Космофизический практикум. Панасюк М.И - 79 стр.

рактерные времена этих вариаций много больше времён T1 и T 2 .
Поэтому при движении в ловушке сохраняется магнитный момент
(первый адиабатический инвариант) захваченной частицы

                                  E
                            µ =     sin 2 α                      (6)
                                  B
и второй адиабатический инвариант

                             Ι = ∫ p cos α dl ,                  (7)

где p и α − импульс и локальный питч-угол частицы [4, 5]. Интегри-
рование в (7) ведётся вдоль магнитной силовой линии между точка-
ми отражения частицы.
   Из (6) видно, что при sinα = 1 частица достигает максимального
значения В = B m (проходит точку отражения или зеркальную точку
своей траектории) и

                            Bm = B0 sin −2 α 0 ,                 (8)

где B0 ( L ) и α 0 − величина поля и питч-угол частицы в вершине си-

ловой линии. Траектория частицы с α 0 = 90о лежит в плоскости гео-

магнитного экватора. С уменьшением α 0 точки отражения прибли-

жаются к Земле и при достаточно малых α 0 (конус потерь) частица
гибнет в верхних слоях атмосферы.
   Благодаря сохранению инвариантов µ и Ι, траектория дрейфа
частицы вокруг Земли определяется однозначно. Совокупность
дрейфовых траекторий частиц с различными p и α, инжектирован-
ных в вершину магнитной силовой линии, заполняет некоторую по-
верхность (слой толщиной порядка ларморовского радиуса), кото-
рая называется L-оболочкой, и трёхмерное движение частицы сво-
дится к двумерному (в координатах {L, B}). Эти координаты приме-

                                  78