グローバル水平結合の物理

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電離圏・熱圏大気波動の低緯度伝搬− 観測から見えるその描像 −[ 講演: 久保田 実

電気通信大学1(情報通信研究機構) ]細川 敬祐

はじめに観測の立場から示し, 未解明問題を整理する.

極域から低緯度方向に伝搬する電離圏・熱圏大気波動は, 各種電波観測・光学観測によって古くから研究されてきた. これらの擾乱は伝搬性電離圏擾乱（Traveling Ionospheric Disturbances: TID）という名称でひとくくりに呼ばれるが, 実際にはそのスケールや特性によって幾つかのまとまりに分けることができる. Hunsucker et al. [1982] が時空間スケールによって TID を分類した結果を表 1 に示す.
大規模伝搬性電離圏擾乱（Large-Scale TID:LSTID）は電離圏のドラスティックな変動として観測され, 1960 年頃からこれまでの間に多くの観測報告, 理論研究がなされてきた. この変動は主として磁気嵐中に発生するため, 磁気圏からオーロラ帯へエネルギー入力がその励起源であると考えられている. 中規模伝搬性電離圏擾乱（MediumScale TID: MSTID）は, LSTID よりも時空間スケールが小さいがやはり赤道方向へ伝搬する性質を持つため, 極域に励起源があると想像されてきた. また近年, サブオーロラ帯において低緯度方向に伝搬する中規模伝搬性電離圏擾乱（MSTID）が観測され始めており, 中緯度で観測される MSTIDとの関連性が議論されている. これらのスケールの異なるふたつの TID に関する現時点の理解を
平成 18 年度 MTI 研究会 サイエンスセッションc Mesosphere Thermosphere Ionosphere (MTI)⃝Research Group, Japan

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LSTID: 大規模伝搬性電離圏擾
乱LSTID は, 磁気嵐やサブストームの爆発相中に発生する擾乱である. Hines [1960] が, この電離圏擾乱は, 大気重力波が電離大気に擾乱を与えることによって生じていると指摘して以来, 熱圏の中性大気に見られる大規模な擾乱である伝搬性大気擾乱（Traveling Atmospheric Disturbances:TAD）と関連づけてその励起・伝搬過程が議論されてきた. 図 1 に, TAD/LSTID の現象論的特性を模式的に示した図を示す [Prölss ,1993]. 極域にサブストームなどに伴うエネルギー入力（電場の増大・粒子降下の増大）が起こると, 中性大気が加熱され, 中性風や中性温度に波動的な擾乱（TAD）が生まれる.
この擾乱は, 150-200 m/s 程度の振幅を持つ中性風の変動として 600-800 m/s の位相速度を持って赤道方向へ伝搬する. 伝搬していく meridional
方向の風の変動は, 磁力線に沿ってプラズマを上下につき動かし, 電離圏 F 領域の高度変動を引き起こすことになる. また, 電離圏 F 領域高度が上下動した場合, 高度によって N2 /O 比が異なるためにイオン消滅率が変動し, 電子密度にも擾乱が引き起こされる. これらの TAD によって引きX–1

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表 1: 時空間スケールによる TID の分類 [Hunsucker, 1982].

上記の反応によって作られた分子イオン（NO+ ）は, 以下の解離再結合反応によって消滅し, 結果として F 領域電子密度の減少を引き起こす.

起こされる電離圏の大規模な変動が LSTID であると考えられている. 電離圏 F 領域高度や電子密度の変動は, 電離圏全電子数（Total ElectronContent: TEC）や 630 nm 大気光の発光強度にも変動をもたらすため, GPS-TEC 観測や大気光カメラによる LSTID の 2 次元観測が可能となる.

N O+ + e → N + O

この変動は電離圏負相嵐として観測される. 以上の一連の過程の間のつながりを図 2 にまとめる.

図 1: TAD の励起・伝搬過程, 電離大気への影響を模式的に示した図 [Prölss , 1993].

図 2: 極域における中性大気の加熱と TAD のやTID の励起の間のつながりを示した図（講演者提供）.

極域に加熱が起こったとき, 鉛直風が生じ, 熱圏が持ち上げられることで中性大気の組成に変化が起こる（N2 /O の比が増大する）. N2 /O 比の高い中性大気が昼から夜に向かって吹く背景風によって輸送されて中緯度に達すると F 領域において以下のような組み替え衝突反応が起こり, 分子イオン（NO+ ）が増える.

O + + N2 → N O + + N(2)

ここからは, 中緯度帯における LSTID の観測を2 例紹介する. まず, 日本におけるイオノゾンデを用いた LSTID の観測例を図 3 に示す [Kubota etal., 2001]. 上のふたつのパネルには, 日本国内の5 カ所（稚内, 秋田, 国分寺, 山川, 沖縄）に設置されたイオノゾンデによって得られた h′ F （F 領域
ピーク高度に対応する量）と fo F 2（F 領域ピークの電子密度に対応する量）が真夜中をはさんで(1)X–2

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12 時間分プロットされている. 北から南に向かって伝搬する準周期的な変動が, 特に h′ F のほうに顕著に見られる. 波動的変動の山と谷を各観測ステーションにおいて同定し, ステーション間の時間遅れから周期・位相速度・波長を求めることができる. この計算を, 稚内・秋田・国分寺において同定できる 6 個分の wave packet について行った結果が図 3 の下の表にまとめられている. ここで, 位相速度・波長については 3 観測点を通る子午線上に投影した南北成分であることに注意されたい. それぞれの wave packet 間でばらつきはあるものの, 表 1 にまとめられている LSTID の特徴に一致していることが分かる.

用いた LSTID の総合観測を紹介する [Shiokawaet al., 2003a, 2006]. 図 4（上）には, 2001 年 3 月
31 日の磁気嵐中に信楽と佐多岬の 2 カ所に設置された全天大気光カメラによって観測された LSTIDを示す. 630 nm の大気光画像の南北断面を時系列でプロットしたものに, 北から南へ伝搬していく大気光増光領域がみられる. これが LSTID に伴う大気光変動である. 図 4（下）には同時刻における GEONET の GPS 受信機網から求められた TEC の 5 分毎のマップが示されている. やはり, TEC が増大した領域が南へ伝搬していく様子が見て取れる.

図 3: (上左) 日本国内の 5 カ所におけるイオノゾンデ観測によって得られた h′ F の時間変化, (上右) 同じイベント期間中の fo F 2 の変動, (下) 6 つの LSTID と考えられる wave packet の周期・位相速度・波長などをまとめたもの [Kubota et al.,2001].

図 4: 2001 年 3 月 31 日の磁気嵐中に発生した
LSTID を大気光カメラと GPS-TEC 観測によって 2 次元的にとらえた観測例. （上）信楽と佐多岬にある大気光カメラによる観測, （下）GEONETの GPS-TEC による観測 [Shiokawa et al., 2003a].

次に, 大気光カメラ, GPS-TEC, イオノゾンデ,MU レーダー, ファブリーペロー干渉計（FPI）を

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図 5 には, このイベント期間中の, イオノゾンデ（電離圏高度変動と fo F 2）, MU レーダー（IS観測）, FPI（中性風観測）による観測をまとめてある. 17-18 UT にかけて, 信楽上空においてLSTID に伴う大気光の増光が観測されているが,その時, イオノゾンデ・MU レーダーの観測から電離圏 F 領域のピーク高度が急激に下がっていることが分かる. また, 信楽の FPI による中性風観測から, 同時刻に, 北向きの風が卓越していたことが見て取れる. これらの観測から, LSTID 通過時に, 大気光は増光し, TEC は増大し, 電離圏 F領域のピーク高度は下がり, 北向きの中性風が卓越していたことがわかる. 図 6 には, これらの観測結果を統一的に解釈するための模式図を示す.
LSTID に伴って, 極向きの中性風が極域から伝搬してくる. この極向きの風は, 磁力線に沿ってプラズマを押し下げるため電離圏高度が下がる. 電離圏高度が下がり 630 nm 大気光の発光高度により多くのプラズマが供給されることにより, 大気光の発光強度が強まる. また, 電離圏が押し下げられて, 高高度においてプラズマ密度が減少するた
め, プラズマ圏から新たにプラズマの供給が起こり, 結果として TEC が増える. これまで LSTIDには赤道方向の風が伴うと考えられていたが, この論文では極向きの風が LSTID とともに中緯度へ伝搬してくるという新しい描像を提案している.
LSTID は 60 年代から観測が積み重ねられてきており, すでにその大部分が理解されていると思われがちであるが, この論文のように過去に描かれた描像と異なるモデルが提案されるなど, まだ不明な点が多いと言える.
以上で示してきたように, イオノゾンデやレーダーに加え, 近年の大気光カメラ, FPI, GPS-TECを用いた観測により, LSTID の描像はかなりの程度が分かってきた. 近年は, 個々の LSTID イベン
トを計算機シミュレーションで再現する試みが始まっている. これにより磁気圏-電離圏-熱圏結合のプロセスがより明確になることが期待される.

図 5: 図 4 で示したものと同じイベント期間中のイオノゾンデ, MU レーダー, FPI による電離圏・熱圏観測データのまとめ [Shiokawa et al., 2006].

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サブオーロラ帯の MSTID: 中規
模伝搬性電離圏擾乱

日本などの中緯度域においては, 光学観測, 電波観測の双方によって中規模伝搬性電離圏擾乱（MSTID）が頻繁に観測される. 観測されるローカルタイムによって性質の違いはあるものの, 赤道方向へ伝搬するという共通の特性をもつことが知られている. これらの中緯度 MSTID がどこで励起され, どのようにして中緯度まで伝搬してくるのかは未だに未解明の問題である. それを明らかにするためには, より緯度の高い領域におけるMSTID の観測が必要となる. ここでは, オーロラ帯よりも 5–10 度低緯度に位置するサブオーロラ帯における MSTID 観測を紹介し, その特性に関して, 中緯度でみられる MSTID との比較を行う.
図 7 には, 極域大型短波レーダーネットワーク

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図 6: LSTID に伴う各種変動（電離圏高度の変化, 大気光の増光, TEC の増大）を, 極向きの風が伝搬することによって解釈するための模式図[Shiokawa et al., 2002].

（Super Dual Auroral Radar Network: SuperDARN）の地上散乱エコーを用いた MSTID の観測例を示している. 上の 2 つのカラープロットには, アラスカにある Kodiak レーダーによって観測された地上散乱エコーの受信強度（BackscatterPower）が示されている. 図 7 上段は, あるビームに沿ったデータを時系列でプロットしたものである. 縦軸が, レーダーからの距離に相当する.
受信強度の強まっている領域がレーダーに向かって準周期的に伝搬し, 筋状の構造を形成している.
また図 7 中央は 2 次元のスナップショットであるが, MSTID の波面と考えられる構造がとらえられていることが分かる. このような受信強度の増大は, 図 7 下段に示されているように, MSTID が作り出す電子密度のゆらぎによって電波の反射角に空間的な異方性が生じ, 地上散乱波の電波束に収束・発散が起こることに起因すると考えられている [Samson et al., 1990; Bristow et al., 1996;
Henna, 2005].

図 7: (上, 中央) SuperDARN 短波レーダーによる MSTID の観測例, MSTID に伴う波状構造が見られる [Henna, 2005].（下）受信強度の増大を引き起こす MSTID によるレーダー電波の収束発
散. 赤の波線で囲んだ部分において電波が収束し,地上散乱波の受信強度が増大すると考えられている [Samson et al., 1990].

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図 8 には, アラスカのポーカーフラット（65.1N, 147.5 W, 磁気緯度 65.6◦ ）にある全天大気光カメラによってとらえられた MSTID の観測例を示す. 左側のイメージは 557.7 nm の波長による E 領域の観測を示している. 共回転オーロラ[Kubota et al., 2003] と呼ばれるサブオーロラ帯に特徴的なオーロラが観測されている. 同時刻に,630 nm の波長（右側）では, 電離圏 F 領域下部の変動を見ることができ, MSTID に伴う波状構造がとらえられている. ただし, このイメージでは, MSTID に伴う微弱な発光強度変動を見るために, 変動分がプロットされている.

日没後数時間に渡って観測されていることが分かる. 日没近辺に関して言えば, 出現確率はほぼ100%である.

図 8: アラスカにおける大気光カメラの観測例.
（左）共回転オーロラ（右）MSTID（講演者提供）.

図 9 には, アラスカの大気光カメラによって観測された MSTID の発生頻度ローカルタイム分布を示す. 左側には, 全ての季節のデータを足し合わせたものを示している. MSTID が夜半前の時間帯を中心に, かなり高い確率で発生していることが見て取れる. ただし, 真夜中付近ではほとんど観測されない（明け方には少し見られる）. 全てのローカルタイムについて発生確率を計算すると約 67%となる. 図 9 の右側には発生頻度のローカルタイム分布を月別に算出したものである. 赤の線は, F 領域高度における日没と日照の時刻を示す. MSTID が日没の約 1 時間前から現れ始め,

図 9: アラスカに設置された大気光カメラによって観測される MSTID の発生頻度ローカルタイム
分布. （上）全ての季節のデータを集計したもの. 青は MSTID が観測された時間, 黄色はされなかった時間をそれぞれ示す. （下）発生頻度のローカルタイム分布を月別に算出したもの. 赤の線は, F 領域高度における日没と日照の時刻を示す（講演者提供）.

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表 2: 中緯度とサブオーロラ帯の MSTID の特性の比較（講演者提供）

アラスカの大気光カメラによって観測されるサブオーロラ帯 MSTID の特性に関して, 中緯度においてやはり大気光カメラで観測される MSTIDとの比較を行った結果を表 2 に示す. 中緯度のMSTID の統計的性質は Shiokawa et al. [2003b]
によって示されたものを用いている. 波長・周期・伝搬速度など MSTID の形状は互いに良く似ている. また伝搬方向も共に南西方向で共通である.

図 10: FPI による熱圏中性風観測, オーロラパッチの動きによる電場推定などと共に統計解析した
結果得られた, MSTID 近傍の典型的なパラメータ配位（講演者提供）.

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表 2 で示された通り, 中緯度帯とサブオーロラ帯で見られる MSTID には共通点が多い. これは, サブオーロラ帯の MSTID が中緯度帯で夜間に見られる MSTID と同じパーキンス不安定によって作られていることを想像させる. FPI による熱圏中性風観測, オーロラパッチの動きによる電場推定などと共に統計解析した結果得られた,
MSTID 周辺の典型的なパラメータ配位を図 10 に示す. MSTID は南西に伝搬し, 背景中性風は北西向き, 背景電場は北北西向きである. パーキンス不安定が成長するためには, 伝搬方向と逆向き, つまり北東向きの Pedersen 電流 Jp = Σp (E+U×B)が必要になる. しかし, 中性風による U × B 電場は南西向きで, サブオーロラ帯の対流電場も北東方向の成分は殆ど持たないため, サブオーロラ帯の MSTID の発生にパーキンス不安定が関与しているとは考えにくい.
過去の極域 MSTID の研究では, ほとんどの論文で, それらが大気重力波であると考えている [e.g.
Francis, 1974]. Prikryl et al. [2005] は, SuperDARN で観測される MSTID の発生源が, カスプ付近の PIF (pulsed ionospheric ﬂows) であることを示唆している. 更に MSTID と IMF 中のアルフベン波の周波数スペクトルの一致から, 両者のつながりを指摘しているが, 大気波動の伝搬経路推定において, 背景風の効果を無視するなど, 波源推定精度には疑問が残る. 他に, オーロラオーバル付近が発生源とする説もあり, 現時点では, そグローバル水平結合の物理

MTI-HandBookの励起源に関しては, 決め手がない状況となっている.

OI630.0-nm
O+ + O2 → O2+ + O
O2+ + e4

まとめと今後の課題→ O(1S, 1D) + O(1D, 3P ) (4)O(1D) → O(3P ) + hν(630.0 nm) (5)LSTID/TAD 極域への磁気圏からのエネルギー流入により発生し, 低緯度方向に伝搬する.
電離圏にドラスティックな変動を引き起こす. 中・低緯度まで伝搬するイベントはそれほど頻繁ではない. イオノゾンデやレーダーに加え, 近年の全天大気光カメラ, FPI, GPS-TEC を用いた観測により, LSTID の描像はかなりの程度が分かってきた. 個々の LSTID イベントを計算機シミュレーションで再現する試みが始まっている. これにより磁気圏–電離圏–熱圏結合のプロセスがより明確になることが期待される.
サブオーロラ帯の MSTID SuperDARN HF
レーダーや大気光カメラなどで観測される. かなり高い頻度（ほぼ毎日）で発生している. 中緯度で夜間に観測される MSTID と形態学的には共通点が多いが, 背景の中性風や電場の向きと伝搬方向を考え合わせた場合, 中緯度帯の MSTID のようにパーキンス不安定によって作られているとは考えにくい. 中緯度の昼間に見られる MSTIDのように大気重力波に伴うものである可能性も考えられる. 重力波理論にもとづき, 背景風の影
響も考慮した正確な発生源の同定や, 中低緯度のMSTID との関連の検証, E 領域とのカップリングの可能性の検証などが今後の課題である.

5(3)OI557.7-nm @ F region
O(1S) → O(1D) + hν(557.7 nm)(6)OI777.4-nm
O+ + e → O(5P )(7)

O(5P ) → O(5S) + hν(777.4 nm)(8)

図 11: 電離圏観測に用いられる 3 種類の大気光の発光高度分布と, 酸素イオン密度, 電子密度, 酸素分子密度の関係（講演者提供）.

図 11 に, これらの大気光の発光高度分布と, 酸素イオン密度, 電子密度, 酸素分子密度の関係を示す. 励起メカニズムからも分かるように, 630 nmと 557.7 nm 大気光の発光高度分布は, 酸素イオンと酸素原子双方の密度に関係するため 250 kmあたりにピークを持つ. また 777.4 nm 大気光は酸素イオンの分布にのみ依存するためより高い高度にピークが現れる.
それぞれの大気光の特性を表 3 にまとめる. 発
光強度が最も大きいことから, 電離圏の TID 観測

付録: なぜ大気光イメージャで電離圏擾乱が観測できるのか

電離圏観測に用いられる代表的な大気光の波長は 3 つある. OI557.7 nm, OI630 nm, OI777.4 nmの 3 つである. それぞれの励起メカニズムをまとめると以下のようになる.

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表 3: 代表的な 3 つの大気光の特性（講演者提供）などには OI630 nm 大気光がよく用いられる. また, 557.7 nm 大気光は E 領域高度でも発光するため, F 領域起源の変動を分離するのが困難な場合もあるので注意を要する.の発光強度は, 電離層 F 領域の高度変化に敏感に反応する. これは, 630 nm 大気光の発光高度分
布が, 酸素イオンと酸素原子双方の密度に依存し,F 領域ピークよりも低い 250 km あたりにピークを持つことに起因する. 図 12 に, イオノゾンデによる電離圏 F 領域のピーク高度（h′ F ）と最大電子密度（fo F 2）の観測を 630 nm 大気光発光強度と比較した観測例を示す. 一番下のパネルに示されているのは, 鹿児島県の山川における 630 nm大気光発光強度の時間変動である. 18 UT の少し前に発光強度の増大が観測されている. この時,h′ F で表される（一番上のパネル）F 領域のピーク高度がドラスティックに下がっていることが見て取れる. それに対して, fo F 2 で示される F 領域ピークの電子密度にはとくに対応する変動は見られない. 大気光カメラによる電離圏観測は, 電離圏 F 領域の電子密度空間分布を 2 次元的に与えるとされているが, その高度変化にも非常に敏感に反応するので, OI630 nm 大気光画像のデータのみから現象の解析・解釈を行うときには注意を要する.

参考文献
図 12: イオノゾンデによる電離圏 F 領域のピー
ク高度（h′ F ）と最大電子密度（fo F 2）の観測を630 nm 大気光発光強度と比較した観測例（講演者提供）.

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上でも述べたように, OI630 nm 大気光は発光強度が強く, F 領域電子密度の空間構造を可視化するのに適している. しかし, OI630 nm 大気光

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