Жесткость геомагнитного обрезанияВ рассматриваемой задаче частица обычно характеризуется магнитной жесткостью R (или просто жесткостью), определяемой как R = pc/Ze, где pc − импульс частицы, Z − относительный заряд, e − заряд электрона. Из определения магнитной жесткости видно, что она связана с штермеровской единицей длины и магнитным моментом диполя R = MS-2. Частицы с одинаковой жесткостью двигаются по одинаковым траекториям. R обычно измеряется в Гигавольтах. Для протона R (в ГВ): R = [(1.876 + Ek)Ek]1/2, где Ek- кинетическая энергия протона (в ГэВ). Из теории Штермера следует, что минимальная жесткость Rc , при которой положительно заряженная частица может достичь точки с координатами r, λ (λ - геомагнитная широта), двигаясь под углом ω к направлению "восток-запад", есть
Эта величина называется жесткостью геомагнитного обрезания – cut-off rigidity. Из формулы видно, что жесткость обрезания зависит от направления. Для частиц, достигающих поверхности Земли на широте λ под углом ω,
Здесь Rc выражена в ГВ.
Для положительно заряженных частиц она минимальна при движении с запада и
максимальна – с востока. На практике широко используется вертикальная жесткость
обрезания - для частиц, приходящих по радиусу Земли. На экваторе при движении с
запада Rc = 9.8 ГВ, с
востока Rc = 57.2 ГВ, в
вертикальном направлении Rc =
14.3 ГВ. Траектории частиц в геомагнитном полеТраектории частиц в геомагнитном поле имеют весьма сложный вид, особенно при небольших энергиях. На этом и следующем рисунках показаны пары рассчитанных траекторий пробных частиц, инжектированных из одной и той же точки вертикально вверх, при этом значения энергии для каждой пары отличаются незначительно. Тем не менее, одна из траекторий (красная) втыкается в Землю, а вторая (зеленая) уходит на границу магнитосферы. Здесь показаны траектории частиц при жесткости ~12 ГВ.
Слева показаны траектории частиц при жесткости ~9 ГВ, справа при ~2.6 ГВ. Хорошо видно, как траектории постепенно расходятся. Границы применимости теории Штермера
Теория Штермера основана на аксиальной симметрии дипольного магнитного поля, из
которой следует существование второго интеграла движения. При переходе к более
сложным моделям геомагнитного поля (например, модели IGRF) указанная симметрия
исчезает, и обобщенный момент количества движения перестает быть точным
интегралом. Однако в области квазидипольного (т.е. близкого к дипольному) полю
теория Штермера удовлетворительно описывает закономерности движения. Кроме того,
при достаточно высоких энергиях, соответствующим жесткостям обрезания частиц,
достигающих поверхности Земли в приэкваториальной области, радиус кривизны
траектории частиц достаточно велик по сравнению с характерными размерами
магнитного поля (см. рисунок). Поэтому можно пренебречь
отличиями реального геомагнитного поля от дипольного хотя бы в смысле применимости
основных представлений теории Штермера. Для оценки применимости данной теории к
движению частицы заданной энергии можно сравнить величину штермеровской длины S
для этой частицы с размерами магнитосферы. Если S не превосходит 4-5 радиусов
Земли, то наиболее критическая область вблизи экватора, находящаяся около S = 1
(см. рис, структура запрещенной области при γ
= 0.998)
находится в квазидипольной области геомагнитного поля.
|