J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 285-291

講座 宇宙天気研究に基づく社会インフラ防護と被害予測

7 ．磁気嵐の予測
7. Forecast of Geomagnetic Storm
三好由純

MIYOSHI Yoshizumi
名古屋大学宇宙地球環境研究所（原稿受付：2024年 2 月26日）

宇宙嵐とは，太陽における爆発，擾乱現象を起点として，惑星間空間，地球磁気圏，そしての超高層大気までを含む太陽地球システム全体で起こる大規模現象であり，磁気嵐とも呼ばれている．宇宙嵐の予測対象は多岐に及ぶが，ここでは太陽風と磁気圏の相互作用の観点から磁気嵐の発達過程について概説する．また，磁気嵐の規模や時間発展を表す Dst と呼ばれる指数の予測に関する手法について述べる．
Keywords:
geospace storm, ring current, solar wind, coronal mass ejection, corotating interaction region, space weather forecast

7．1

はじめに

の宇宙空間を流れるリングカレント（環電流）である．

宇宙嵐（Geospace Storm）は，太陽地球システムで起磁気嵐主相で減少した磁場は，その後，数日かけて緩やかに回復していく（回復相：recovery phase）．

こる最大の擾乱現象であり，太陽，惑星間空間，磁気圏，
超高層大気など，システムの各領域が活性化し，かつ領

通常，磁気嵐の規模は，Dst 指数の最小値で表されるこ

域間の非線形な結合が強化されることによって起こるダとが多く，Dst 指数が負に大きな値をとるほど，より規模

イナミックな変動であり，ジオスペースの様々な場所にの大きい磁気嵐ということになる．一般的には，Dst 指おいて大きな変動が発生する．本講座でも述べられてい数が－30 －－50 nT よりも小さくなる場合を，磁気嵐と呼る様々な宇宙天気現象が発現，あるいは大きな変化を示

ぶことが多い．図 1 の下段を見ると，両方の磁気嵐とも，

すのも宇宙嵐のときである．

Dst 指数の最小値は約－100 nT であり，磁気嵐の規模とし宇宙嵐は，磁気嵐（Geomagnetic storm）とも呼ばれては変わらない．しかし，回復相を見た場合，CIR が起ることがあり，歴史的には地磁気の大規模な変化にもとこす磁気嵐は，Dst 指数が数日かけてゆっくりと戻っていづいて定義されてきた．本章でも，以降，磁気嵐というくのに対し，CME が起こす磁気嵐は，比較的早く回復す

言葉を用いていく．この磁気嵐の指標として，7．2 章で述る傾向がある．このメカニズムについては，7．2 章で述べ

べる Dst と呼ばれる指数が用いられる．図 1 の下段に，磁る．なお，－50 －－300 nT 程度の磁気嵐は 1 太陽活動周期

気嵐のときの Dst の平均的な変化を示す．この図は，複数に 400 回程度発生するのに対し，－300 －－500 nT 程度のの磁気嵐時の Dst 指数を Superposed Epoch Analysis と呼巨大磁気嵐は， 1 太陽活動周期において数回程度しか発生ばれる手法で重ね合わせることで，平均的な Dst 指数の変化を抽出したものである．左と右は，後ほど述べる共回
転相互作用領域（CIR），コロナ質量放出（CME）という太陽風の大規模構造が起こす磁気嵐をそれぞれ示している［1］．
この Dst 指数は，中低緯度の地球磁場の南北成分の変化を反映した量である．磁気嵐の主相（main phase）は，
Dst 指数が数時間の間大きく減少する変化で定義づけられ，このとき地球表面の北向きの磁場成分が減少している．地球の固有磁場は北向きであるから，その北向き成分が減少することは，地球の周りの宇宙空間に南向きの

図 1 （左）CME 性大規模磁気嵐，（右）CIR 性磁気嵐のときの
内部 磁気圏における30 － 80 keV イオンフラックスと Dst指数の平均的な変化［1］．

磁場を作り出す西向きの電流が流れていることを意味している．この西向きの電流の主成分が，地球半径の数倍

Institute for Space–Earth Environmental Research (ISEE), Nagoya University, Nagoya, AICHI 464-8601, Japanauthor’s e-mail: miyoshi@isee.nagoya-u.ac.jp

285Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

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Vol.100, No.6

June 2024

しない．なお，この原稿の校正中である 2024 年 5 月上旬に Dst 指数が－400 nT を超える巨大磁気嵐が発生し，日
本各地でオーロラが観測されるとなど大きな話題となった．ここでは，この Dst 指数，すなわちリングカレントの変化に焦点をあて，そのメカニズムを概説するとともに，現在行われている予測について述べる．
なお，磁気嵐についての文献は，［2-4］なども参考いた
だきたい．

7．2

リングカレントの変化

7．2．1

初相

磁気嵐は「初相（initial phase）」と呼ばれる段階から始まる．通常，太陽風の動圧が急激に上昇すると，Dst 指

図2

数が正に変化する．これを磁気嵐の急始（storm suddencommencement: SSC）と呼ぶ．太陽風の動圧が上昇すると，磁気圏境界面が地球に近づく．このとき，図 2 で示される磁気圏界面には，朝側から夕方側に向けて磁気圏
界面電流が流れるため，地表に北向きの磁場を作り出し，
Dst 指数は正方向へし変化する．このように，Dst 指数は，子は朝側へとドリフトしていく．

リングカレントだけでなく異なる電流系の影響も受ける．
7．2．2

内部磁気圏を上から見た図．朝側（dawn）から夕方側（dusk）に引加された dawn-dusk 電場により，プラズマシー
トのプラズマは地球方向へと輸送される．そして，背景磁場が強い領域において，磁場勾配ドリフト，磁場曲率ドリ
フトによって，イオンは夕方側に，電子は朝側にドリフトしていく．そして，主に夕方側を中心に形成されるイオンの圧力勾配によって，リングカレントが流れる．

この結果，夕方側から昼側にかけてイオンのプラズマ

主相

圧が高い領域が形成され，局在化したリングカレント

次にリングカレントの発達について考える．いま，イ（partial ring current）が形成される．磁気嵐の主相におオンの圧力が磁力線に垂直方向と平行方向で異なる場合

いては，リングカレントは，通常，局在化した構造となっ→を考えると，反磁性電流 J⊥ は，

（

→
B
→
J⊥＝ 2

B

→

ている．西向き成分が卓越するリングカレントが発達す→（B・∇）B∇p⊥＋（ p‖＋p⊥）B2

ると，地表には南向きの磁場成分が印加されるため，Dst）

指数が小さくなる．
このリングカレントの発達を担うイオンの変化に→と表される．ここで，B は背景磁場，p⊥ は磁力線に垂直

つ い て 見 て み よ う． 図 1 の 上 側 の 図 は，L 値 に 対 し て

方向，p‖ は磁力線平行方向のプラズマ圧力を示す．通常，

30－80 keV のイオンのフラックスを示したものである．

内部磁気圏のイオンの圧力勾配は動径方向に形成される

ここで L 値とは，磁力線の位置を示す値であり，おおよそため，この反磁力線電流は東西方向に流れ，特に西向き

磁気赤道面において地球半径の n 倍を通過する磁力線を，の電流が卓越する．これが，リングカレントである．そL ＝ n の磁力線という言い方をする（なお，L 値には複数のため，リングカレントが発達するためには，内部磁気の定義があり，荷電粒子のドリフト運動に注目する場合

圏にプラズマの圧力勾配が高い領域が形成されることがには，粒子の第三断熱不変量と結びつけて定義することもある）．たとえば，静止軌道は地心距離の約 6.6 倍の場必要となる．
一方，リングカレントを駆動しているイオンの起源の所であるが，この場所の磁力線を L-6.6 の磁力線という．

一つは，地球の夜側に存在するプラズマシートから，内図 1 を見ると，磁気嵐主相において，L 値が小さい，すな

部磁気圏に輸送されたプラズマである．この輸送は，磁

わち地球に近いところまでイオンが輸送されていること

気圏の朝側（dawn）から夕方側（dusk）に印加されてがわかる．

いる dawn-dusk 電場による E×B ドリフトによるもので一方，リングカレントを構成するイオンは，地球の外ある．昼側の磁気圏界面では，太陽風中の惑星間空間磁圏大気（ジオコロナ）との電荷交換反応によって電荷を場と地球磁気圏の磁場の磁気再結合が起こる．その結果，失う．その結果，イオンの圧力が低下し，リングカレン

磁気圏にはプラズマの大規模対流が発生する．この dawn-

トの強度が下がることで，Dst の値は正方向へと変化して

dusk 電場は，その対流活動に伴って発生すると考えられいく．
リングカレントに寄与する圧力勾配は，主に 100 keV 以ている．
図 2 に E×B に伴うプラズマの輸送を示す．E×B ドリ

下のイオンによって担われていると考えられている．こフトによって，地球の夜側の磁場が弱い領域から，地球のイオンの流入は，dawn-dusk 電場によって制御されて近傍の磁場が強い領域へとプラズマが輸送されることにいると考えると，dawn-dusk 電場が強まっている間，磁よって，プラズマは断熱的に加速される．さらに，イオ

気嵐は発達を続ける．これが，磁気嵐の主相である．また，ンが地球近傍の磁場が強い領域に移動し，磁場勾配ドリ

dawn-dusk 電場が弱まっている間，磁気嵐は衰退していフトや磁場曲率ドリフトの影響が大きくなると，図 2 にく．これが，次に述べる磁気嵐の回復相に対応する．なお，

示すように，粒子の電荷に応じて，イオンは夕方側，電この dawn-dusk 電場の変化と Dst 指数の変化の対応に基286

Lecture Note

7. Forecast of Geomagnetic Storm	Y. Miyoshi

づいて，Dst 指数の時間発展をモデル化したのが，後に述トの効果が，E×B ドリフトに対して卓越することになる．

べる（ 2 ）式である．

その結果，イオンの軌道は地球のまわりを 1 周すること

7．2．3になる．したがって，磁気嵐の主相で夕方側に形成され回復相

Dawn-dusk 電場が弱まると，プラズマシートから内部ていたプラズマ圧の高い領域（partial ring current）が，磁気圏へのイオンの輸送が低下する．この結果，それま

主に電荷交換反応によって，その圧力を徐々に弱めながで発達を続けていたリングカレントの減少がはじまる．

ら地球のまわりを取り囲むように分布していく．この様

これが，磁気嵐の回復相（recovery phase）である．イオ子は，後に示す図 6 のシミュレーションの結果においてンの減少を引き起こすメカニズムとしては，電荷交換反も示されている．

応に加えて，背景の熱的プラズマとのクーロン相互作用

7．2．4

磁気嵐のエネルギー量によるピッチ角散乱やエネルギー減少，また電磁イオン

さて，この Dst 指数は，リングカレントに寄与する粒サイクロトロン波動との波動粒子相互作用によるピッチ

子群のもつエネルギー E に比例することが知られている

角散乱があげられる．

（Dessler-Parker-Scopke の関係式［6，7］）．

この消失過程はイオンのエネルギーによって，効果的

2E
ΔB＝Dst＝B0
3EMに作用するメカニズムは異なっている．図 3 に示すように［5］，リングカレントの主成分である数十 keV のイオンに対しては，電荷交換反応による消失が最も寄与する．

（1）

ここで，ΔB は，リングカレントによる磁場減少（Dstまた，dawn-dusk 電場が弱くなることで，磁場ドリフ指数），B0 は赤道面での平均磁場強度，Em は地球よりも外側の双極子磁場の持つ全磁場エネルギーを表す．この式を用いると，たとえば Dst 指数の最小値が－200 nT の磁気嵐の場合，リングカレントは，8 × 1015 J 程度のエネ
ルギーを持っていることになる．
（ 1 ）式は Dst 指数とリングカレントを担うイオンのエネ
ルギーを結び付けたものであるが，Dst 指数の時間変化については，次のエネルギーバランス方程式が提案されている［8］．
d（|Dst|） dE|Dst|=Q－L=Q－
dt
dt
τ

（2）

ここで，Q はエネルギー入力を，L は減衰時定数 τ を持つ消失過程を表す．すなわち，Dst 指数の時間変化は，リングカレントへのエネルギー入力と消失のバランスで表されることがわかる．次のこのエネルギーバランス方程式を，磁気嵐を引き起こす太陽風との関連性から議論し
ていく．

7．3

磁気嵐を起こす太陽風

前述のとおり，磁気嵐を起こすためには dawn-dusk 電場の増大が重要である．ここでは，この dawn-dusk 電場の増大と太陽風の関係について述べていく．
磁気圏の対流は，主に磁気圏昼側の磁気再結合によって駆動されているが，その大きさは太陽風の電場に比例する．この結果，強い南向き惑星間空間磁場を持った高速の太陽風が，地球磁気圏に到達すると対流電場が増大する．
この関係を考慮して，先のエネルギーバランス方程式（ 2 ）にもとづいた Dst＊，すなわち磁気嵐の時間発展に
図3

関する関係式が提案されている［8］．ここで，Dst＊ は，

リングカレントを担う水素イオン（上），ヘリウムイオン（中），酸素イオン（下）の消失時定数．横軸はエネルギー，
縦軸は消失時定数を表す．各図の実線は電荷交換反応，鎖線はクーロン衝突，破線は準線形過程でのピッチ角散乱の強散乱限界を表す．電荷交換反応と強散乱限界については，
L 値の違い，またクーロン衝突については，異なる背景電子密度の違いを表している［2］．

7．2．1 で述べた磁気圏界面を流れる電流の寄与を補正した指数で，リングカレントの影響を直接反映するものとして広く使われている．
d（Dst＊）Dst＊＝Q（vBs）－dt（
τ vBs）
287（3）

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初相を持ち，しばしば大きな磁気嵐へと発達する．図 4

ここで，v は太陽風速度，Bs は南向きの惑星間空間磁場の左の下段に示すように，磁気嵐回復相では Dst 指数が単を表す．そして，右辺第一項は調に増加することも特徴である．
Q（vBs）＝α（vBs－Ec）：vBs≥0.5 mV/mQ（vBs）＝0：vBs ＜ 0.5 mV/m

一方，CIR に起因する磁気嵐では明確な初相が観測さ（4）れないことがあり，また磁気嵐の規模も比較的小さい．
しかし，図 4 の右側下段に示すように，回復相においては，とあらわされる．ここで，α はカップリングパラメータ

Dst 指数はなかなか回復せず，しばしば数日から 10 日以である．Ec は 0.5 mV/m などの値が使われている［9］．こ上にわたって回復相が継続することもある．これは，（3）の式が示すように，惑星間空間磁場が南向きのときのみの方程式において，消失とつりあうようなエネルギー注（Bs ＞ 0），この Q は値を持ち Dst 指数が発達するのに対入 Q が持続していることを意味する．

＊

して，惑星間空間磁場が北向きのときには時定数 τ で減少

CIR 性磁気嵐の回復相を起こしている太陽風は，コロナする．この式は，Dst 指数を比較的よく再現することが知ホールから吹き出している太陽風の領域に起因する．コ

られており，磁気嵐の発達が太陽風電場に起因するといロナホール流は太陽風の速度が高速であるとともに，アう考え方と整合的である．また，後に述べるように磁気

ルフベン波的な惑星間空間磁場の擾乱が生じており，常嵐の予測の際にもよく用いられている．

に数 nT の大きさで振動している．惑星間空間磁場が南向

すでに，図 1 などでも述べたように，惑星間空間におきを向いたときに，昼側の磁気圏界面で，磁気再結合がいて，磁気嵐を起こすことができる太陽風構造は限られ発生することにより，それに伴って起きるサブストームており，コロナ質量放出（CME）や太陽風の遅い流れと（オーロラ爆発）が発生し，また弱いながら磁気圏対流が速い流れの間にできる共回転相互作用領域（CIR）が知ら

持続しているため，プラズマシートから近地球領域にイれている［10，11］．

オンが連続して注入され磁気嵐が回復するために時間がCME は，太陽から放出された高速の磁気雲（magnetic

かかる．なお，人工衛星に影響を及ぼす放射線帯（Vancloud）を伴う構造で，太陽風は超音速であるため磁気雲

Allen 帯）の相対論的エネルギーを持つ高エネルギー電子の前面には衝撃波とシースが形成される．このシースおは，この CIR に起因する磁気嵐の回復相で，フラックス

よび磁気雲の中には，強い惑星間空間磁場が含まれておが大きく増加することが知られている．したがって，CIR

り，その磁場が南向きの場合には磁気嵐が起こることにに起因する磁気嵐は規模が小さいとはいえ，宇宙天気のなる．

観点から非常に重要である［1，2］．
なお，歴史的には，巨大な磁気嵐がしばしば発生してまた，背景太陽風の中にコロナホールからの速い流れがあると，速い流れと遅い流れが接触する領域が圧縮され，いる．1957 年から 2024 年までに，Dst 指数が－300 nT を

惑星間空間磁場の強度が強くなる．この接触領域に強い

超えるような巨大磁気嵐が 22 回起こっている．現在，こ

南向きの磁場が含まれていると，磁気嵐が起こる．地球

れらの巨大磁気嵐の起源はよくわかっていない．エネル

軌道では，CIR に含まれる惑星間空間磁場の強度はそれ

ギーバランス方程式で考えると，太陽風の電場を強くすほど強くない．そのため，CIR が起こす磁気嵐は，CME

ると，磁気嵐は大きく発達するはずであり，巨大な磁気が起こす磁気嵐に対して相対的に弱く，Dst が－100 nT を嵐の際には，観測される太陽風の電場は確かに強くなる

超えるような CIR 性磁気嵐の発生頻度は低い．

が，ジオスペースに印加される dawn-dusk 電場は，ある

図 4 に，CME に起因する磁気嵐，CIR に起因する磁気値のところで飽和することが知られている．そのため，

嵐の例を示す．CME が起こす磁気嵐は多くの場合明確な

太陽風電場の発達のみでは，巨大磁気嵐の説明は難しい．
では，巨大磁気嵐はどのように発達するのであろうか？
磁気嵐の規模が大きくなるほど，リングカレントを構成するイオンの組成において，地球起源の酸素イオンが占める割合が大きくなることが明らかになっている［12］．
このように地球起源のイオンがリングカレントの発達を担うことによって，巨大な磁気嵐が発生している可能性も指摘されている．
最近の「あらせ」衛星の観測からは，磁気嵐中においては酸素イオンに加えて，地球大気起源の水素イオンが重要な役割を果たしていることが発見されるなど［13］，磁気嵐発達過程におけるイオンの起源に関する研究も続けられている．

図 4 （左）2000年 7 月に CME によって発生した磁気嵐，（右）2004年 2 月に CIR によって発生した磁気嵐．上から太陽
風密度，太陽風速度 Vsw，惑星間空間磁場の南北成分 Bz，dawn-dusk 電場の発達を促す極域の電位差，オーロラ活動指数（AE 指数），地磁気活動指数（Kp 指数），Dst 指数
を表す．

7．4

磁気嵐の予測について

磁気嵐の予測は，宇宙天気研究の重要課題として古くから研究が行われてきた．ここでは，Dst 指数の予測を
288

Lecture Note

7. Forecast of Geomagnetic Storm	

めざした研究に関して，経験方程式，線形予測フィルタ，（ 〈 〉） （〈 dt 〉f）

dR0
∂
∂f
1 ∂
R2
f ＋
＋ 2
R0 ∂R0 0 dt∂t∂ϕ

機械学習を用いた方法を紹介する．一方，これまで述べてきたように磁気嵐はジオスペースの各領域が活性化し，相互の結合が強まることによっておこる現象であるが，

dϕ（γp〈 dt 〉f）
dμ1∂
h（μ ）μ＋〈 dt 〉f）
h（μ ）μ ∂μ （∂f＝〈（ ） 〉∂t

その様々な過程を取り込んだ物理モデルについても紹介

＋

する．
7．4．1

Y. Miyoshi

経験方程式にもとづく予測0（ 3 ）式を用いて，太陽風電場を入力として，Dst 指数の変化を予測することが行われている［8，9］．

dE

1 ∂
γp ∂E

0

0

0

0

0

loss

この式は，観測された太陽風電場を入力とすることで，
Dst 指数の変化を高い精度で再現する．一方，大きな磁気ここで，f はイオンの分布関数，R0 は地球からの動径距

嵐においては，しばしば回復過程の時定数が通常よりも離，ϕ は経度，γ は相対論的ローレンツファクター，p は短い場合，また 2 段階で回復する過程があることが知ら

運動量，E はエネルギー，μ0 はイオンのピッチ角の余弦をれており，そのような過程はこの式では再現できないこ表す．通常，プラズマシートから内部磁気圏へのイオンとが知られている．

の輸送においては，第一，第二断熱不変量は保存されてこの式にもとづいて，より高精度に Dst 指数を予測するいる．したがって，この式の左辺は，粒子の輸送に伴う試みも行われてきた．［13］では，自己回帰移動平均フィ断熱的な加速，およびピッチ角の変化を示す．一方，リルタ ARMA（Auto Regressive Moving Average）と呼ばングカレントイオンには，輸送中に様々な消失過程が働れるフィルタを用いて，各パラメータの太陽風電場に対く．そのような消失過程は，右辺で記述される．主な消する依存性を調べた．その結果，消失時定数 τ やカップリ

失過程として，これまで述べてきた背景の中性大気（ジングパラメータ α は定数ではなく，太陽風電場に応じて，

オコロナ）との電荷交換反応，背景の熱的プラズマとのその値が変わる可能性が示されている．

クーロン衝突，そして，主に電磁イオンサイクロトロン

一方，［14］は，上記の式にさらにプラズマシートの密波動によるイオンのピッチ角散乱が寄与する．このうち，度の効果を組み込んだ式を提案し，1858 年に発生した歴

電荷交換反応については，衝突断面積とジオコロナ密度

史上最大の磁気嵐キャリントン磁気嵐の変化を再現する

から時定数を導出して，消失過程を計算する．一方，クーことに成功した．そして，急速な回復過程は，密度が急

ロン衝突と波動粒子相互作用については，準線形過程と激に減少することによって引き起こされたと結論していしてフォッカー・プランク方程式によって，分布関数のる．

変化を記述することが多い．

7．4．2

線形予測フィルタにもとづく予測

この式を解く際には，外部境界条件としてプラズマシー

ジオスペースシステムを一つのシステムとして考え，トのイオンの分布を経験的モデルや人工衛星の実測から

太陽風の情報を入力とし，Dst 指数を出力とする線形シス

与える．また，dawn-dusk 電場の効果を含むために，経テムでモデル化する方法が提案されてきている．そして，

験的な電場モデルや，電離圏物理モデルと結合した計算

入出力関係を決める行列を求めることで，太陽風入力でも行われる．そして Dessler-Parker-Scopke の法則，あるDst 指数の予測を行う．［15］は，この線形予測フィルター

いは，イオンの圧力分布から反磁性電流を計算することにもとづく予測方法を提案し，Dst 指数の予測に用いてい
る．
7．4．3

機械学習にもとづく予測

現在，ジオスペースの各分野において，機械学習を用いた変動の予測研究が進められており，Dst 指数の予測にも適用されている．Dst 指数の予測については，Recurrent
Neural Network の 一 種 で あ る Elman Neural Networkに も と づ い た 予 測［16］や， 一 般 的 な Artificial Neural
Network（ANN）等にもとづいた予測が広く行われている［17］．
機械学習にもとづく予測の問題点として，Dst 指数が－100 nT 未満の磁気嵐は，太陽極大期には年に数回しか発生せず，太陽極大期には大幅に少ないため，現在利用できる太陽風のデータだけでは磁気嵐の予測には不十分であることも指摘されている［18］．

図57．4．4 物理モデルにもとづく予測
リングカレントを起こすイオンの分布関数の時間発展
は，次のボルツマン方程式で記述される［20］．
2891997年 1 月の磁気嵐時に観測された Dst 指数（太実線）とイオンの運動論的シミュレーションによって得られた Dst
指数（そのほかの線）表す．シミュレーションによる線が複数あるのは，シミュレーションで用いている dawndusk 電場モデルの違いによる［21］．

Journal of Plasma and Fusion Research

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ようにリングカレントが発達するかのシミュレーション研究が行われている．

7．5

まとめ

本章では，宇宙嵐について，特にリングカレントの発達に代表される磁気嵐の観点から述べた．磁気嵐の発達においては，dawn-dusk 電場が強まることによって，内部磁気圏にプラズマの高圧領域が形成されることが必要となる．この dawn-dusk 電場は，惑星間空間磁場と地球磁気圏との磁気再結合の促進によって駆動されている．
特に，CME，CIR と呼ばれる太陽風の大規模構造が到来することによって，強い dawn-dusk 電場がジオスペースに印加され，リングカレントが発達する．したがって，
宇宙天気予報の観点からは，CME や CIR の到来と，そのときの惑星間空間磁場の方向と大きさや，太陽風速度を予測していくことが重要となる．
一方，巨大な磁気嵐については，dawn-dusk 電場の増大だけでは説明できず，プラズマシートの密度の増加や，地球起源の重イオンの増加など，物質の輸送が重要な役割を果たしていると考えられている．したがって，磁気図6

嵐の予測の観点からは，このようなプラズマ密度の変化

イオンの運動論シミュレーションで得られた磁気圏赤道面におけるイオンの圧力．左から15 － 30 keV，30 － 80 keV，
80 － 200 keV を示す．図の左側が太陽方向，右側が真夜中
側，上側が朝側，下側が夕方側を示す．また，上から磁気嵐の主相（ 4 ，8 時間），回復相初期（10時間），回復相後期（24時間）に対応する．E×B ドリフトの他，磁場ドリフトのエネルギー依存性，またエネルギーに応じた消失過程の違いによって，エネルギー範囲ごとに異なる分布を示す．

や，地球からのイオンの流出過程についても考慮していく必要がある．
本章 7．4 節で紹介したように，内部磁気圏のイオンの分布に関する物理モデルをシミュレーションし，Dst 指数だ
けでなく，イオンの分布関数の時間発展を追跡する手法も開発されている．一方，現時点では，このような物理モデルを用いた実時間計算が困難であるため，宇宙天気によって Dst 指数を計算することができる．

予報の観点からは，経験的なモデルや，機械学習にもと

図 5 に，このような計算の一例を示す［21］．観測されづく予報が行われている．今後，計算機のさらなる発展た磁気嵐時の Dst 指数の変化がよく再現されていることがに伴って，イオンの分布に関する物理モデルを用いた実わかる．

時間でのシミュレーションも可能になっていくことが期待される．

このような物理シミュレーションは，これまで述べた他のモデリング手法とは異なり，内部磁気圏の粒子分布

参考文献

関数そのものの時間空間変化についても解き進めるため，
Dst 指数以外の観測量との比較を行うことができる．

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［13］R.L. McPherron and T.P. O’Brien, Geophys. Mono-

図 6 に，図 5 のシミュレーション時における磁気圏でのイオンの分布を表す［21］． 3 つのエネルギー帯についてのイオンのフラックスがカラーで示されているが，エネ
ルギーが高くなるにつれて，磁場ドリフトの効果が顕在化し，夕方側においてフラックスが高くなっていることがわかる．さらに，このようなグローバルな分布に加えて，
たとえば，人工衛星の計測した分布関数との直接比較を行うことも可能である．
このような物理モデルを用いたシミュレーションは計算コストが高くなるため，実時間での計算は困難である．
したがって，宇宙天気予報のオペレーションで用いられている例はまだ多くないが，一方で磁気嵐現象の物理過程の理解には不可欠であるため，活発に研究が行われている．現在では，電離圏や外部磁気圏の物理モデルとの連成計算も精力的に行われており，太陽風の変化に対するジオスペース全体の応答，そしてその結果としてどの
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Lecture Note

7. Forecast of Geomagnetic Storm	Y. Miyoshi［18］W. Park et al., J. Space Weather Space Clim. 11, 38(2021).
［19］S. Watari, Earth Planet Space 69, 70 (2017).
［20］V.K. Jordanova and Y. Miyoshi, Geophys. Res. Lett.
32, L14104 (2005).
［21］V.K. Jordanova et al., J. Geophys. Res. 108, A12(2003).

graph 125, 339 (2001).
［14］L. Kistler et al., Nature Comm. 14, 6143 (2023).
［15］K. Keika et al., Earth Planet Space 67, 65 (2015).
［16］A.J. Klimas et al., J. Geophys. Res. 102, 26993(1997).
［17］J-G Wu and H. Lundstedt, J. Geophys. Res. 102,
14255 (1997).

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