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

6.2. Влияние магнитного поля Земли на интегральные и дифференциальные характеристики переноса Магнитное поле Земли, наложенное на атмосферу с плотностью, зависящей от высоты, значительно усложняет картину переноса р - Н пучков. На рис.4.2 были схематически представлены примеры возможных траекторий движения частиц р- Н пучка в атмосфере с магнитным полем. В верхней разреженной атмосфере столкновения частицы с атмосферными составляющими редки, поэтому между актами перезарядки частица пролетает большие расстояния. При этом неоднородное (дипольное) магнитное поле Земли действует только на протоны, стремясь "вытолкнуть" их из атмосферы. Наличие прямолинейных участков пролета нейтральных атомов водорода, в отличие от ларморовского вращения протонов, является важной особенностью переноса р - Н пучков, которую необходимо учитывать при изучении пространственных характеристик переноса. После попадания в более плотные слои атмосферы (<150 км) частота столкновений становится больше частоты ларморовского вращения протонов и частица начинает эффективно терять энергию. В главе 4 было выделено два механизма влияния магнитного поля Земли на траекторию р - Н частицы: 1) изменение питч-углов протонов вследствие сохранения первого адиабатического инварианта; 2) изменение питч-углов атомов водорода при "перескакивании" на другую силовую линию. Рассмотрим основные характеристики переноса р- Н пучков в атмосфере при наличии дипольного магнитного поля. Для исследования влияния на эти характеристики упомянутых выше механизмов будем сравнивать результаты расчетов, проведенных с использованием четырех вариантов вычислительной модели: 1. Поля нет ("field OFF"). 2. Включены оба механизма ("field ON"). 3. Учитывается только первый механизм ("field ON for р"). 4. Учитывается только второй механизм ("field ON for Н"). 6.2.1. Интегральные альбедо-потоки Как было показано в предыдущем разделе, столкновительное рассеяние р - Н частиц для изотропных пучков в однородном N2 приводит к появлению очень слабых альбедо-потоков (< 0.1%). Однако при наличии дипольного магнитного поля возможны значительно большие величины альбедо. Будем различать альбедо по количеству частиц Тц\\ по энергии ТЕ{ см. раздел 5.1). На рисунке 6.8а представлены зависимости альбедо по количеству частиц TN от величины начального питч-угла для мононаправленных моноэнергетичных пучков протонов с источником на 700 км. Аналогичные зависимости для альбедо по энергии ТЕ представлены на рис.6.86. Видно, что в отличие от пучков электронов, всегда имеющих ненулевое альбедо /160/ (см. рис.4.7 и 5.9), для протонных пучков существует широкий диапазон питч-углов, при которых альбедо-поток равен нулю. В то же время для питч-углов вблизи 90° альбедо близко к 100%. Граница между этими крайними случаями очень узкая (»5°). Поэтому пучок с произвольным начальным питч-угловым распределением можно разделить на "высыпающуюся" и "захваченную" части. В качестве границы при таком разделении используем угол Ѳ0.5, для которого 50% частиц начального пучка (или начальной энергии) покидают атмосферу. Из рис.6.8 видно, что этот граничный угол зависит от начальной энергии протонов в пучке. Зависимости Ѳ 0.5 от Е0 для альбедо по энергии и по количеству частиц представлены в табл.6.3. Ясно, что Ѳ 0,5 для TN меньше, чем Ѳо.э Для ТЕ, так как отраженные частицы могут оставлять часть своей энергии в атмосфере. Можно было бы думать, что определить, попадет частица в альбедо-поток или нет, можно, прослеживая траекторию частицы от источника только до первой реакции Глава 6. Характериситики прохождения потоков авроральных протонов в однородных газах и в атмосфере Земли 156