九州大学大学院総合理工学府報告第 42 巻 第 1 号 1-8 頁 令和 2 年 9 月

Engineering Sciences Reports, Kyushu University
Vol. 42, No. 1, pp. 1-8, SEP, 2020

太陽圏内へ侵入する銀河宇宙線の軌道解析
吉田 光太郎*1,† ・ 下川 啓介*1 ・ 松清 修一*2,3 ・ 鷲見 治一*3 ・ 羽田 亨*2,3(令和2年5月13日 受理，令和2年5月27日 掲載決定)

Trajectory analysis of galactic cosmic rays injected into the heliosphere
Kotaro YOSHIDA, Kesuke SHIMOKAWA, Shuichi MATSUKIYO,Haruichi WASHIMI and Tohru HADA
E-mail of corresponding author: yoshida@esst.kyushu-u.ac.jp†Galactic cosmic rays (GCRs) (10GeV~100TeV) are observed on Earth, and their intensity has anenergy dependent anisotropy of the order of 0.01~0.1%. According to the Parker model, this anisotropy
may arise from their interaction (diffusion and convection) with the heliosphere. However, this model
is not able to explain the characteristics of individual particle trajectories. In order to understand theinvasion process of GCRs in the level of particle trajectory, we performed three-dimensional relativistic
test particle simulations in the heliosphere reproduced by the MHD simulation assuming timestationarity. In this paper, we discuss trajectories of the GCRs (protons) with energies of ~10GeV and~1TeV. Our results indicate that characteristics of particle trajectories change depending on therelative scales between particle gyroradii and heliospheric magnetic structures.

Key words: galactic cosmic rays, Heliosphere,

1. 緒

言

き、南半球で内向きとなる．加えて太陽の自転の影響

宇宙線は非熱的で高エネルギーの荷電粒子であり、により、太陽風磁場は惑星間空間でトロイダル磁場

そのエネルギー分布はべき乗則に従う[1]．その中でも𝐵𝜙 を形成するため、太陽風磁場は惑星間空間でスパ超新星爆発などを加速源として生成され、太陽圏内へイラル磁場となる．その向きは北向きの極性の場合、侵入し地球に到来する銀河宇宙線（以後、宇宙線と称北半球では自転の向きと逆方向、南半球では順方向にす）は、109 ~ 1015.5 eVのエネルギースペクトルを有しなる．太陽から1AUの地点（地球）で 𝐵𝑟 ~𝐵𝜙 となり、ている．太陽圏は、太陽を源とする超音速太陽風と星これらには 𝐵𝑟 ~ 𝑟 −2 , 𝐵𝜙 ~ 𝑉𝑟 −1 𝑟 −1 の依存性がある[2]．

間風との相互作用によって形成される太陽風と太陽風

そのため、𝑟 ≫ 1AUの空間では𝐵𝜙 が惑星間空間の磁場磁場の勢力圏である。また、ヘリオポーズと呼ばれるを支配している．ここで 𝑉𝑟 は太陽風速度のラジアル成

接触不連続面で星間空間と隔てられ、内側には終端衝分、 𝑟 は太陽からの距離である．（Fig. 1 参照）

撃波を有している．また外側の星間空間にバウショッ

約50GeV（1GeV=109eV）以下の宇宙線は太陽モジクが形成されている可能性がある．太陽風は無衝突プュレーションの影響を大きく受ける[3]．太陽モジュレ

ラズマであり電気伝導度が高く、太陽風磁場はプラズーションとは太陽活動に依存した太陽風磁場の揺らぎマに凍結され、太陽風プラズマと共に放射状に引きずにより、宇宙線のエネルギースペクトルが変化するこられる．そのため太陽風磁場はラジアル磁場 𝐵𝑟 を持ち、とである．荷電粒子である宇宙線は平均的な磁場の周極性が北向きのダイポール磁場の場合、北半球で外向りを螺旋運動するとともに、磁場の揺らぎ（波動）に*1 大気海洋環境システム学専攻修士課程*2 環境理工学部門
*3 国際宇宙天気科学・教育センター

より散乱される．太陽圏において揺らぎの空間スケー
ルの最長は数百AU超にもおよぶと考えられており[4]、様々なエネルギーの宇宙線を共鳴的に散乱する．結果

太陽圏内へ侵入する銀河宇宙線の軌道解析

2として観測される宇宙線の到来方向には、弱いながら簡略化のため、荷電交換については星間空間起源の中も 有 限 の 異 方 性 が 生 じ る ． 実 際 に 、 7TeV

性水素と太陽風プロトンの影響のみ考慮し、それによ（1TeV=1012eV）、20TeVの宇宙線に対する異方性のり生成される高速高温原子については無視している。

存在が示されており、宇宙線の相対強度が太陽圏前面

2.1.1 基礎方程式（尾部）で0.1%の減少（増加）があることが報告されモデルの方程式は次のように書かれる．ている[5],[6]．宇宙線の輸送過程は、主にE.N.Parkerが提唱した移流・拡散モデル[7]を用いて議論されてきた．
太陽風による移流効果と、ピッチ角散乱により生じる拡散効果を陽に考慮して、地球（周辺）で観測される宇宙線フラックスを推定する方法である．この方法では、粒子挙動の特徴を輸送係数に含めることで観測可能な統計量を容易に得ることができる一方、粒子軌道の詳細には踏み込めない．我々は、宇宙線粒子が複雑∂ρ+ ∇ ∙ (𝜌𝑽) = 𝑄𝑁 (𝑖, 𝑗)
∂t(1)

∂(𝜌𝑽)
𝐵2𝑩𝑩+ ∇ ∙ [𝜌𝑽𝑽 + (𝑝 + ) 𝑰 −] = 𝑄𝑀 (𝑖, 𝑗)∂t
8𝜋4𝜋(2)∂𝑈
𝐵𝟐𝑩(𝑽 ∙ 𝑩)+ ∇ ∙ [𝑽 ∙ (𝑈 + 𝑝 + ) −] = 𝑄𝐸 (𝑖, 𝑗)∂t
8𝜋4𝜋(3)∂𝐁− ∇ × (𝑽 × 𝑩) = 0∂t(4)

な太陽圏のどこから圏内に侵入し、どのような経路を上式はそれぞれ質量、運動量、エネルギー保存、およたどって地球にまで到達するのか、粒子軌道レベルでび磁場の誘導方程式であり、𝜌, 𝑽, 𝑩, 𝑝 ,そして𝑈はそ

宇宙線侵入過程の詳細に迫りたい．ゆえに、これらをれぞれプラズマの質量密度、速度、磁場、圧力、そし明らかにするためには、移流・拡散モデルとは異なるてエネルギー密度である．𝑄𝑁 (𝑖, 𝑗)

新しいアプローチが必要とされる．

は、太陽風プロトン (𝑖) と 星間空間起源の水素 (𝑗) の, 𝑄𝑀 (𝑖, 𝑗) , 𝑄𝐸 (𝑖, 𝑗)

本 研 究 で は 太 陽 系 外 か ら 伝 播 し て く る 10GeV ~荷電交換によるプラズマの生成・消滅を考慮した因子

1TeV のエネルギーの宇宙線に着目する．それらの侵である．𝑝, 𝑈 は温度 𝑇 とボルツマン定数 𝑘𝐵 、比熱比 𝛾

入・輸送過程を粒子軌道レベルで明らかにすることをを用いて次のように表される．

目的とし、磁気流体計算とテスト粒子計算という二つの数値実験手法を組み合わせた解析を行った．これまで、同様の手法を用いた宇宙線の軌道解析に関する報告はほとんどなく、筆者たちの知る限りではLopez-𝑈=

𝑝 = 𝜌𝑘𝐵 𝑇(5)

𝜌𝑉 2𝑝
𝐵2++2
𝛾 − 1 8𝜋(6)Barqueroら[8]によって行われたものが唯一である．し座標系は太陽を原点とした太陽静止系である(Fig. 1)．

かし、彼らは1TeV以上の宇宙線を対象としており、太x軸は赤道面上にあり、星間風の風下方向を正方向とす

陽モジュレーションの影響を受けやすいエネルギー範る．太陽の自転軸北向きをz軸の正方向、そしてy軸は囲の宇宙線の軌道追跡は行われていない．本稿では、右手系に従うように設置する。本研究では、太陽の自およそ10GeVおよび1TeVの宇宙線に対してテスト粒転軸と磁軸のずれについても考慮しない．内側境界は子計算を行い、エネルギーに応じた特徴的な運動を明太陽中心から半径50AU、外側境界は900AUである．動

らかにする．

径方向のグリッド幅は、内側境界から130AUの間で太陽圏の電磁場構造には鷲見ら[9]が行った三次元磁気流体計算から得られた結果を使用する．この計算は0.2 AU、130AUから外側境界の間では距離とともに指数関数的に増加する．

定常太陽風を仮定し、荷電交換の影響を含んでいる．
星間風は水素を主成分とする弱電離プラズマであるため、中性水素は太陽風磁場の影響を受けることなく太陽圏内部に侵入する．侵入した中性水素は紫外光や太陽風プラズマとの荷電交換により電離し、太陽風プラズマの一部となる（これをピックアップイオンと呼ぶ）．
以下、第2章では本研究で用いた数値実験手法について、第3章ではテスト粒子計算から得られたエネルギーに応じた粒子軌道、特徴的な運動について、そして第4章で結言を述べる．

2. モ デ ル ・ 計 算 手 法

Fig. 1 Coordinate system used for MHD and test par
ticle simulation.

2.1 磁気流体モデル

2.1.2 境界条件

太陽の磁気モーメントは北向きと仮定し、モデルの磁気流体計算に使用したパラメータをTable 1 に示す．

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太陽風の速度 𝑽 、数密度 N 、温度を1AUで400km/s、Fig. 2 (a) より太陽圏の特徴的な構造である終端衝撃

5.0/cc、1×105K、磁場強度 |𝑩| は35μGとしている。上波、ヘリオポーズ、そしてバウショックが再現されて述したように磁場のラジアル成分には 𝑟 −2 の依存性、いることが確認できる．なお、ヘリオポーズは Fig. 3

トロイダル成分には𝑉𝑟 −1 𝑟 −1 の依存性がある.これらので表されるような境界面である．磁場強度の最大はヘ依存性のもと、1AU地点でのパラメータが内側境界まリオポーズ前面で星間空間の磁場強度のおよそ3倍でで拡大しているとみなし、内側境界でのパラメータがある．また、赤道面や極域には、それぞれ磁気中性面、定まる．外側境界に対しては、星間風の標準的なパラ磁気中性線が形成されている．これらは尾部の方へたメータを用いる．星間風の密度、速度、温度はそれぞなびいており、乱流的な構造をしている．そしてFig. 2

れ0.1/cc、23km/s、6300Kである．また、星間磁場は(b) より、太陽圏内の惑星間空間で磁場がトロイダル3μGである．計算は、これらの境界条件を固定したうえ成分を持つことが確認される．北半球 (z > 0) 、 x > 0でほぼ定常状態に至るまで十分長時間行った.の領域で 𝐵𝑦 は負の成分、x < 0 の領域では正の成分を有しており、仮定した北向きの極性に一致する．

Table 1 Simulation prameters

荷電粒子は基本的に磁力線に沿って螺旋運動をする

Interstellar wind

Solar wind (at 1AU)

|𝑩| ( μG )335|𝑽| ( km/s )

23400

N

( /cc )

0.1

5T

(K)

6,300

100,000

ため、宇宙線の軌道を理解するには太陽圏の磁力線構造を知る必要がある．そこでシミュレーション空間中の任意の点を通る磁力線をトレースし、基本的な磁力線の構造を調べた．Fig. 3 に磁力線の3次元構造を示す．磁力線のカラーは磁場強度を表す．

Fig. 2 にy=0（子午面上）での太陽圏磁場構造の空間分布を示す．(a) は磁場強度 𝐵 、(b) は磁場のy方向成分 𝐵𝑦 である．磁場の値は星間空間の磁場強度 𝐵𝐼𝑆 =3µGで規格化している．中心の白抜きの円は半径50AUであり、計算領域外である．

Fig. 3Magnetic field line structures of heliosphere.
L1 : Draping interstellar magnetic field
L2 : Spiral solar wind magnetic field
L3 : L1 connected to L2

太陽圏とその近傍の磁力線構造は大きく3つのタイプに分けられる．(1) 星間空間起源のドレイプ磁場( L1 )、(2) 太陽起源のスパイラル磁場( L2 )、(3) L1とL2がヘリオポーズ近傍で繋がった磁場( L3 )である．L1は星間風と共に太陽圏まで運ばれてくる．ヘリオポーズ前面で圧縮され、磁場強度は上昇し、太陽圏を迂回して尾部へと流れていく．L2は太陽風のスパイラル磁場であり、星間風の流れの影響で尾部へたなびいている．
これらの数値計算から得られた磁場・速度場のデー
Fig. 2 Heliospheric structures of (a) magnetic fieldstrength 𝐵 , (b) y-component of magnetic field
𝐵𝑦 .

タを使用して太陽圏の電場構造を決定する．電場の計算にはオームの法則を用い、式は次のように書かれる．

太陽圏内へ侵入する銀河宇宙線の軌道解析

4𝑬=−𝑽×𝑩𝑐(9)なっている．侵入後、ヘリオポーズに沿って運動する粒子が感じる 𝐵 は、5日付近で再び急減し、0 に近づいている．これは粒子が赤道面に形成されている磁気中性面に侵入したためである．磁気中性面上で運動して2.2 テスト粒子計算
テスト粒子計算では磁気流体計算で得られた定常な電磁場 𝑬, 𝑩のもと、荷電粒子の運動を追跡する．波動による散乱の効果は考慮しておらず、荷電粒子の運動による電磁場への反作用も無視している．荷電粒子は以下の運動方程式に従う．

れる．その時の軌跡を Fig. 4 (c) に示す．Fig. 4 (c) より粒子は、終端衝撃波面下流から上流へ横切っている．
終端衝撃波に侵入した粒子は、トロイダル磁場に沿って運動しながら19日には上流域から下流域へ、23日には再度下流域から上流域へ波面を横切り、最終的に内d𝒑𝒗
d𝒓= 𝑞 (𝑬 + × 𝑩) ,=𝒗
dt
𝑐dt−1/2

𝒑 = 𝑚𝛾𝒗 , 𝛾 = (1 −いた粒子の 𝐵 は、17.5日付近で再び急激な減少がみら𝒗𝟐)c2側境界の前面・中緯度帯に到達する．
(10)𝑚, 𝑞, 𝑐, 𝛾 はそれぞれ荷電粒子の静止質量、電荷、光速、そしてローレンツ因子である．𝒓, 𝒗, 𝒑 は位置、速度、運動量の3次元ベクトルである．ここで荷電粒子は宇宙線の主成分であるプロトンを想定している．粒子の初期位置は、シート状（x = −250AU, −200AU≤y ≤375AU, −200AU≤ z ≤375AU）に一様に配置し、粒子数 は500,000個である．初期のローレンツ因子は
𝛾 = 10、1000とし、これらはおよそ10GeV、1TeVの陽子に相当する．初期速度分布 をシェル分布で与え、星間空間磁場の磁力線の向きに対してランダムな方向に打ち出し、磁気流体計算の内側境界に到達した粒子の軌道について議論する．なお、荷電粒子の運動方程式は、プラズマ粒子シミュレーションにおける標準アルゴリズムであるBuneman-Boris法 [10] によって解かれる．さらに、粒子の位置における電磁場は、グリッド上に定義されている電磁場により補間される．この補間には、2次のスプライン法を採用する[10]3. 計 算 結 果 ・ 考 察
3.1 𝛄 ＝10 ( ~ 10 GeV)γ ＝10 の粒子はピッチ角が 90° の場合、星間空間でおよそ 0.7AU のジャイロ半径を有しており、太陽圏の空間スケールに比べて極めて小さい．そのため太陽圏内に侵入した粒子は、太陽圏スケールよりも微小スケールの局所的な電磁場の揺らぎの影響を受ける．その結果、γ ＝10 の粒子には様々な運動パターンがあることが確認された．
3.1.1

太陽圏・磁気中性面・終端衝撃波内への侵入

Fig. 4 (a) におよそ25日で内側境界に到達した粒子の軌道を示す．星間空間から打ち出された粒子は、L1型の磁力線に沿って運動して2日経過後、ヘリオポーズ前面から太陽圏内へ侵入する．その時 Fig. 4 (b) に示
すように、粒子の感じる磁場強度 𝐵 の勾配は、最大とFig. 4 Trajectory of a particle with 𝛾 = 10. (a)Trajectory in a 3D space. (b) Time variation
for magnetic field strength at the particle
position. (c) 2D projection of the particle
trajectory令和 2 年度

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実際にメアンダリング運動（赤線）していることが確認できる．6~7日（青線）の間で𝜇 は徐々に変化し、𝐵の極大時に符号が反転する．その時の粒子はバウンス運動をしており、メアンダリング運動しながら強磁場領域でミラー反射され、進路を変えていることがわかる．粒子は磁気中性面でこれらの運動を繰り返し、内側境界に近づいていく．

Fig. 5

3.1.2

For the same particle as Fig. 4. (a) Trajectory
in a 3D space. Time variation of (b) particle
position, (c) 𝐵𝑦 , (d) 𝐵, (e) pitch angle cosine
respectively. Meandaring and bounce motions
are shown by red and blue lines

バウンス運動・メアンダリング運動

3.1.1の粒子軌道をさらにみていく．Fig. 5 に磁気中性面侵入後5日～16日の間での (a) 粒子軌道、(b) 粒子の位置 x, y , z 、(c) 磁場のy方向成分 𝐵𝑦 、(d) 磁場強度 𝐵 、(e) ピッチ角の余弦成分 𝜇 を示す．Fig. 5 (b) よりz = 0 でほぼ一定であり、粒子は内側境界に到達す

Fig. 6るまで磁気中性面上で運動していることが確認でき
る．5日~ 6日（赤線）の間で、Fig. 5 (c) , (d) , (e) より

Trajectory of a particle trapped by a solar windspiral magnetic field with γ =10. (a) Trajectory
in a 3D space. Time variation of (b) 𝐵𝑥 , (c) 𝐵𝑦 ,(d) 𝐵𝑧 (e) 𝐵.

𝐵 ～0であり、その時 𝐵𝑦 と 𝜇 は正負の間を激しく往復している．太陽圏の惑星間磁場は磁気中性面を境に南3.1.2

北半球で極性が反転しているため、その影響が表れてFig. 6 におよそ2ヶ月で内側境界に到達した粒子いる．この時間の粒子は、磁気中性面を何度も通過しの (a) 軌道及び、(b) 𝐵𝑥 、(c) 𝐵𝑦 、(d) 𝐵𝑧 、(e) 𝐵 を示ながら南北半球でそれぞれの向きの磁場を感じ、そのす．Fig. 6 (e) より、粒子が打ち出されてから5日後、都度ピッチ角の正負が反転しているため、メアンダリヘリオポーズを迂回して、側面から侵入する（赤線）．

ング運動をしていると考えられる．8日、15日付近でも侵入後、太陽圏尾部へ進んだ粒子は尾部の乱流領域で同様に 𝐵𝑦 と 𝜇 の正負の反転がみられ、Fig. 5 (a) より散乱される．25日を過ぎると、粒子の感じる磁場は、スパイラル磁場による捕捉

太陽圏内へ侵入する銀河宇宙線の軌道解析

6周期的に変動している（青線）．この時間帯の磁場ベ性面を通過する．そして、磁気中性面付近でメアンダ

クトルは Fig. 6 (a) よりスパイラル磁場になっておリング運動・バウンス運動を繰り返し南北半球を往来り、粒子はスパイラル磁場にトラップされて運動してしたのち、Fig. 7 (b) よりおよそ1カ月で終端衝撃波面いることが確認できる．粒子は最終的に、極域の磁気を通過する．Fig. 7 (c) より終端衝撃波を通過後、衝撃中性線に沿って運動し、内側境界の南極域に到達する．

波面に張り付いて極域へ運動している．これは以下の尾部から侵入して、スパイラル磁場に沿って運動するように解釈できる．荷電粒子のジャイロ半径は𝐵 に反ため比較的長時間の伝播になる．

比例し、衝撃波面の上流でのジャイロ半径 𝜌𝑢 と下流でのジャイロ半径 𝜌𝑑 の関係は 𝜌𝑢 > 𝜌𝑑 となる．そのため粒子の旋回中心は、終端衝撃波面の上流と下流を往来するたびに極域へ運動する（磁場勾配ドリフト）．それと共におよそ35日、40日前後に強磁場領域でミラー反射される．極域への運動後、スパイラル磁場に捕捉されて終端衝撃波面を脱出するが、再度侵入して内側境界の北極域に到達する．
3.2

𝜸 ＝1000 ( ~ 1 TeV)𝛾 ＝1000 の粒子は、星間空間でおよそ 70AU のジャイロ半径を有す。これは太陽圏の空間スケールと同程度の長さである．そのため太陽圏内に侵入した粒子は、微細な電磁場構造の影響を受けずに大きな空間スケールで運動する．
3.2.1

直線的な入射Fig. 8 (a) に粒子軌道、(b) に磁場強度 𝐵 を示す．内側境界に到達するまでの時間はおよそ 10 日である．
星間空間から打ち出されてから 9 日後、粒子は、ヘリオポーズ前面の電磁場の影響をあまり受けずに侵入する．侵入後も、電磁場の影響を受けずにほぼ直線的に運動して、終端衝撃波を通過し内側境界に到達する．

Fig. 7 Particle motion along the termination shock.
(a) Trajectory in a 3D space. Time variationof (b) 𝐵 . (c) Expanded view of 3D particle
trajectory

3.1.2

終端衝撃波面に沿った運動

Fig. 7 に(a) 粒子軌道、(b) 磁場強度 𝐵、 (c) 終端衝
撃波面での粒子軌道を示す．内側境界に達するまでにおよそ2ヶ月を費やしており、比較的長時間、太陽圏内を伝播している．3.1.1 節で議論した粒子と同様に、およそ1週間で太陽圏前面から侵入した粒子は、ヘリオポーズに沿って運動し、10日間経過後に赤道面の磁気中Fig. 8

Trajectory of a particle almost linearly reachingin the inner boundary with 𝛾 = 1000. (a)Particle trajectory in a 3D space, (b) Timevariation of 𝐵.

令和 2 年度

九州大学大学院総合理工学報告第 42 巻 第 1 号

7界に到達する．この尾部での反転運動は劇的で、粒子の局所的なジャイロ運動よりも短時間のうちに起こっている．反転が起こっている領域の乱流磁場構造の空間スケールは局所的な粒子のジャイロ半径と同程度である．粒子はこの乱流磁場に共鳴的に応答して短時間のうちにその運動方向を大きく変えている．さらに、反転後の粒子は全く異なる磁力線を感じて運動している．通常想定される拡散の描像とは大きく異なっており、TeV クラスの粒子の挙動を考える際にはこのような挙動を陽に考慮する必要がある．
4結言

定 常 状 態 の 太 陽 圏 の 電 磁 場 構 造 の も と 、 𝛾 ＝ 10（~10GeV）および 1000（~1TeV）の銀河宇宙線の太陽圏への侵入、太陽圏内での伝播過程について議論した．本研究で得られた成果は以下の通りである．
1.

𝛾 ＝10（~10GeV）の銀河宇宙線は、星間空間でのジャイロ半径が太陽圏の空間スケールに比べ極めて小さく、太陽圏の微細な電磁場の揺らぎの影響を受ける．その結果、磁気中性面でのメアンダリング運動、ミラー反射によるバウンス運動、惑星間空間のスパイラル磁場による捕捉、終端衝撃波面に沿った極域への運動など多様な運動パターンで太陽圏深くまで伝搬することが明らかとなった．

2.

𝛾 ＝1000（1TeV）の銀河宇宙線は、星間空間でのジャイロ半径が太陽圏の空間スケールと同程度である．太陽圏の影響を受けずに直接内側境界に到達する粒子や、尾部領域で太陽圏構造との共鳴的散乱を受けて、内側境界に到達する粒子の存在が明らかになった．
今後の展望としては以下の事を検討している．まずは、統計解析である．太陽圏内に四方八方から粒子を侵入させ、内側境界に到達した粒子の空間分布、スペFig. 9

3.2.2

Trajectory of a particle rezonantly scatteredby the turbulent magnetic structure with
γ =1000. (a) Trajectory in a 3D space. Timevariation of (b) particle position, (c) 𝐵𝑥 , (d) 𝐵𝑦 ,(e) 𝐵𝑧 , (f) 𝐵, (g) pitch angle cosine

クトル分布の推定を行う．また、本研究では定常 MHD

太陽圏構造との共鳴子の統計に大きく影響を与えると考えられるため、統Fig. 9 に (a) 粒子軌道、(b) 粒子位置、(c) 𝐵𝑥 、(d) 𝐵𝑦 、計算で得られた太陽圏の構造的な電磁場による影響は考慮したが、太陽活動により駆動される MHD 波動の効果は無視した．波動によるピッチ角散乱は、侵入粒計解析の際はこの影響を取り入れる．さらに、従来の(e) 𝐵𝑧 、(f) 𝐵、そして (g) ピッチ角余弦成分 𝜇 を示す．

移流・拡散モデルや観測結果との比較を行う．また、粒子は、ヘリオポーズの側面から太陽圏内に侵入する．

今回使用した、太陽圏の電磁場構造は定常状態であり、侵入した粒子は、およそ 7 日経過後、尾部の磁気中性時間発展を考慮していない．太陽活動の 11 年周期、22面を通過する（青線）．その後大きく運動の向きを変年周期の効果を取り入れて MHD モデルの改良を行う．

え、尾部から反転して太陽に近づき、最終的に内側境

太陽圏内へ侵入する銀河宇宙線の軌道解析

8

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