Иванов В.Е. Прохождение электронных и протонно-водородных пучков в атмосфере Земли. Апатиты, 2001.

Детальный анализ поведения теоретических кривых F(E) в рассмотренном выше интервале энергий 10-100 эВ не проводился. Однако в опубликованных работах, посвященных расчету дифференциальных потоков электронов на основе решения кинетического уравнения переноса /85,223,311,321/, тенденция к излому кривой энергетического распределения в области 20-30 эВ не просматривается. Во всем интервале 10-100 эВ спектральный индекс у близок к постоянной величине, равной -2. Это послужило причиной поиска механизмов взаимодействия электронного пучка с атмосферой Земли, отличных от столкновительных. В работе /246/ были высказаны предположения и получены результаты, говорящие о том, что наблюдаемый излом и малые спектральные индексы могут быть объяснены привлечением коллективных процессов взаимодействия электронного потока с поглощающей средой. Такой подход к данной проблеме был применен также в работах /45,344/. 5.2.2.Рольвторичныхэлектроноввформированииэнергетическогоспектра Рассмотрим особенности динамики и структуры энергетических спектров, рассчитанных на основе алгоритма, описанного в главе 4. Использование метода статистического моделирования позволяет избежать ошибок, связанных с применением приближенных методов решения кинетического уравнения переноса, и получить количественные оценки роли электронов ионизационного каскада и деградировавших первичных электронов в формировании различных участков энергетического спектра. Воспользуемся системой координат, описанной в разделе 5.1.1. Начальные параметры инжектированного в газ потока зададим в соответствии с выражением (5.5). Все расчеты, представленные здесь, были проведены для молекулярного азота. Введем следующие обозначения: F^(E,z) - энергетический спектр электронного потока, направленного в нижнюю полусферу, т.е. проинтегрированного по Ѳ от 0 до 90°; F^(E,z) - то же в верхнюю полусферу, т.е. проинтегрированного от 90 до 180°. Параметр г определяет глубину проникновения потока вдоль оси z и выражается в граммах на квадратный сантиметр. В ряде случаев на графиках будет использован параметр х> определяющий глубину проникновения в долях экстраполированной длины пробега: \ = z/Rt . На рис.5.17 приведены примеры, дающие общее представление о форме F^(E,z) на различных расстояниях от источника первичных электронов. Расчеты были выполнены для моноэнергетических потоков электронов с Е0 = 0.3 и 5 кэВ, инжектированных в нижнюю полусферу с Ѳ0=0. Из рисунка видно, что в области малых энергий наблюдаются интенсивные потоки, которые с ростом Е уменьшаются, и F*X E,z ) достигает минимума, локализованного при энергиях E*EJ 2. Дальнейшее возрастание Е снова приводит к увеличению потока, достигающего максимума в области начальных энергий первичных электронов. Интенсивности потоков в различных энергетических интервалах испытывают идентичные вариации в зависимости от глубины проникновения. Сначала наблюдается возрастание потоков, которые достигают определенного уровня насыщения и начинают уменьшаться с дальнейшим ростом. Перманентное уменьшение F^{E,z) характерно только для электронов с энергиями £«£о Отметим, что для потоков, направленных в верхнюю полусферу, наблюдается аналогичное поведение энергетических спектров. Рис.5.18 позволяет более детально рассмотреть характер изменения дифференциального потока в различных энергетических интервалах в зависимости от глубины проникновения первичного потока в газ. Приведенный на рисунке пример иллюстрирует поведение r ( E , z ) в шести энергетических интервалах для первичного потока электронов, инжектируемых в нижнюю полусферу с £ 0=1 кэВ и двумя типами угловых распределений в источнике - мононаправленным с Ѳ0=0 и изотропным в нижней полусфере. Глава 5. Характеристики прохождения потоков авроральных электронов в однородных газах и в атмосфере Земли