escala más pequeña disponible para el el espectro de agrupamiento es de 1,5 km). En pocas palabras, rms es el área bajo el gráfico que muestra psd, una cantidad que se extrae fácilmente de los espectros de las regiones F y E. Tenga en cuenta que las unidades a lo largo del eje y son aquí arbitrarias ya que el agrupamiento rms se ha desplazado a lo largo del eje y para facilitar la comparación de las dependencias del índice sme. Esta normalización es esencialmente una multiplicación por un número constante, por lo que la forma de las dos curvas en la Fig. 6 se puede comparar directamente. Aquí vemos una respuesta clara en los datos al cambio de actividad auroral. La dependencia del índice sme mostrada por la varianza de densidad de la región F coincide estrechamente con la varianza de agrupamiento de la región E, hasta la caída que se observa cuando el índice sme es de alrededor de 1000 nT.

Propiedades espectrales agrupadas por la actividad geomagnética, en la aurora nocturna. El panel (a) muestra el índice espectral a pequeña escala, mientras que el panel (b) muestra la potencia integrada total (rms), ambos agrupados por índice sme, y ambos muestran los espectros de densidad de la región F en círculos negros y la región E. espectros de agrupamiento en hexagramas rellenos de rojo, con barras de error que indican distribuciones de cuartil superior e inferior. El valor eficaz del panel (b) se obtiene integrando psd en un intervalo de frecuencia/número de onda similar para ambos instrumentos. Está integrado entre 1 y 25 km para Swarm A, y entre 1,5 y 25 km para icebear 3D.

La estrecha correspondencia que se ve en la Fig. 6 es notable, ya que las dos bases de datos no se superponen en el tiempo y, por lo tanto, grandes eventos individuales no pueden ser responsables de las características observadas. La estrecha correspondencia en el índice espectral (\(\sim -2.6\)) también se refleja ampliamente en las conjunciones que se muestran en la Fig. 2, y en los espectros de densidad cada vez más pronunciados en latitudes altas en general9. Índices espectrales tan pronunciados están asociados con disipación de irregularidades o difusión turbulenta13. Las características comunes para los contenedores de índice sme superiores a 1000 nT que observamos en ambos paneles de la Fig. 6 podrían deberse a que la porción del óvalo auroral hacia el ecuador se mueve fuera del campo de visión del oso de hielo, gracias a la expansión del óvalo al aumentar. actividad geomagnética. Dado que la morfología de la aurora difiere entre los límites del óvalo auroral hacia el polo y hacia el ecuador, es probable que las propiedades espectrales observadas cambien.

La explicación más natural para el aumento de la densidad de los espectros en la zona auroral es la turbulenta redistribución de la energía, a través del crecimiento de inestabilidades en algunas escalas mayores y el posterior retorno acelerado al equilibrio12,13,52. Esta interpretación está fuertemente respaldada por las Figs. 5b y 6b donde tanto la proporción de espectros de densidad cada vez más pronunciados como la varianza de densidad total dependen de la actividad geomagnética. Sin embargo, como se muestra en la Fig. 6a, el índice espectral a pequeña escala permanece igual, en el clásico "régimen disipativo". Una posible interpretación de lo anterior es que un impulsor compartido, por ejemplo, el ciclo de subtormenta magnetosférica, está impulsando el crecimiento de la turbulencia en la región E mediante una inyección de partículas de alta energía. Posteriormente, la turbulencia entra en un régimen disipativo debido a mejoras en la conductividad, mejoras que de hecho son causadas por las propias partículas precipitantes9,21,23,46. Las irregularidades de densidad observadas en la región F dependen en gran medida de lo que sucede en la región E.

Todas las figuras 2, 4 y 6 coinciden: las regiones E y F, y por tanto toda la columna de altitud ionosférica, exhiben propiedades turbulentas a pequeña escala notablemente similares. El comportamiento mostrado en las tres conjunciones de la Fig. 2 es corroborado por los agregados estadísticos, a pesar de que estos últimos no se superponen en el tiempo. La implicación es que, dada una región E conductora, siempre que se observe una estructura turbulenta de pequeña escala en la región F, también debería ser observable en la región E. La Figura 2 muestra claramente que esto es cierto para escalas tan pequeñas como 1,5 km, escalas de fluctuación que son favorables para los centelleos GNSS53,54,55,56,57. Nuestros resultados indican entonces que tales centelleos de radio bien podrían originarse en la región E en latitudes altas58,59.

Mientras que la concordancia espectral en escalas más pequeñas es evidente, el desacuerdo en las escalas más grandes que se muestra en la Fig. 2 es un resultado importante: los espectros de la región E exhiben índices espectrales en el régimen disipativo para todo el intervalo de escala, mientras que la región F los espectros solo lo hacen por debajo del punto de interrupción. De hecho, el índice espectral inicial (por encima del punto de ruptura) tiende hacia −5/3 tanto para el casquete polar como para la región auroral9. Entonces estamos viendo una clara discrepancia para escalas mayores que el punto de ruptura de la región F. El mapeo vertical depende explícitamente de las conductividades de Hall y Pedersen9, conductividades que también causan la disipación de irregularidades asociada con el índice espectral \(\sim -2.6\)31. Con base en esto, podemos especular que la dinámica de la conductividad es responsable de la discrepancia a gran escala que se muestra en la Fig. 2, pero el tema necesita más estudio.

Como se mencionó, los espectros de densidad cada vez más pronunciados son fundamentalmente similares en el casquete polar y en la región auroral. Sin embargo, la Fig. 5 deja claro que las dos regiones exhiben impulsores completamente diferentes. La característica común es la conductancia de Pedersen; en el casquete polar, las mejoras de la conductividad son proporcionadas por la fotoionización solar EUV, mientras que en la aurora nocturna son proporcionadas por la precipitación de electrones de alta energía. Si a eso le sumamos los puntos de ruptura espectrales de la región F que se encuentran en la escala \(\sim\)km, nos vemos llevados a formular hipótesis sobre la naturaleza de la estructuración turbulenta que observamos en toda la ionosfera de latitudes altas del norte.

La inestabilidad del intercambio de deriva de gradiente es provocada por gradientes de densidad y, a través de la separación de carga y los subsiguientes campos eléctricos de polarización, conduce a una deriva \(\varvec{E}\times \varvec{B}\) que amplifica los gradientes de densidad que la iniciaron3 ,31. La tasa de crecimiento de esta inestabilidad favorece las escalas pequeñas (\(\sim ~1\) km)3, y se sabe, mediante simulaciones no lineales, que causa un punto de ruptura espectral en escalas entre 2 y 3 km60. Además, el hecho de que los espectros de densidad del casquete polar cada vez más pronunciados a pequeñas escalas sean fundamentalmente similares a los que se encuentran en la aurora nocturna apunta a un mecanismo de inestabilidad que funciona independientemente de la precipitación de partículas.

Independientemente de qué mecanismo de inestabilidad sea responsable de la estructuración turbulenta observada, la estrecha correspondencia entre las regiones E y F informadas en el presente estudio es testimonio del papel de la dinámica de la conductividad en la producción de estas inestabilidades. Aunque no tenemos observaciones de la región E del casquete polar, el mapeo vertical de información a pequeña escala entre las regiones E y F es omnipresente en el conjunto de datos aurorales que tenemos a mano.

En resumen, mediante un análisis exhaustivo de los espectros de densidad de la región F in situ medidos por el Enjambre A junto con los espectros de agrupación de la región E terrestres medidos por el oso de hielo 3D, hemos hecho varios descubrimientos:

Los espectros de densidad de la región F están estrechamente relacionados con los espectros de agrupación de la región E, tanto en forma espectral como en potencia espectral total. Ambas cantidades surgen de análisis completamente diferentes; el primero se basa en fluctuaciones de la densidad del plasma en la ionosfera superior y el segundo caracteriza la tendencia de las ondas FB de 3 m a agruparse en la ionosfera inferior. Como tal, este hallazgo es notable en sí mismo. Muestra que el campo de irregularidad ionosférica exhibe propiedades estadísticas similares a lo largo de toda la columna de altitud para las escalas consideradas (entre 1,5 y 25 km), y que la agrupación de ondas FB de 3 m en la región E sigue de cerca la irregularidad de la densidad del plasma. campo.

Mientras que el poder de irregularidad de la zona auroral aumenta con la actividad geomagnética, los índices espectrales permanecen firmemente en el régimen disipativo clásico; esto es cierto tanto para las regiones E como para las F. En las bases de datos disponibles, la ionización, las irregularidades y la disipación de irregularidades de la región E son omnipresentes y difíciles de separar. Interpretamos que esto significa que el crecimiento de estructuras turbulentas en la región auroral tiende a ir acompañado de la ionización de la región E y la posterior disipación que provoca. Teniendo en cuenta el punto anterior, observamos que esta disipación de irregularidades turbulentas funciona en conjunto tanto en la región E como en la región F superior, y demuestra que el libro de energía turbulenta se mapea verticalmente a lo largo de la columna de altitud para las escalas pequeñas.

El rasgo común de los espectros de densidad cada vez más pronunciados en el casquete polar y la aurora nocturna son las mejoras en la conductancia de Pedersen, lo que sugiere que la dinámica de conductividad de la región E debe considerarse de cerca cuando se analizan las irregularidades del plasma en latitudes altas.

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Este trabajo es parte del proyecto LIPS (Lifetimes of Ionospheric Plasma Structures) de la Universidad de Oslo y cuenta con el apoyo parcial de la subvención 324859 del Consejo de Investigación de Noruega (RCN). AS reconoce la financiación de las subvenciones RCN 326039 y 245683. Reconocer el apoyo de la Agencia Espacial Canadiense (CSA) [20SUGOICEB], la Fundación Canadiense para la Innovación (CFI), el Fondo de Líderes John R. Evans [32117], el Consejo de Investigación de Ingeniería y Ciencias Naturales (NSERC), el Programa Internacional de Capacitación en Misiones Espaciales apoyado por la Experiencia Colaborativa de Investigación y Capacitación (CREATE) [479771-2016], el programa Discovery Grants [RGPIN-2019-19135]; y la Alianza de Investigación Digital de Canadá [RRG-FT2109].

Estos autores contribuyeron igualmente: Jean-Pierre St-Maurice, Glenn Hussey, Andres Spicher, Yaqi Jin, Adam Lozinsky, Lindsay V. Goodwin, Draven Galeschuk, Jaeheung Park y Lasse BN Clausen.

Departamento de Física, Universidad de Oslo, Oslo, Noruega

Magnus F. Ivarsen, Yaqi Jin y Lasse BN Clausen

Departamento de Física e Ingeniería Física, Universidad de Saskatchewan, Saskatoon, SK, Canadá

Magnus F. Ivarsen, Jean-Pierre St-Maurice, Glenn Hussey, Adam Lozinsky y Draven Galeschuk

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Western Ontario, Londres, ON, Canadá

Jean-Pierre San Mauricio

Departamento de Física y Tecnología, UIT, Universidad Ártica de Noruega, Tromsø, Noruega

Andrés Spicher

Centro de Investigación Solar-Terrestre, Instituto de Tecnología de Nueva Jersey, Newark, Nueva Jersey, EE. UU.

Lindsay V. Goodwin

Instituto Coreano de Astronomía y Ciencias Espaciales, Taejon, Corea del Sur

Parque Jaeheung

Departamento de Astronomía y Ciencias Espaciales, Universidad de Ciencia y Tecnología de Corea, Taejon, Corea del Sur

Parque Jaeheung

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MFI realizó el análisis y escribió el manuscrito. JPSM, AS, YJ y JP colaboraron en el análisis. GCH, AL y DG diseñaron y construyeron el radar 3D ICEBEAR. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia con Magnus F. Ivarsen.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Ivarsen, MF, St-Maurice, JP., Hussey, G. et al. Medición simultánea de irregularidades del plasma a pequeña escala en las regiones E y F de latitudes altas. Representante científico 13, 11579 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-38777-4

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Recibido: 14 de abril de 2023

Aceptado: 14 de julio de 2023

Publicado: 18 de julio de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-38777-4

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