7. 摘 要
在赤道區電離層 F 層不規則體 (F-region irregularities) 被廣泛
地觀測與數值模擬研究後，對於其產生的機制已逐漸地瞭解，基本
上是由 GRT 不穩定性 (Gravitational Rayleigh-Taylor Instability)，再
v v v v
加上 E × B 梯度漂移不穩定性 ( E × B Gradient Drift Instability)，兩者
的效應造成電離層 F 層的不規則體。此種不規則體是由電離層底部
v v
產生的擾動，受到 GRT 與 E × B 不穩定性的放大效果逐漸往上舉升，
最後穿過電離層最大密度區 (F-region peak)。但由衛星 AE-C 與
AE-E 的觀測資料，發覺有一種 F 層底部正弦曲線不規則體
(Bottomside Sinusoidal (BSS) Irregularity) 的存在，對於此種不規則
體因為缺乏數值模擬的研究，所以對其產生機制並不瞭解。因此本
篇主要目的之一是要瞭解此種不規則體的形成機制。
本篇另一個主要目的為瞭解電離層不規則體發生的經度與季節
的關係與磁暴對控制電離層不規則體的形成的兩個研究。因為全球
定位系統 (Global Positioning System, GPS) 的地面觀測站分佈於全
球，適合研究全球電離層不規則體發生的經度與季節的關係。另外
在磁暴與電離層不規則體的研究，為了排除其他控制電離層不規則
體形成的影響，所以選擇不規則體不易產生的季節，當磁暴發生時，
利用全球定位系統在中南美洲的地面觀測站來分析電離層的反應。
I
8. 對於 F 層底部不規則體的研究主要是利用數值模擬的方法，由
二維電漿流體模擬程式 (Fluid model simulation code) 來模擬此種
不規則體產生的條件。由 International GPS Service (IGS) 所提供的
資料，來研究電離層不規則體發生的經度與季節的關係與磁暴對控
制電離層不規則體的形成 對於前者我們選擇 1998 年的整年資料來
。
分析。對於後者選擇從 1997 至 2000 年五月至八月發生的磁暴 (五
月至八月期間 對於中南美洲而言，
， 是不規則體不易產生的季節) 來
分析電離層的狀況。利用全球定位系統雙頻虛擬距離與載波相位觀
測的組合來求得電離層全電子含量值 (Total Electron Content,
TEC)，再由全電子含量值在時間上的變化量，得到由電離層不規則
體所造成的全球定位系統相位擾動。由實際觀測天數與有相位擾動
發生的天數得到的統計資料，來分析電離層不規則體發生的經度與
季節的關係。另外根據磁暴發生時，地磁指數 Dst 變化的情形與觀
測得到的相位擾動之間的關係，來瞭解磁暴控制電離層不規則體的
情形。
由二維電漿流體模擬程式模擬不同的電離層外在的環境，最後
終於成功地找出電離層 F 層底部不規則體形成所需要的環境。當電
v v
離層底部產生的擾動，受到 GRT 與 E × B 不穩定性的放大效果逐漸
往上舉升，此時若在電離層最大密度區下存在一層噴射氣流(垂直風
II
10. ABSTRACT
After extensive research efforts in both observations and theoretical simulation, it
is generally believed that the F-region irregularities in the ionosphere above the
equator are generated by the combined effects from the gravitational Rayleigh-Taylor
(GRT) instability and the ExB gradient drift instability. Such generated irregularities
initiate near the bottom of ionosphere due to small disturbances. They are amplified
by GRT and ExB and gradually move upward, eventually penetrate the F-region peak
of the ionosphere. However, observations from Satellites AE-C and AE-E suggest the
existence of F-region bottomside sinusoidal (BSS) irregularities. Due to the lack of
numerical modeling on such features, the mechanism responsible for their occurrence
is not well understood, which is one of the purposes of this study.
Another goal of this study is to understand the relationship between the
occurrence of ionospheric irregularities and controlling factors such as the longitude,
the season, as well as the existence of magnetic storms. The worldwide distribution of
Global Positioning System (GPS) stations enables such studies. I analyze the
ionospheric characteristics in mid- and south- America using GPS signals to study the
effect of magnetic storm on the generation of irregularities, specifically choosing the
low-occurrence season to prevent the effects from other factors.
The study on the occurrence of F-region BSS irregularities is done through
numerical simulation using the two-dimensional fluid model simulation code. The
GPS data, which is used to study the relationship between the occurrence of
irregularities and factors such as the longitude, season, and the existence of magnetic
storms, are provided by the International GPS Service (IGS). For the formal, we select
the entire year of 1998 for analysis, while for the later we choose magnetic storms that
occurred in May-August (i.e., the low-occurrence season in mid- and south-America)
between 1997 and 2000. Utilizing the information from dual-frequency pseudo range
measurements and the carrier phase observations, the total electron content (TEC) can
IV
11. be estimated. Consequently, the variation of TEC with respect to time gives the GPS
phase fluctuation due to the ionospheric irregularities. The relation between the
occurrence of irregularities and the longitude and season can be then derived from the
statistics on the number of days when irregularities are observed versus the total
number of observation days. Furthermore, the effect of magnetic storms on the
generation of irregularities can be delineated from the time sequence of Dst index and
phase fluctuations.
Our simulation results indicate that specific environment is necessary for the
occurrence of F-region BSS irregularities. When the seeding disturbance near the
bottom side of F-region moves upward due to the amplifying effects from GRT and
ExB instabilities, the dynamic instability would confine the generated irregularity
near the bottom of ionosphere if there is a jet stream (i.e., vertical wind shear)
immediately below the F-region peak of the ionosphere, resulting the F-region BSS
irregularities.
As for the relationship between the irregularities and longitude/season, our results
indicate stations in the Atlantic have high occurrence rate in winter (May-August)
than in summer (November-February). In contrast, stations in the Pacific have the
opposite pattern. Our study on the 8 magnetic storms indicates significant correlation
between the time variation of Dst index and the GPS phase fluctuations. Strong phase
fluctuations can be observed only when Dst index drops rapidly during the time of
sunset. Furthermore, the intensity of the magnetic storm is another factor that controls
the occurrence of ionospheric irregularities.
V
23. (gravitational Rayleigh-Taylor instability) 來解釋。Martyn (1959) 則
v v v v
認為是 E × B 梯度漂移不穩定理論 ( E × B gradient drift instability)
所造成的。當低密度電漿在電離層底部 (bottomside) 被擾動形成
不規則體後，因在 F 層最大密度之下，電漿密度梯度是向上的，
不穩定理論預測在微擾處的低密度電漿會被帶浮升，而高密度的
電漿則向下沉，使得微擾繼續擴大，圖 1-8 為解釋 GRT 不穩定理
7
24. 論的卡通圖。根據不穩定理論，在電離層頂部 (topside) 穩定區將
看不到任何由底部向上浮升的電漿氣泡，因電離層頂部在 F 層最
大密度之上，電漿密度梯度是向下的，不穩定理論預測此區為穩
定區域，微擾處的低密度電漿不會穿過最大密度區進入電離層頂
部。但經由 Jicamarca 雷達的實際觀測得知，電漿氣泡從電離層底
部浮升，不僅穿過電離層密度最大區，更突進到 800 公里以上，
與 GRT 不穩定理論不合。為什麼理論與觀測有如此之差距？原因
是這些不穩定理論是一種線性理論，只能解釋微擾在電離層底部
的發生機制與初期發展情形，而無法說明微擾長大之後，存在於
電離層頂部不規則體的現象。因為線性理論不能完整地解釋觀測
結果，但是完整的非線性理論並不存在，只有數值模擬可勉強探
討非線性的現象。Scannapieco and Ossaka (1976) 以 GRT 不穩定
v v
理論加上 E × B 漂移理論，以非線性數值模擬來探討，成功地模擬
出電漿氣泡向上浮升到電離層頂部。Zalesak et al. (1982) 所做的數
值模擬證實電漿氣泡可以浮升到穩定區 (stable topside ionosphere)
(圖 1-9)。周雪燕 (1995) 利用二維電漿流體模擬程式 (Fluid model
simulation code) ，模擬赤道區電離層 F 層電漿密度不規則體，研
究中性氣體風場對電漿不規則體的影響。
在經過這麼多觀測資料的取得，理論的建立與數值模擬的結
8
31. 第二章 電離層 F 層底部不規則體的模擬
2.1 簡介
關於赤道區 spread F 的現象，是由於在電離層探測儀的電離
圖上所顯現電離層 F 層回波信號有擴散的特性而被觀測到。經過
將近 50 年來的研究， 觀測的技術有 ionosondes, topside sounders、
in situ satellite probes、propagation of satellite beacons、special
instrumental rockets、 HF and VHF forward scatter techniques (cf.,
Kelley, 1989; Pi et al., 1997)。由於觀測方法與資料大量的增加，因
此對於 spread F 有較多的瞭解。Woodman and La Hoz (1976) 用
Jicamarca 雷達觀測到 spread F 發生在 F 層的底部、頂部與陡底
部(steep bottom region)，與介於 F 層與 E 層中間的山谷區(valley
region)。關於 spread F 的機制，目前大致認為是 GRT 不穩定性與
v v
E × B 梯度漂移不穩定性所造成的 在電離層 F 層的最大密度頂峰
。
下，因電漿密度梯度是向上的，即隨高度增加而增大，所以高密
度的電漿在上而低密度的電漿在下。當在高低密度電漿的界面受
v v
到微擾，出現類似正弦形狀的微小波形，電漿受到 g × B (重力與
赤道上空存在著南北向的地球磁場) 的作用會產生東西向的漂
移，因為正負電不同的質量造成不同的漂移速度，使得界面上的
15
32. 擾動區產生正負電分離並且產生一個東西向的微擾電場，造成荷
v v
電粒子因 E × B 的影響而低密度的電漿向上漂移而高密度的電漿則
向下漂移，使得微擾繼續擴大。這種不穩定平衡再加上電漿粒子
上下漂移運動，就會形成電漿氣泡。所以電漿氣泡會由電離層底
部往上抬升， 當此電漿氣泡繼續往上，穿過 F 層最大密度頂峰進
入穩定的電離層頂部後，在這位置密度梯度是向下 (上輕下重) ，
電漿是穩定的，因此線性的 GRT 理論無法預測電漿氣泡的發展。
這時許多方法利用數值模擬來解決這個問題，例如：Zalesak and
Ossakow (1980)；Ossakow (1981)；Zalesak et al. (1982)；Huang and
Kelley (1996a,b,c) Chou and Kuo (1996) 證實了電漿氣泡可舉升到
；
穩定區，同意這個過程為非線性，而且逐漸發展出類似羽毛狀的
細微結構。
Spread F 不規則體除了電漿氣泡與冠狀體 (plume) 外，還有
一種常見於 F 層底部的不規則體，它們被稱為 F 層底部正弦曲線
不規則體。Valladares et al. (1983)， Cragin et al. (1985) 藉由衛星
AE-C 與 AE-E 所收集到的底部不規則體的資料詳細分析，其特
性為大多發生於晚上，在季節的差異上，主要的發生機率在至點
(Solstices)，發生在 6 月、7 月、11 月、12 月的次數是其他月份平
均值的 2.5 倍。主要在赤道區域被觀測到，其中 87%的現象都在
16
34. 造成的，但為什麼它們卻只發生在某一特定高度下，且為什麼這
些底部不規則體不能繼續向上發展成冠狀體？這些仍是未解的問
題。直到 Kuo et al. (1998) 藉由二維電漿流體模擬程式，修改成適
合電離層底部的初始背景狀況，來模擬底部不規則體，找出了規
範底部不規則體的因素。
2.2 模擬方法
本研究所用的模擬模型與 Chou and Kuo (1996) 的模型大致
相同，首先將整個控制方程式 (governing equations) 解出，這些
控制方程式包含了電漿流體連續方程式 (continuity equation of
plasma)，
∂N r r
+ ∇ ( NV e ) = 0 (1)
∂t
電子和正離子的流體運動方程式 (the steady state electron and ion
velocity equations)，
r r r
Ve = E × B / B 2 (2)
r r r
r E g ν in r B
Vi = [( + + Un ) × +
B Ωi Ωi B
r r
ν in E g ν in r ν
( + + U n )][1 + ( in ) 2 ] −1 (3)
Ωi B Ωi Ωi Ωi
理想氣體的狀態方程式，
18
35. Pj = ρ j K B T j / M j = N j K B T j = NK B TJ (4)
與電荷守恆的原理 (the principle of conservation of charge)推導得
到，
r r
∇⋅ J = 0 (5)
r r r
J = Ne(Vi − Ve )
v
其中 J 是電流密度； N j 與 N 是電漿粒子密度； Pj 、 K B 、 ρ j 、
r r r r r r
T j 、 M j 、ν in 、 Ω i 、 E 、 B 、 g 、 U n 、Vi 與 Ve ，分別為相關流體的
熱壓力、Boltzmann 常數、相關流體的質量密度、相關流體的溫
度、相關流體的粒子質量、正離子與中性氣體分子的碰撞頻率 (the
ion-neutral collision frequency) 、 正 電 子 磁 旋 頻 率 (ion
gyrofrequency)、電場、磁場、重力加速度、中性風的速度 (neutral
wind velocity)、正離子與電子的速度。下標 i、e、n 分別為正離
子、電子與中性氣體。
對於初始背景條件而言，與 Chou and Kuo (1996) 的二維電漿
流體模擬程式大致相同，一個指向北方的均勻磁場 0.25 高斯，重
力向下 (-z 方向)，中性風是吹向東邊 (+x 方向)。初始背景的電子
密度假設為在 250 公里與 430 公里之間隨高度成指數增加 在 430
，
公里以上隨高度成指數減少，如圖 2-2 所示。將正離子與中性氣
體分子的碰撞頻率調整，使其適合電離層 F 層底部的條件，假設
19
41. (中性噴射氣流(wind jet stream))的定義與範圍為，
u( z) = u0 f ( z) (6)
其中， u 0 =75 公尺/秒，噴射氣流最大風速在中心高度
z 0 =403 公里處，噴射氣流的厚度為 ∆z =30 公里，另 f (z ) 的
定義為：
(a)高度 388-418 公里
cos( z ∆zz0 π )
− 388 km ≤ z ≤ 418 km
f ( z) = 0 z < 388 km, z > 418 km (7a)
(b)高度 368-398 公里
cos( z ∆zz0 π )
−
368 km ≤ z ≤ 398 km
f ( z) = 0 (7b)
z < 368 km, z > 398 km
(c)高度 348-378 公里
cos( z ∆zz0 π )
−
348 km ≤ z ≤ 378 km
f ( z) = 0 (7c)
z < 348 km, z > 378 km
(I) F 層最大密度頂峰高度為 430 公里
模擬的初始背景條件與區域都與電漿密度微擾時相同(圖
2-2)，但在目前情況下，模擬區域內沒有任何電漿密度的微擾，整
層的初始背景中性風場值為 0 公尺/秒，只分別在(a)、(b)、(c)三
區域內存在一層初始背景中性噴射氣流，如方程式(6)、(7a)、(7b)、
25
58. 因 f N << f ,將(1)式用泰勒展開式展開，並忽略高次項，可得
40.3N e
np =1− (2)
f2
群折射指數(group refraction index) n g 為
1 40.3N e
ng = ≅1+ (3)
np f2
由上面的相折射指數值與群折射指數值不同，再加上電波的
傳遞速度與相折射指數成反比,
c
np =
vp
c
ng =
vg
其中, c 為光速
v p 為相速度
v g 為群速度
所以可以知道當電波通過電離層時，波的相位傳播速度( v p >
光速)與波內能量的傳播速度( v g <光速)不同，即電波相位傳遞的時
間相對地縮短，電離層效應提前了電波訊號的相位，而電波傳遞
時間卻相對地增長，造成電波經電離層之時間延遲。
由費馬原理(Fermat’s principle)知(Hofmann-Wellenhof et al.,
1997)，電波穿過電離層之群傳播距離 s’(虛擬距離) ,為群折射指數
n g 由衛星發射天線至地面接收站路徑之積分,
R
s’= ∫ n g dl (4)
T
42
59. 相傳播距離,
R
s = ∫ n p dl (5)
T
真實距離,
R
s 0 = ∫ dl (6)
T
所以,群速度之路徑長度改變量 d ion ′ 與相位速度的路徑長度改
變量 d ion 的關係為
′ 40.3
d ion = s ′ − s 0 = ∫ ( n g − 1)dl = 2 ∫ N e dl = ∫ (1 − n p )dl = −( s − s 0 ) = −d ion (7)
f
N tec = ∫ N e dl 為電波路徑全電子含量(line-of-sight total electron
content)
利用全球定位系統計算全電子含量的好處,主要來自全球定位
系統衛星均發射雙頻訊號。這種訊號包括兩種頻率( L1 及 L2 )之右旋
圓極化載波以及兩種(P 及 C/A)電碼。其中 L1 與 L2 載波均加有 P 電
碼，另 L1 載波再加 C/A 電碼，如表 3-1
載波 電碼
L1 (1575.42 MHz) C/A(1.023 MHz) P(10.23 MHz)
L2 (1227.60 MHz) P(10.23 MHz)
表 3-1. 全球定位系統衛星發射的電碼與載波頻率。
因此可以利用雙頻電碼所量測的虛擬距離以及載波相位量測
的相位差來計算電離層全電子含量。
43
60. 3.1.1 虛擬距離的觀測
利用電碼所做的觀測為虛擬距離觀測(Pseudo Range)，其基本
原理是利用接收器本身複製的電碼與所接收的全球定位系統衛星
電碼進行相關性的比對，而得到訊號的時間偏移，再將此值乘上
光速，即為虛擬距離。虛擬距離除了會受電離層的影響外,衛星與
接收器的時錶誤差,對流層的存在,儀器硬體的誤差等等都會造成
影響。
PR ij = c ⋅ (t j − t i ) = R ij + d ij ,ion + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) + d q + d qj + ε ij
i
(8)
其中, PR ij 由衛星 i 至接收器 j 的虛擬距離
R ij 由衛星 i 至接收器 j 的真實距離
d ij ,ion , d ij ,trop 分別為電離層與對流層的距離影響量
∆t i , ∆t j 分別為衛星 i 與接收器 j 的時錶誤差
d q , d qj 分別為衛星 i 與接收器 j 的儀器誤差
i
ε ij 為衛星與接收器的其他誤差
再依二種不同載波頻率 L1 及 L2 ，虛擬距離 P1 , P2 為
Pji1 = R ij + d ij ,ion1 + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) + d q1 + d qj1 + ε ij
i
(9)
Pji2 = R ij + d ij ,ion 2 + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) + d q 2 + d qj 2 + ε ij
i
(10)
其中,對流層的影響量，衛星與接收器的時錶誤差與頻率無關
(non-dispersive)，將上二式相減，可得一次差分:
44
61. Pji1 − Pji2 = ( d ij ,ion1 − d ij ,ion 2 ) + ( d q1 + d qj1 − d q 2 − d qj 2 )
i i
(11)
40.3
再將電離層的影響量 d ij ,ion = N tec 代入(11)式內
f2
1 1
( Pji1 − Pji2 ) = 40.3N tec ( 2
− 2 ) + ∆d ij
f1 f2
電離層全電子含量為
1 f 12 f 22
N tec = ( 2 )( Pji2 − Pji1 + ∆d ij ) (12)
40.3 f 1 − f 2 2
其中,
∆d ij = d q1 − d q 2 + d jq1 − d jq 2
i i
為衛星與接收器的誤差差值
由(12)式可知，從全球定位系統的資料得到 Pji , Pji2 二個虛擬距
i
離值，再加上已知的衛星與接收器誤差(bias)差值，即可求出電波
路徑全電子含量值。
3.1.2 載波相位的觀測
載波相位觀測的原理為，接收器本身依其全球定位系統時
間，複製一同頻的載波:故當衛星 i 在時刻 tT 發射一載波訊號(其相
位為 Φ i (t T ) )，而此訊號在接收器 j 的時刻 tR 收到(此時接收器本身
所產生的相位為 Φ j (t R ) )，若將此二者鎖定做相位比對時，便可得
到一小數值的相位差為
Φ ij = Φ i (t T ) − Φ j (t R ) (13)
但是,若要滿足整個載波相位觀測式，必須再補足一整數周
波，稱為周波模稜(ambiguity)，另當衛星電波被物體遮蔽或其他因
45
62. 素造成訊號中斷或訊號太弱時，會造成接收器重新偵測此衛星的
訊號而改變了整數的周波模稜值，稱為周波脫落(cycle slips)，周波
模稜與周波脫落皆是在載波相位觀測中才有的問題。
載波相位路徑，其計算全電子含量的原理與電碼相同
Lij = λ Φ ij = R ij − d ij ,ion + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) − N ij + ε Φ (14)
其中, Lij 為相距
λ 為載波之真空波長
Φ ij 為接收器記錄之相位觀測量
N ij 為周波模稜值
其餘的變數與虛擬距離觀測相同。
當利用雙頻 L1 及 L2 作觀測，則相距為
Lij1 = λ1 Φ ij1 = R ij − d ij ,ion1 + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) − N ij1 + ε Φ (15)
Lij 2 = λ 2 Φ ij 2 = R ij − d ij ,ion 2 + d ij ,trop + c( ∆t i − ∆t j ) − N ij 2 + ε Φ (16)
二式相減
λ1Φ ij1 − λ 2 Φ ij 2 = ( d ij ,ion 2 − d ij ,ion1 ) + ( N ij 2 − N ij1 ) (17)
40.3
將電離層影響量， d ij ,ion = N tec 代入(17)式，得到電波路徑
f2
全電子含量
1 f 12 f 22
N tec = ( 2 )[( λ1Φ ij1 − λ 2 Φ ij 2 ) + ( N ij1 − N ij 2 )] (18)
40.3 f 1 − f 2 2
由於 Φ ij1 與 Φ ij 2 可從全球定位系統的資料得知，但周波模稜值
46
63. 未知，因此必須與其他觀測相組合，求出周波模模值，再代入(18)
式，求得電波路徑全電子含量值。
由雙頻 P 電碼組合所求得之電離層全電子含量，為一絕對但
精度較差之值，其精度約為 30 公分，而 C/A 碼更差，精度約為 3
公尺。此將造成全電子含量百分之十的誤差。由雙頻相位組合所
求得之全電子含量，為一含常數但精度較佳之值，誤差精度約可
降至百分之一。因此,如果將雙頻 P 電碼組合與雙頻相位組合，求
得此常數偏差值，將此值以一長時間的觀測(約 5~20 分鐘)，再將
其平均後求得，可避免周波脫落的情形發生，再代入雙頻相位組
合，即可得到一個絕對且精度較佳之電離層全電子含量。
聯立(12),(18)二式，可得到
N ij1 − N ij 2 = ( Pji2 − Pji1 ) + ( λ 2 Φ ij 2 − λ1Φ ij1 ) + ∆d ij (19)
其中 Pji1 , Pji2 , Φ ij1 , Φ ij 2 均可由全球定位系統觀測的資料得到， ∆d ij
為衛星與接收器的誤差差值，代入(19)式，即可求得周波模值，再
將此值作一長時間的觀測(約 5~20 分鐘)，將其平均後再代入(18)
式，即可得到一個絕對且精度較佳的全電子含量值。
前面所講的電波路徑全電子含量指的是電波傳遞路徑上所有
的電子密度積分，然而我們對真正地區垂直上空全電子含量較有
興趣，因此經由計算以求得平均電離層高，即亞電離層點
47
78. Tsunoda (1985) 則根據電離層閃爍的資料，認為是除了與太陽日落
的節點 (sunset nodes) 有關，另外地磁磁偏角與傾角赤道的地理緯
度亦有關連。Su et al. (1996) 藉由衛星 Hinotori 觀測到低緯度電離
層有經度上的差異，利用 Sheffield 大學所發展出來的電漿層與電
離層的模型 (plasmasphere-ionosphere model, SUPIM) 來研究，認
v v
為是在磁場的子午線面 (magnetic meridian) 上的 E × B 漂移速度與
中性風場速度在經度上的差異所造成的。Whalen (2000) 認為在日
62
79. 落時因 E 層的導電率 (conductivity) 變小，東向電場會造成一個向
v v
上的 E × B 漂移，帶著 F 層的電漿上升至傾角赤道上空，然後造成
v v
電離層不規則體。所以、如果東向電場夠強，那 E × B 向上的速度
夠大，就可以把 F 層的電漿提升至足夠的高度，在那裡電子與正
離子的再結合率(recombination rate)降低，電漿密度損失地較少，
另外延著磁力線有較有效的擴散效應(efficient diffusion) 能將大量
，
的離子由磁赤道區往低緯度區擴散，造成赤道異常區的膨脹(the
expansion of the equatorial ionization anomaly(EIA))。 Kelley (1989)
認為 EIA 的擴展與全電子含量值的增加都會適合電漿不穩定性發
展(或全球定位系統全電子含量的相位擾動)。赤道異常區的膨脹再
加 上 相 對 比 較 大 的 全 電 子 含 量 值 ， 對 電 漿 不 穩 定 性 (plasma
instability)的發展是正面的幫助，形成電離層不規則體的機率也相
對地大。因此、東向電場的存在與大小對形成電離層不規則體的
影響是舉足輕重的。另如果東向電場的值是固定的，決定因素則
在磁場方面。若在磁赤道上空，因磁力線幾乎與地面平行而指向
v v v v
北方，在這個情形下所得到 E × B 的效應最大( E × B = EB sin θ , θ 為
東向電場與磁場之間的夾角)。因此、當遠離磁赤道時，在北半球
磁力線是往下傾的(dip 角度是正值)，南半球是朝上傾的(dip 角度
v v
是負值)， E × B 的效應就比在磁赤道區弱的多，造成向上漂移的速
63
80. 度相對地小，無法把 F 層的電漿提升到足夠的高度，產生電離層
不規則體的機率也就較低。在磁赤道南北 30°以外的範圍，因磁傾
v v
角更大， E × B 的效應也就愈小，觀測到電離層不規則體的機率幾
乎不可能。
由 1998 整年的全電子含量資料來看，一年四季裏以春秋時全
電子含量值最高，然後是夏季，最後是冬季，這主要是因太陽的
照射，能量增加，離子的生成率也會增加。電離層不規則體發生
的機率跟季節有很大的關係，通常春秋分是高發生季，其次是夏
季，冬季時則較少發生。春秋分時剛好太陽直射赤道，因此對位
於赤道兩旁的觀測站而言，因噴泉效應(fountain effect)的關係，當
地全電子含量值一定較高。在北半球夏天的全電子含量值較冬天
高，同理、南半球夏天的全電子含量值也是比冬天高。但當北半
球是夏天時，南半球剛好是冬天，因為這時太陽直射北半球，所
以等到太陽直射南半球時，情況剛好相反。由圖 3-10 可以說明，
當太陽直射北半球時，會造成較多的離子生成外，另由圖 3-11 可
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81. 見磁赤道在北半球的範圍是從東非一直到太平洋中間(經度 30°E
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至 180°E)，在這範圍內， E × B 的效應又較大，因此在這兩個正面
的因素下，全電子含量值除了會變大外，產生電離層不規則體的
機率也就增加。相反的、在南半球因為在冬季，全電子含量值會
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減少， E × B 的幫助不大，能觀測到電離層不規則體的機率就相對
地低。等到太陽直射南半球時，全電子含量值增加，再加上磁赤
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道由太平洋東邊通過南美洲 到西非(經度由 0°W 至 120°W) E × B
， ，
的效應最大，也就可以解釋為什麼在 9 月之後至 4 月，南美洲觀
測到電離層不規則體的機率這麼高。
3.2.3 結論
對於電離層不規則體的發生機率會因經度的不同而有季節上
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82. 的差異，主要是因為季節的不同，太陽造成的效果也就不同，再
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加上因為觀測站所在的經度不同，磁傾角的值也就不同，產生 E × B
的效應就有大小之分。當全電子含量值不夠大，沒有足夠的離子
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數，電漿密度太小，再加上如果在日落時， E × B 產生向上的漂移
速度不夠把電漿往上抬升至較高的高度，噴泉效應不能造成赤道
異常區的膨脹。赤道異常區的縮小再加上相對比較小的全電子含
量值，對電漿不穩定性的發展是負面的幫助，形成電離層不規則
體的機率也相對地小。這就可以解釋為什麼電離層不規則體的發
生機率會因經度的不同而有季節上的差異。
3.3 全球定位系統觀測電離層擾動日
在過去很多的研究，包括雷達、衛星與火箭的觀測都證明了
電離層不規則體常存在於赤道區(cf. Kelley, 1989; Pi et al. 1997) 最
。
近很多的研究結果，建議電離層不規則體的發展與磁暴的發生有
可能的關聯(Aarons et al. 1997; Pi et al. 1997) 雖然許多過去的研究
。
試著去找出電離層不規則體與磁暴之間的關係(Mullen, 1973; Basu
et al., 1988; Dabas et al., 1988; Aarons, 1991)，詳細的關係還是不明
瞭。
Aarons (1991) 討論過磁暴與相位擾動之間的關係 (圖 3-12)，
他統計在不規則體發生率高的月份，規律的相位擾動通常在每天
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