«СОГЛАСОВАНО»
реклама
«СОГЛАСОВАНО» Начальник 5507 ПЗ «УТВЕРЖДАЮ» Директор НИИЯФ МГУ _____________А.М. Коптев “___” _____________2008 г. _____________М.И. Панасюк “___”_______________2008 г. НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ОТЧЕТ Систематизация новых экспериментальных и теоретических данных по потокам ЗЧ естественного происхождения в околоземном КП и подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей указанных потоков Этап № 1 календарного плана составной части НИР «Исследование и разработка (совершенствование) моделей формирования и распределения заряженных частиц космического пространства естественного происхождения, определение и обоснование типовых характеристик излучений, воздействующих на аппаратуру космических аппаратов и электронную компонентную базу». Шифр «Джип-М-НИИЯФ» (контракт № 115-08 ). От 5507 ПЗ _________Г.С.Зиньковский Научный руководитель, Старший научный сотрудник, кандидат ф.-.м. наук _________________Кузнецов Н.В. Москва 2008 г. 2 Список сокращений, использованных в тексте РЭА – радиоэлектронная аппаратура, СБИС –сверхбольшие интегральные микросхемы, ВЭП – высокоэнергетические протоны, ТЗЧ - тяжелые заряженные частицы, КП – космическое пространство, ОСЭ - одиночные случайные эффекты, ОЗУ - оперативное запоминающее устройство, КА – космический аппарат, КТ – космическая техника, ЛПЭ - линейные передачи энергии 3 РЕФЕРАТ Отчет в одном томе, содержит стр. , илл. , табл. , библ. . Ключевые слова: радиационное поле, космическое пространство, поток заряженных частиц, протоны, тяжелые заряженные частицы, расчетная модель. В отчете рассмотрены основные закономерности распределения потоков заряженных частиц галактических и солнечных космических лучей в околоземном космическом пространстве, а также захваченных заряженных частиц в естественных радиационных поясах Земли. Систематизированы экспериментальные десятилетие в данные, результате которые измерения были получены потоков частиц за последнее космического пространства на космических аппаратах. Указаны пути усовершенствования существующих моделей потоков частиц радиационных полей, которые вытекают из сравнения новых экспериментальных данных с модельными расчетами. 4 СОДЕРЖАНИЕ стр. ВВЕДЕНИЕ..............................................................………............……………5 1. ПОТОКИ ЧАСТИЦ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ …….7 1.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных..........7 1.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей.............................................9 1.2.1. База данных по потокам частиц ГКЛ..........................................9 1.2.2. Сравнение новых экспериментальных данных с модельными расчетами...............................................................13 Литература к главе 1......................................................................................19. 2. ПОТОКИ ЧАСТИЦ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ.............23 2.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных..........23 2.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей.............................................26 2.2.1. База данных по потокам частиц СКЛ.........................................26 2.2.2. База данных по потокам ионов СКЛ.........................................39 Литература к главе 2.......................................................................................43 3. ПОТОКИ ЧАСТИЦ РАДИАЦИОННЫХ ПОЯСОВ ЗЕМЛИ...............……45 3.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных …….45 3.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей............................................49. 3.2.1. Методика обработки экспериментальных данных...........49 3.2.2. Сравнение новых экспериментальных данных с модельными расчетами .......................................................51 Литература к главе 3.......................................................59 4. ПРОНИКНОВЕНИЕ ПОТОКОВ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ ЗЕМЛИ.......................62 4.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных.......62 4.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей...............................69 4.2.1. Методика расчета эффективных вертикальных жесткостей геомагнитного обрезания................................69 4.2.2. Сравнение расчетных и экспериментальных данных........73 Литература к главе 4.......................................................76 ЗАКЛЮЧЕНИЕ………………………………………………………………79 5 ВВЕДЕНИЕ Настоящий отчет, являющийся отчетом по 1-му этапу составной части НИР «Джип-М-НИИЯФ», систематизирует имеющиеся к настоящему времени данные экспериментальных и теоретических исследований потоков заряженных частиц естественного происхождения в околоземном космическом пространстве (КП), которые являются основой для разработки нового поколения расчетных моделей этих потоков. В настоящее заряженных время частиц существующие космического расчетные модели пространства потоков естественного происхождения рассматривают элементный и энергетический состав трех основных радиационных полей околоземного КП, а именно: радиационных поясов Земли (РПЗ); галактических космических лучей (ГКЛ); солнечных космических лучей (СКЛ); с учетом закономерностей изменения их потоков в пространстве и в зависимости от солнечной активности. Государственные стандарты этих моделей, действующие в России, в основном основаны на обобщении экспериментальных и теоретических данных, полученных в основном до 90-х годов прошлого столетия. В настоящем отчете основное внимание уделяется обсуждению новых экспериментальных данных по потокам частиц КП, которые были получены за последние 10-20 лет. Эти данные рассматриваются по отдельности для каждого из указанных выше радиационных полей (главы 1-3) в сравнении с предсказаниями стандартизованных моделей. На основе заключения о достоверности новых экспериментальных данных и их расхождениях с результатами модельных расчетов предлагается использование этих данных в качестве исходных данных для усовершенствования и повышения точности расчетных моделей потоков частиц КП. 6 Учитывая, что модели потоков ГКЛ и СКЛ устанавливают потоки для межпланетного пространства на орбите Земли (на расстоянии 1 а.е. от Солнца), в отдельной главе отчета (глава 4) рассматриваются теоретические представления, методика и результаты ее применения. Приводятся исходные данные, полученные расчетным путем, для разработки модели проникновения потоков заряженных частиц ГКЛ и СКЛ из межпланетного пространства в магнитосферу Земли. 7 1. ПОТОКИ ЧАСТИЦ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ 1.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных Согласно современным представлениям к ГКЛ относятся потоки протонов и ядер тяжелых химических элементов (вплоть до урана) с энергией от нескольких до 1020 МэВ/нуклон, которые заполняют все межпланетное пространство. Эти частицы приходят сюда из межзвездной среды. Причем в межпланетном пространстве частицы ГКЛ с энергиями E < ~ 1 ГэВ «выметаются» солнечным ветром, что уменьшает их поток тем сильнее, чем ниже энергия этих частиц и чем меньшее расстояние до Солнца, на котором они регистрируются приборами космических аппаратов. В результате энергетический спектр частиц ГКЛ на орбите Земли (на расстоянии от Солнца равном 1 а.е.) имеет ярко выраженный максимум (для протонов при энергиях ~500-700 МэВ), что является одной из характерных черт радиационного поля ГКЛ, состоящего из потока ядер химических элементов с зарядом z = 1 - 92. Второй характерной чертой этого поля является свойство изменяться в противофазе с изменением солнечной активности. То есть увеличение солнечной активности (СА) ведет к уменьшению потока частиц ГКЛ и наоборот, уменьшение – к увеличению. При низких энергиях (Е<1 ГэВ) это изменение имеет величины до одного порядка. Для количественного описания потоков частиц ГКЛ в разные годы разными авторами проводилась разработка расчетных моделей, которые по мере получения новых экспериментальных данных постоянно улучшались. К настоящему времени полностью исчерпали себя разработанные на начальном этапе исследовании эмпирические модели ГКЛ - ГОСТ 25645.12285 - ГОСТ 25645.125-85 [1.1]; ГОСТ 25645.144-88 [1.2] и CREME-81 [1.3], в основу которых были положены значения потоков частиц в периоды максимума и минимума СА и синусоидальная зависимость потоков частиц с 11-летним периодом СА для описания величины потоков в промежуточные периоды СА. C другой стороны, разработанные к настоящему времени 8 теоретические, так называемые, транспортные модели, описывающие солнечную модуляцию частиц ГКЛ, проникающихся из галактического космического пространства в гелиосферу [1.4 -1.7] практически не пригодны для прогноза потоков частиц. В своей основе эти модели в качестве входного параметра используют изменяющуюся с СА величину диффузионного коэффициента, величина которого вычисляется из эмпирических данных, относящихся к нейтронным мониторам. Это означает, что такие модели позволяют описать уже зарегистрированные потоки частиц и не обладают способностью прогнозировать поведение потоков в будущем времени. Более того, авторы этих моделей часто демонстрируют точность своих моделей в основном на экспериментальных данных, относящихся к минимуму СА, и избегают это демонстрировать на данных максимума солнечной активности, когда результаты модельных расчетов намного трудней согласовать с экспериментальными данными. Все это являются причиной того, что в качестве международного стандарта ISO в 2004 г. [1.8] была принята не теоретическая, а полуэмпирическая модель ГКЛ НИИЯФ МГУ, основные положения которой была разработаны в МГУ до 1990 г. [1.9 -1.11] и которая в последующие годы была усовершенствована [1.12 - 1.17]. Следует особо подчеркнуть, что в той части модели CREME-96 [1.18], которая описывает потоки частиц ГКЛ, модель является однозначной копией модели НИИЯФ 1995 г. [1.15]. Отметим, что все вышеперечисленные публикации в разной степени раскрывают методологию одной и той же полуэмпирической модели в ее развитии, разные варианты которой имеют и некоторые различия. Одним из таких важных различий является включение в действующий ГОСТ модели компонента ГКЛ (НЭК) [1.16], так космических называемого, лучей (с низкоэнергетического энергией менее ~10-30 МэВ/нуклон). Хотя НЭК состоит из частиц, которые имеют солнечное происхождение, их включение в состав количественной модели ГКЛ является допустимым с точки зрения практических приложений, так как потоки НЭК космических лучей так же, как и собственно потоки ГКЛ, 9 являются некоторым «фоновым» излучением, постоянно присутствующим на орбите Земли. Итак, в настоящее время в России для определения потоков частиц ГКЛ в межпланетном пространстве на орбите Земли используется стандарт СССР [1.16] и международный стандарт ISO-15390 [1.8]. В основу этих стандартов легли экспериментальные данные, имеющиеся к восьмидесятым годам прошлого столетия. С тех пор прошло почти 20 лет и базы экспериментальных данных о потоках частиц ГКЛ частично пополнились новыми, более точными экспериментальными данными. Это вызывает необходимость уточнения моделей. При этом указанное уточнение должно проводиться с учетом статистических и методических ошибок, от которых не застрахованы любые экспериментальные данные, в том числе, и полученные в последние годы. 1.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей 1.2.1. База данных по потокам частиц ГКЛ За время освоения человеком космического пространства выполнено несколько тысяч экспериментов, в которых регистрировались потоки частиц космических лучей. Систематизация и анализ всех многочисленных работ, в которых публиковались эти результаты, практически невозможен, тем более, что достоверность и информативность большей части из этих работ весьма мала. С точки зрения разработки моделей, основную ценность из всех экспериментов представляют те, которые дают ответ на два основных вопроса: 1. Каковы закономерности модуляции потоков ГКЛ с изменением как солнечной активности (11-летний цикл), так и связанной с этим изменением общего магнитного поля гелиосферы (22-летний цикл)? 2. Каковы энергетические спектры частиц (протонов, ядер гелия и более тяжелых ионов) ГКЛ? 10 Первый вопрос решается путем анализа долговременных (мониторных) рядов экспериментальных данных, охватывающих периоды времени длительностью более двух солнечных циклов, в которых направление общего магнитного поля Солнца (гелиосферы) противоположно. К таким данным относятся, с одной стороны, мониторные измерения низкоэнергетических (1÷400 МэВ/(нуклон)) потоков частиц, выполняемых на спутниках. Это, прежде всего, измерения, выполненные на спутниках серии IMP. Последний спутник из этой серии – IMP-8 работал c октября 1973 по февраль 2003 года, то есть почти 30 лет. К сожалению, в конце 90-тых годов один из основных элементов прибора CPME, предназначенного для регистрации заряженных частиц, а именно, антисовпадательная система, вышла из строя. Поэтому данные о потоках частиц, измеренные этим прибором в течении последних 5 лет, сильно искажены и не пригодны для анализа. Подчеркнем, что данные этого спутника по измерению потоков протонов в интервале энергии от 0.3 до 500 МэВ и ядер гелия в интервале энергии от 2.0 до 200 МэВ до сих пор являются одним из основных источником информации о модуляции потоков частиц умеренных энергии [1.19]. Долговременные мониторные измерения потоков протонов и ядер гелия выполнялись и выполняются на межпланетных станциях Pioneer и Voyager. Однако данные от этих станции подвержены радиальной зависимость потоков частиц ГКЛ от расстояния до Солнца и не пригодны для описания модуляции потоков частиц ГКЛ в районе орбиты Земли. Долговременные измерения потоков частиц ведутся на спутниках серии GOES [1.20]. Однако особенностью приборов, установленных на этих спутниках таковы, что их детекторы частиц окружены, так называемой, пассивной защитой, вследствие чего, потоки частиц, измеряемые ими, искажены. Это приводит к тому, что счет фоновых частиц (в отсутствии частиц СКЛ) в энергетических каналах регистрации на приблизительно 11 порядок величины больше счета, обусловленного частицами ГКЛ, проходящими в телесный угол обзора приборов. В настоящее время создалась ситуация, что принципиально новых данных, охватывающих период, превышающих два солнечных цикла, по существу, нет. Тем временем появились результаты экспериментов, выполняемых на космическом аппарате ACE, запущенном 25 августа 1997 [1.21]. К настоящему времени накопилась база данных, относящаяся к одному 23-ему циклу солнечной активности. Два прибора CRIS и SIS, установленные на этом аппарате, регистрируют потоки частиц, начиная с Be до Ni (z=4 - 28) для прибора CRIS и с He до Ni (z=2 - 28) – для прибора SIS. Диапазоны энергии зависят от сорта регистрируемых частиц и составляют от долей до нескольких сотен МэВ/нуклон. Хотя длительность миссии ACE не является оптимальной, подробные данные об изменении потоков тяжелых ядер ГКЛ в ходе одного 11-летнего цикла являются уникальными по своей полноте и в определенных пределах позволяют откорректировать параметры модели ГКЛ. Однако – оба прибора не предназначены для измерения потоков протонов – наиболее интенсивного потока частиц ГКЛ, на данных которых базируются основные выводы об особенностях и деталях солнечной модуляции ГКЛ и их моделей. Тем не менее, к настоящему времени данные спутника АСЕ уже вносят определенный вклад в уточнение поведения потоков тяжелых частиц, хотя продолжительность их временного ряда (11 лет) еще недостаточна для уточнения процесса 22-летней модуляции частиц ГКЛ. Для анализа явления долговременных вариации (модуляции) потоков частиц ГКЛ используют и мониторные ряды счета нейтронных мониторов. Эти данные позволяют высокоэнергичных протонов оценить величину модуляции потока ГКЛ. За время разработки стандарта СССР [1.16] и международного стандарта ISO-15390 [1.8], ряды данных некоторых 12 мониторов удлинились. Однако часть из нейтронных мониторов, в прошлом являвшихся базой для разработки моделей, прекратили свою работу. Длительность работы новых мониторов, однако, недостаточна, чтобы служить надежной основой для коррекции моделей. Безусловно, полезными, с точки зрения коррекции моделей, являются и энергетические спектры частиц, измеренные в широком диапазоне энергии независимо от длительности периода измерения. Однако в этом случае весьма трудно обеспечить перекрытие всего нужного диапазона энергии частиц, который необходим для разработки модели ГКЛ. При этом при использовании одновременно нескольких приборов с приблизительно одинаковыми энергетическими диапазонами, также часто возникают нестыковки результатов измеренных потоков, что свидетельствует о методических погрешностях присущих разным приборам. Дополнительной сложностью является необходимость охватить единой моделью всю совокупность частиц – от протонов до никеля. Здесь трудность состоит не только в том, что заряды ядер сильно различаются, но и в том, что величина потока протонов превосходит интенсивность потока редких ядер более чем на 4 порядка величины. Поэтому в рамках одного и того же эксперимента редко измеряются потоки протонов и ядер. Чаще всего кроме протонов одним и тем же прибором измеряются только потоки ядер гелия. Да и относительно редко измеряются одновременно все ядра. Счастливым исключением здесь являются приборы SIS и CRIS космического аппарата ACE, которые одновременно измеряют потоки ядер от лития до никеля. Правда, значимыми из них являются не все, а только те, интенсивность потоков которых достаточно велика. Следует отметить, что самой большой трудностью при создании стандарта СССР [1.16] и международного стандарта ISO-15390 [1.8] явилось отсутствие пользоваться однородных весьма рядов данных разрозненными о потоках ядер. отрывочными, Пришлось иногда и противоречащими друг другу данными многочисленных экспериментов. 13 Поэтому с появлением большого однородного массива данных с АСЕ [1.21], выявились некоторые несоответствия между модельными энергетическими спектрами тяжелых ядер ГКЛ и экспериментальными данными. 1.2.2. Сравнение новых экспериментальных данных с модельными расчетами С целью уточнения параметров моделей потоков частиц ГКЛ [1.8] и [1.16] в настоящем отчете анализируются мониторные данные по потокам ядер C, N , O, Ne, Mg, Si, S, Ar, Ca, Ti, Cr, Fe, Ni, которые получены в течение 23-го цикла солнечной активности со спутника АСЕ [1.21]. Для примера выполненной работы приведем здесь данные измерения потоков ядер углерода в 1975 г. спутником IMP-8 и в 1998 г. спутником ACE, относящиеся к минимумам солнечной активности (Рис. 2.1). Однако для полной коррекции, которая могла бы установить все параметры стандартизованной модели потоков частиц ГКЛ [1.16], этих данных все равно недостаточно. Недостатком указанных массивов данных является: 1. Недостаточная длина массива, охватывающая только один цикл солнечной активности (11 лет), что является половиной 22-летнего магнитного цикла солнца. Использование данных только половины магнитного цикла затрудняет анализ модели, ибо местами трудно судить, насколько наблюдаемые отклонения новых экспериментальных данных от модельных обусловлены изменением солнечной активности, а насколько изменениями полярности магнитного поля гелиосферы или неточностью в определения первичного спектра ГКЛ (спектра за пределами гелиосферы). 2. Статистическая точность измеренных потоков некоторых редких ядер мала и их использование для коррекции модели затруднительна. 14 Поток, 1/(см2*с*ср*МэВ/нукл.) 1E-6 C стандарт (1998.5) IMP8 SIS (1998,5) CRIS (1998,5) Leznjak (1974) Derrickson (1976) 1E-7 5 1E+1 2 3 5 1E+2 Энергия, МэВ 2 3 5 1E+3 Рис.1.1. Данные о потоках ядер углерода ГКЛ, измеренных в разных экспериментах в годы минимума солнечной активности и энергетические спектры, вычисленные по модели международного стандарта ISO-15390. Результаты баллонных экспериментов из работ Lezniak&Webber, 1978 [1.22] и Derrickson et al., 1992 [1.23]. В таблице 1.1 приводятся данные об энергетических каналах, в которых проводится измерение потоков ядер ГКЛ на спутнике ACE (прибор CRIS). Как видно из этих данных, диапазоны измеряемых потоков простираются от 49.1-172.3 МэВ/нуклон для бора (B) до 129.9-496.1 для никеля (Ni). Эти диапазоны особенно важны с точки зрения моделей ГКЛ, так как потоки частиц этих энергии весьма чувствительны к модуляционным эффектам. В настоящей работе для анализа и коррекции модели ГКЛ мы использовали 27-суточные (периоды вращения Солнца Бартелса) данные о потоках ядер ГКЛ, которые приведены в Интернете [1.21]. С начала работы КА АСЕ с 25 августа 1997 мы взяли данные для интервала времени в 3591 суток (133 циклов Бартелса, 27 суток один цикл). 15 Таблица 1.1 Ширины каналов регистрации ядер в приборе CRIS * * 1 2 3 4 5 6 7 5 B 49.1-63.9 65.4-88.8 89.9-109.2 110.1-127.0 127.8-143.2 144.0-158.2 158.8-172.3 6 C 56.3-73.4 75.0-102.0 103.3-125.6 126.6-146.2 147.1-164.9 165.8-182.3 183.1-198.7 7 N 60.4-78.7 80.5-109.5 110.8-134.9 136.0-157.1 158.0-177.3 178.3-196.1 196.9-213.8 8 O 66.3-86.4 88.4-120.3 121.8-148.3 149.5-172.9 173.9-195.2 196.4-216.1 217.0-235.8 9 F 68.7-89.6 91.7-124.9 126.5-154.1 155.3-179.7 180.7-203.0 204.1-224.7 225.7-245.3 10 Ne 73.7-96.2 98.4-134.1 135.8-165.6 167.0-193.2 194.4-218.4 219.7-242.0 243.0-264.3 11 Na 77.3-100.9 103.3-140.9 142.7-174.0 175.5-203.2 204.4-229.8 231.1-254.7 255.8-278.3 12 Mg 82.4-107.6 110.1-150.4 152.3-185.9 187.5-217.3 218.6-245.8 247.3-272.7 273.8-298.0 13 Al 85.3-111.5 114.1-155.9 157.9-192.8 194.5-225.4 226.8-255.2 256.7-283.1 284.3-309.6 14 Si 90.5-118.3 121.0-165.5 167.6-204.9 206.6-239.7 241.1-271.5 273.1-301.4 302.7-329.8 15 P 92.6-121.1 123.9-169.6 171.8-210.0 211.8-245.8 247.3-278.5 280.2-309.3 310.6-338.5 16 S 97.1-127.0 130.0-178.1 180.3-220.7 222.6-258.4 260.0-293.0 294.8-325.5 327.0-356.4 17 Cl 98.6-129.0 132.1-181.0 183.3-224.4 226.3-262.8 264.4-298.0 299.8-331.2 332.7-362.7 18 Ar 102.9-134.8 138.0-189.2 191.7-234.8 236.8-275.2 276.9-312.3 314.2-347.2 348.7-380.4 19 K 104.9-137.5 140.7-193.1 195.6-239.7 241.7-281.0 282.7-319.0 320.9-354.8 356.3-388.8 20 Ca 108.2-141.8 145.2-199.4 202.0-247.6 249.8-290.5 292.3-329.9 331.9-367.0 368.6-402.4 21 Sc 109.4-143.5 146.9-201.9 204.5-250.8 253.0-294.3 296.1-334.2 336.3-372.0 373.6-407.9 22 Ti 112.2-147.3 150.8-207.3 210.0-257.6 259.9-302.5 304.3-343.7 345.8-382.6 384.3-419.7 23 V 114.5-150.4 154.0-211.8 214.6-263.4 265.7-309.4 311.3-351.6 353.8-391.6 393.3-429.7 24 Cr 117.7-154.6 158.3-218.0 220.8-271.2 273.6-318.7 320.7-362.4 364.6-403.7 405.5-443.1 25 Mn 120.1-157.9 161.7-222.7 225.6-277.3 279.7-325.9 328.0-370.8 373.0-413.2 415.0-453.6 26 Fe 122.9-161.7 165.6-128.3 231.2-284.3 286.8-334.4 336.5-380.5 382.9-424.2 426.1-465.9 27 Co 125.5-165.2 169.1-233.3 236.4-290.8 293.4-342.1 344.3-389.5 391.9-434.4 436.3-477.2 28 Ni 129.9-171.0 175.1-241.8 245.0-301.6 304.3-355.1 357.3-404.5 407.0-451.3 453.4-496.1 16 На рис. 1.2 приведена типичная сводная страница информации с сайта Интернета [1.21] для потоков частиц, зарегистрированных в течение одного цикла Бартелса. Рис. 1.2. Временный ход потоков ядер C, O, Si, Fe и Ni в 1. канале регистрации так, как они приводятся в [1.21]. На рис. 1.3. приведен временный ход потоков углерода (С) в виде, как они использовались при анализе. Показаны данные только от 1-го, 4-го и 7-го каналов, хотя для коррекции модели должны быть использованы данные от всех 7-и каналов регистрации. В виде точек на рисунке показаны экспериментальные данные со КА АСЕ - Fexp, а в виде линий – результаты расчета потоков согласно модели ISO [1.8] - Fcal. Поток, 1/(см2 с ср МэВ) 17 Год Рис. 1.3. Временный ход потоков ядер С в 1-м, 4-м и 7-м каналах регистрации (ряды точек). Приведены и расчетные временные зависимости (кривые). Из рис. 1.3 видно, что временной ход новых экспериментальных данных со спутника ACE в течение 11-ти летнего цикла солнечной активности в принципе имеет один и тот же вид, что и прогнозируемый моделью ISO [1.8]. Однако в течение кратковременных периодов наблюдаются отклонения между модельной кривой и экспериментальными данными. Здесь необходимо обратить внимание еще на две группы новых экспериментальных данных, полезных для уточнения моделей. Это серии экспериментов CREAM [1.24-1.26], ATIC [1.27-1.29], в которых измеряются потоки ядер ГКЛ в области высокой энергии (Е>10 ГэВ/нукл), мало подверженной солнечной модуляции. Результаты этих экспериментов позволяют в первую очередь уточнить параметры исходных энергетических спектров (вне области модуляции), которые входят в число параметров моделей. 18 Продолжая сравнение экспериментальных и модельных данных на примере ядер углерода, на рисунке 1.4 приведены как экспериментальные данные со спутников АСЕ и HEAO-2 так и расчетные энергетические спектры по модели ISO [1.8] (кривые). Рис. 1.4. Экспериментальные данные (точки) для годов минимума (2006) и максимума (2002) солнечной активности (обозначения на рисунке) и результаты расчета по модели [1.8] (кривые). Чтобы оценить указанные расхождения в общем виде, на рис. 1.5 приведены величины усредненных по времени отношения экспериментальных потоков для ядер углерода Fэкспер к модельным Fмодель данных за 1997-2006 годы.. Видно, что это отношение для разных каналов изменяется в пределах от 0.73 до 0.83. Следует иметь в виду, что экспериментальные данные относятся только к нечетному циклу солнечной активности. Для четного цикла эти отношения могут быть иными, что возможно установить только на основании будущих измерений в 24-ом цикле солнечной активности. Таким образом, учет новых экспериментальных данных, позволяет сделать вывод о необходимости коррекции модели ISO [1.8] (и соответственно более ранней модели, стандартизованной ГОСТ [1.16]), 19 однако такая коррекция в настоящее время не может быть окончательной, поскольку необходимо дождаться данных c АСЕ хотя бы в период до 2012 г. (предполагаемый максимум солнечной активности в 24-м цикле). Рис. 1.5. Величины усредненных по времени отношений потоков углерода, измеренных в каналах прибора CRIS за 1997-2007 гг. к модельным потокам в зависимости от средней жесткости (характеристика энергетического канала). Пунктирная линия – гипотетическое отношение потоков при полном совпадении экспериментальных и модельных данных. Литература к главе 1 1.1 Лучи космические галактические. Энергетические спектры. ГОСТ 25645.122-85 и ГОСТ 25645.125-85, Издательство стандартов, Москва, 1986. 1.2 Группы легких, тяжелых и очень тяжелых ядер галактических космических лучей. Энергетические спектры. ГОСТ 25645.144-88, Издательство стандартов, 1989. 1.3 Adams J., Silberberg, R., Tsao, C.H., Cosmic Ray Effects on Microelectronics, Part I: The Near-Earth Particle Environment, Naval Research Laboratory Memorandum Report 4506, 1981 1.4 Adams J.H., Badhwar G.D., Mewaldt R.A., et al., The absolute spectra of galactic cosmic rays at solar minimum and their applications for manned 20 spacecraft flight, Nuclear Tracks and Radiation Measurements, 20 (3), 411-414, 1992. 1.5 Badhwar G.D. and P.M.O'Neil, An improved model of galactic cosmic radiation for space exploration missions, Nucl. Tracks Radiat. Meas. V. 20, N0. 3, p.403, 1992. 1.6 Badhwar G.D. and P.M.O'Neil, Galactic cosmic radiation model, Adv. Space Res. 17(2), 207-217, 1996. 1.7 Davis A.J., Mewaldt R.A., Cohen C.M. et al., Solar minimum spectra of galactic cosmic rays and theirimplications for models of near-earth radiation environment, JGR, 106(A12), 29979-29987, 2001. 1.8 International Standard ISO 15390, Space environment (natural and artificial) – Galactic cosmic ray model, ISO 2004. 1.9 Суслов А.А., Ныммик Р.А., Крупномасштабная модуляция галактических космических лучей. Энергетические (жесткостные) спектров протонов и ядер гелия вне области модуляции, Изв. АН СССР, 52(12), 2330-2333, 1988. 1.10 Suslov A.A. and Nymmik R.A., A semi-empitical model for large scale modulation of galactic cosmic ray energy spectra, Proc. 21 ICRC, (Adelaide), 6, 33-36, 1989. 1.11 Nymmik R.A., Suslov A.A., On the effect of some characteristics of the Sun/s magnetic field on the modulation of galactic cosmic ray energy spectra, Proc. of the XIII Consultation meeting on solar physics, Odessa, 26. Sept.- 2. Oct., 1988, Publ. Novosibirsk, “Nauka”, Siberian Division, V.1., 310-312, 1989 1.12 Nymmik R.A. and A.A.Suslov, Characteristics of galactic cosmic ray flux lag times in the course of solar modulation. Adv. Space Res. V.16, N.9, pp. (9)217(9)220. 1995. 1.13 Nymmik R.A., M.I. Panasyuk, T.I. Pervaya, and A.A. Suslov, A Model of Galactic Cosmic Ray Fluxes, Nucl. Tracks & Rad. Meas., 20 (6), 427, 1992. 21 1.14 Nymmik R.A., M.I.Panasyuk, T.I.Pervaya A.A.Suslov, An analytical model, describing dynamics of galactic cosmic ray heavy particles Adv. Space Res. V.14 N.10 p . (10)750-(10)763. 1994. 1.15 Nymmik R.A., M.I. Panasyuk, and A.A. Suslov, Galactic Cosmic Ray Flux Simulation and Prediction, Adv. Space Res. 17, (2), 19, 1995. 1.16 Лучи космические галактические. Модель изменения потоков частиц. ГОСТ 25645.150-90, "Издательство стандартов, Москва, 1991 1.17 Nymmik R.A., Time lag of galactic cosmic ray modulation: conformity of general regularities and influence of particle energy spectra, Adv. Space Res., 26(11), 1875-1878, 2000. 1.18 Tylka A.J., Adams J. H., Boberg P.R. et al. CREME96: A revision of the Cosmic ray effects on micro-electronics code, IEEE Transactions on Nuclear Science, 44(6), 2150-2160, 1997. 1.19 IMP-8 – http://nssdc.gsfc.nasa.gov/space/imp-8.html 1.20 GOES - http://www.sec.noaa.gov/ 1.21 АСЕ: http://www.srl.caltech.edu/ACE/ASC/DATA/pdf 1.22 Lezniak J.A., and Webber W.R., The charge composition and energy spectra the cosmic ray nuclei from 300 MeV per nucleon to 50 GeV per nucleon, Astrophys. J. , 223, 676-696, 1978. 1.23 Derrickson, J.H., Parnell T.A., Austin R.W., et al., A measurements of the absolute energy spectra of galactic cosmic rays during the 1976-77 solar minimum, Int. J. Radiat. Appl. Instrum, D, 20, 415, 1992. 1.24 Marrocchesi P.S. et al., Adv. Space Res. (2007), doi:10.1016/j.asr.2007.02.052, in press. 1.25 Yoon Y.S., Ahn H.S., et al., H and He spectra from 2004/2005 CREAM-I flight, Proc. ICRC 2007. 1.26 Zei R., Ahn H.S., et al. Preliminary measurements of carbon and oxygen energy spectra from the second flight of CREAM, Proc. ICRC 2007. 1.27 http://cosmicray.umd.edu/cream/ 22 1.28 Ahn H.S., Seo E.S., et al., The energy spectra of protons and helium measured with the ATIC experiment, Adv. Space Res., 37, 1950-1954, 2006. 1.29 Panov A.D., Sokolskaya N.V., et al. Relative abundance of cosmic ray abundance of cosmic ray nuclei B-C-N-O in the energy from 10 GeV/n to 300 GeV/n. Results from ATIC-2 (the science flight of ATIC). Proc. ICRC2007. 1.30 Mottl D., Nymmik R., Errors in the particle flux measurement data relevant to solar energetic particle spectra, Adv. Space Res. V.32, No. 11, 2349-2353, 2003. 1.31 Mottl D., Nymmik R., The issues of reliability of solar energetic proton flux databases and models, Advances in Space Research 39, 1355-1361, 2007. 23 2. ПОТОКИ ЧАСТИЦ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ 2.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных Наряду с потоками частиц ГКЛ, имеющих межзвездное происхождение, в межпланетном пространстве существуют потоки электронов, протонов и ионов более тяжелых элементов, источником которых является Солнце. Во-первых, это солнечный ветер - непрерывный поток плазмы, «вытекающий» из Солнца из-за отсутствия газодинамического равновесия в его короне и заполняющий собой Солнечную систему. Энергия частиц солнечного ветра меняется с изменением солнечной активности и может достигать десятки кэВ. Во-вторых, это постоянно существующий поток протонов с энергией менее ~30 МэВ и ионов тяжелых частиц (с энергией менее 10 МэВ/нуклон), который возрастает с уменьшением энергии частиц и наблюдается на фоне постоянно существующих потоков протонов галактических космических лучей (ГКЛ). Этот поток, как только был обнаружен, был назван низкоэнергетическим компонентом (НЭК) космических лучей и исторически был включен в стандартизованную модель потоков частиц ГКЛ (см. гл. 1). В-третьих, это солнечные космические лучи (СКЛ) или другими словами солнечные энергичные частицы (СЭЧ) - поток заряженных частиц высокой энергии (более ~10 МэВ), появляющийся в межпланетном пространстве в результате эпизодических выбросов высокоэнергичных частиц из локальных активных областей Солнца (часто называемых событиями СКЛ) и регистрируемые приборами на фоне постоянно существующего потока частиц ГКЛ. Потоки частиц одного события СКЛ изменяются во времени, возрастая резко (минуты) или постепенно (в течение до суток и более) до максимума (до пиковых значений потоков), а потом медленно спадают (в течение нескольких суток, а иногда даже в течение недели и более). Потоки частиц СКЛ представляют серьезную опасность для работоспособности оборудования космических аппаратов. Именно потоки частиц СКЛ являются предметом обсуждения в настоящей главе отчета. 24 Появление потоков частиц СКЛ в межпланетном пространстве происходит в результате случайного «взрывного» первичного процесса передачи частицам солнечного вещества энергии, которая накапливается изза стохастических магнитных гидродинамических процессов в активных областях атмосферы Солнца. Этот процесс называют событием СКЛ. При этом процессы формирования потоков частиц СКЛ сложны, многообразны и до конца не изучены [2.1]. Согласно физическим законам движение заряженной частицы определяется вектором её скорости и магнитным полем. Движение частиц вблизи Солнца контролируется, в первую очередь, магнитным полем активной области, в которой они ускоряются. Большая часть ускоренных в этой области заряженных частиц сразу попадает в плотные слои атмосферы Солнца и теряет свою энергию на столкновения с ионами и электронами вещества плазмы. При столкновениях с веществом атмосферы Солнца электроны создают непрерывное излучение (тормозное излучение), интенсивность которого уменьшается с ростом энергии фотонов (падающий спектр). При этом энергия фотонов всегда меньше энергии электрона. Протоны при столкновениях возбуждают ядра, которые, снимая это возбуждение практически мгновенно, создают γ-линии, излучаемые наиболее интенсивно в диапазоне энергий 0.5 ÷10 МэВ, и нейтроны. Если же протоны были ускорены до энергий 300 МэВ и выше, то в результате их взаимодействия с веществом возникает также гамма-излучение с энергиями >30 MэВ и непрерывным спектром с характерным широким максимумом в области энергий 60÷100 МэВ. Может оказаться, что некоторые силовые линии магнитного поля Солнца, которые соприкасаются с крупномасштабным магнитным полем гелиосферы вблизи области ускорения, уходят непосредственно в межпланетное пространство (открытая конфигурация магнитного поля). Тогда частицы получают возможность покинуть область сильного поля Солнца сразу после ускорения и выйти в межпланетное пространство. В то же время заряженные 25 частицы, попавшие на замкнутые силовые линии (в своеобразную магнитную "ловушку") высоко в короне Солнца, могут достаточно долго на них находиться. При этом, в конечном счете, эти захваченные частицы постепенно также попадают на открытые силовые линии из-за дрейфа в магнитном поле и рассеяния при взаимодействии с веществом короны и уходят из области вспышки. Таким образом, появление потоков частиц СКЛ объясняется появлением на Солнце активных областей, которые, как установлено, находятся в непосредственной близости с областями, так называемых, солнечных (хромосферных) вспышек, регистрируемых приборами на солнечном диске в белом свете. Количество солнечных вспышек, как правило, пропорционально среднесуточному числу солнечных пятен (числам Вольфа), являющемуся одной из основных характеристик солнечной активности. Поэтому одним из положений стандартизованной модели потоков частиц СКЛ [2.2] является зависимость средней частоты эпизодически возникающих событий СКЛ от солнечной активности, определяемой в свою очередь как функция чисел Вольфа [2.3]. Однако учет только частоты возникновения (и, соответственно, среднего количества за длительный промежуток времени) событий СКЛ является недостаточным, чтобы в каждом случае описать пространственно-временные и энергетические характеристики потоков частиц СКЛ, которые, как было показано выше, уже в первичном процессе ухода от Солнца носят случайный характер. Более того, эти характеристики в процессе движения в межпланетном пространстве обычно претерпевают значительные изменения вследствие динамических процессов. Например, быстрые коронарные выбросы массы при своем движении создают фронт ударной волны, взаимодействие частиц с которым может приводить к ускорению частиц. Ускорение частиц также может происходить в областях взаимодействия разноскоростных потоков солнечного ветра. Все это приводит к тому, что пространственно-временные и энергетические характеристи потоков частиц 26 СКЛ имеют значительный разброс от события к событию, и для их обобщения с целью разработки количественной модели требуется статистический анализ экспериментальных спутниковых данных. Поэтому первым этапом разработки модели всегда является создание, как можно, более полных баз данных потоков частиц СКЛ. 2.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей 2.2.1. База данных по потокам протонов СКЛ. Потоки частиц СКЛ интенсивно изучаются уже свыше 50 лет. Первые потоки частиц СКЛ были зарегистрированы в 1942 г. наземными детекторами. Было установлено, что появление потоков частиц СКЛ вблизи Земли непосредственно связано с мощными солнечными событиями. Несмотря на это среди исследователей не существует единого мнения о том, как потоки частиц СКЛ, регистрируемые приборами, связаны с событиями СКЛ (см. п. 2.1). Принятое в НАСА техническое определение: с событием СКЛ связано превышение потока частиц над фоновым уровнем (над постоянно существующим потоком частиц ГКЛ), которое продолжается в течение относительно короткого времени (обычно в течение не более нескольких суток, но иногда и более) [2.4]. Стандартная вероятностная модель потоков частиц СКЛ [2.2], которая разработана в НИИЯФ МГУ [2.5,2.6], связывает событие СКЛ с всплесками рентгеновского излучения на Солнце [2.7 - 2.9], которым сопутствует возрастание потоков протонов над уровнем фона (выше потока протонов ГКЛ) с последующим их убыванием (не обязательно до уровня фона, если возникает новое событие СКЛ). Различия в понимании понятия «событие СКЛ» при регистрации потока частиц СКЛ с неизбежностью приводят к созданию разных баз данных, которые включают характеристики регистрируемых потоков протонов СКЛ. Для понимания этих различий, на рис. 2.1 приведен пример изменения потока протонов за пределами магнитосферы Земли в конце октября 1989. 27 Согласно техническому определению НАСА - это одно событие СКЛ, согласно ГОСТа – это 4 события, начавшиеся 19, 22, 24 и 29 октября, соответственно. Рис.2.1. Потоки протонов в энергетическом интервале энергии 15÷40 МэВ (GOES-7) в октябре 1989. Числа – условные даты событий СКЛ по принятым в стандартизованной модели критериям. База данных, на основе которой разработана стандартизованная модель СКЛ [2.2], устанавливает две основные характеристики события СКЛ, а именно, поток (флюенс) и пиковый поток протонов с энергией более 30 МэВ, зарегистрированные на спутниках в событиях СКЛ за 1964 - 2000 г.г. В процессе настоящей работы эта база уточнялась и была дополнена спутниковыми данными по событиям СКЛ, которые были зарегистрированы после введения ГОСТа [2.2]. В новой базе данных (Табл. 2.1) приводятся потоки (флюенс) и плотность пиковых потоков протонов с энергией Е ≥ 10, >30 и >60 МэВ событий СКЛ, пришедших на орбиту Земли с 1964 г. Эти потоки получены по экспериментальным данным для различных энергетических интервалов (дифференциальных каналов) детекторов, которые входят в состав приборов на спутниках IMP-8 (до 1986 г.) и GOES (1986-2005 г.г.). 28 Пример методики пересчета этих данных в энергетические спектры потока и пикового потока частиц, которые требуются для разработки (улучшения) модели потоков частиц СКЛ, приведен на рис.2.2. Рис.2.2. К определению энергетических спектров пиковых потоков протонов СКЛ от события 19 октября 1989 г. Горизонтальные линии – дифференциальные потоки, измеренные на спутнике GOES-7. Сплошная линия – дифференциальный энергетический спектр, соответствующий измеренным потокам. Пунктирная линия – соответствующий интегральный спектр, на основании которого определялись интегральные потоки протонов при Е≥10, 30 и 60 МэВ. Потоки определены в точках, где вертикальные штриховые линии пересекают интегральный спектр. Левая шкала ординат служит для определения дифференциального спектра; правая шкала – интегрального потока. По данным потоков частиц, измеренных в дифференциальных каналах приборов, установленных на спутниках, вычисляют характеристики энергетических спектров флюенсов (F) и пиковых потоков (f) протонов (общее обозначение - Ф) событий СКЛ. При этом мы исходим из формы энергетического спектра потока и пикового потока частиц СКЛ [2.10-2.13], как степенной функции от жесткости протонов R (или импульса иона на нуклон), с постепенным ужесточением спектра при E<30 МэВ: dR R E dE R dE C dE 239 где R E E 2M o c 2 dR C R dE dE ; dE 239 dR и dE R2 M oc2 R 2 1 , (2.1) 29 E – есть кинетическая энергия протонов в МэВ; Moc2 = 939 МэВ – энергия покоя протона; = v/c – относительная скорость протона. Величина R= 239 МВ соответствует энергии протона E = 30 МэВ. При E ≥ 30 МэВ спектральный индекс o . При E < 30 МэВ дифференциальный энергетический спектр может быть описан в неизменном виде (2.1), если полагать, что спектральный индекс с уменьшением энергии протонов плавно меняется: E 30 o , (2.2) где называется индексом завала. Интегральные потоки протонов, указанные в таблице 2.1, вычисляются зная параметры дифференциального спектра С, о и для каждого события СКЛ: E E dE , E (2.3) 30 Таблица 2.1 База данных по потокам протонов СКЛ № п/п Дата, ггггммдд Пиковый поток, 1/(см2 с ср МэВ) Поток (флюенс), 1/(см2 МэВ) > 10 МэВ > 30 МэВ > 60 МэВ > 10 МэВ > 30 МэВ > 60 МэВ 1 19740609 .196E+00 .563E-02 .673E-03 .917E+06 .124E+04 .118E+02 2 19740708 .246E+02 .102E+01 .116E+00 .664E+09 .133E+08 .718E+06 3 19740911 .102E+02 .195E+01 .682E+00 .156E+09 .263E+08 .840E+07 4 19740920 .913E+01 .143E+01 .454E+00 .562E+08 .461E+07 .930E+06 5 19740924 .174E+01 .876E+00 .591E+00 .220E+08 .108E+08 .703E+07 6 19750820 .862E+00 .443E+00 .290E+00 .527E+07 .179E+07 .870E+06 7 19760822 .197E+02 .768E+01 .411E+01 .836E+07 .149E+07 .454E+06 8 19770908 .505E+01 .300E+00 .451E-01 .130E+08 .726E+06 .103E+06 9 19770917 .420E+02 .882E+01 .296E+01 .211E+08 .241E+07 .518E+06 10 19770924 .132E+03 .801E+02 .590E+02 .820E+08 .344E+08 .197E+08 11 19771012 .266E+01 .324E+00 .805E-01 .235E+07 .433E+06 .147E+06 12 19780102 .826E+01 .320E+01 .192E+01 .584E+07 .222E+07 .129E+07 13 19780213 .159E+04 .137E+03 .246E+02 .126E+10 .110E+09 .197E+08 14 19780309 .000E+00 .000E+00 .000E+00 .586E+06 .119E+06 .499E+05 15 19780408 .205E+01 .516E+00 .214E+00 .128E+07 .920E+05 .152E+05 16 19780411 .272E+03 .540E+02 .165E+02 .707E+08 .121E+08 .372E+07 17 19780417 .262E+02 .227E+02 .209E+02 .150E+08 .651E+07 .384E+07 18 19780421 .144E+02 .695E+01 .443E+01 .399E+08 .141E+08 .744E+07 19 19780428 .130E+04 .170E+03 .424E+02 .184E+10 .246E+09 .631E+08 20 19780507 .400E+03 .153E+03 .794E+02 .810E+08 .285E+08 .149E+08 21 19780531 .223E+02 .334E+01 .120E+01 .132E+08 .318E+06 .297E+05 22 19780623 .330E+02 .462E+00 .181E-01 .290E+08 .103E+07 .104E+06 23 19780711 .167E+02 .871E+00 .136E+00 .268E+08 .109E+07 .124E+06 24 19780908 .331E+01 .484E+00 .135E+00 .148E+07 .111E+06 .171E+05 25 19780923 .214E+04 .346E+03 .922E+02 .314E+10 .505E+09 .132E+09 26 19781009 .174E+02 .322E+01 .106E+01 .502E+07 .479E+06 .930E+05 31 27 19781110 .161E+02 .706E+00 .100E+00 .755E+07 .141E+06 .108E+05 28 19781213 .540E+01 .434E-01 .148E-02 .295E+07 .236E+05 .848E+03 29 19790217 .658E+02 .145E+02 .495E+01 .125E+08 .340E+07 .158E+07 30 19790302 .395E+01 .643E+00 .209E+00 .809E+07 .266E+07 .141E+07 31 19790403 .338E+02 .285E+01 .657E+00 .164E+08 .377E+06 .325E+05 32 19790606 .271E+03 .191E+02 .354E+01 .123E+09 .418E+07 .448E+06 33 19790705 .193E+02 .454E+00 .351E-01 .163E+08 .373E+06 .282E+05 34 19790806 .199E+01 .125E+01 .948E+00 .673E+07 .300E+07 .184E+07 35 19790819 .400E+03 .101E+03 .426E+02 .483E+09 .122E+09 .517E+08 36 19790908 .430E+01 .160E+01 .840E+00 .644E+07 .103E+07 .275E+06 37 19790915 .846E+02 .264E+02 .124E+02 .278E+09 .603E+08 .213E+08 38 19791116 .704E+02 .396E+01 .514E+00 .269E+08 .133E+07 .163E+06 39 19800111 .175E+01 .432E-01 .411E-02 .661E+06 .119E+05 .902E+03 40 19800206 .227E+01 .359E+00 .115E+00 .121E+07 .120E+06 .295E+05 41 19800405 .125E+02 .608E+01 .403E+01 .438E+07 .100E+07 .424E+06 42 19800717 .170E+03 .175E+01 .476E-01 .117E+09 .114E+07 .324E+05 43 19801116 .432E+01 .855E+00 .295E+00 .502E+07 .367E+06 .483E+05 44 19801124 .923E+01 .299E+01 .161E+01 .621E+07 .412E+06 .747E+05 45 19810326 .257E+01 .143E+01 .104E+01 .768E+06 .157E+06 .612E+05 46 19810401 .939E+01 .182E+01 .688E+00 .147E+08 .266E+07 .964E+06 47 19810410 .885E+02 .276E+02 .139E+02 .678E+08 .181E+08 .809E+07 48 19810415 .944E+01 .687E+00 .106E+00 .826E+07 .146E+06 .781E+04 49 19810424 .239E+03 .692E+02 .297E+02 .111E+10 .295E+09 .123E+09 50 19810429 .902E+02 .326E+02 .171E+02 .117E+09 .327E+08 .147E+08 51 19810504 .623E+01 .152E+01 .562E+00 .178E+08 .666E+07 .357E+07 52 19810509 .311E+03 .618E+02 .235E+02 .330E+09 .108E+08 .925E+06 53 19810515 .940E+01 .219E+00 .165E-01 .546E+07 .632E+06 .174E+06 54 19810516 .286E+03 .503E+01 .290E+00 .132E+09 .126E+08 .294E+07 55 19810620 .440E+02 .704E+01 .217E+01 .918E+08 .137E+08 .403E+07 56 19810807 .399E+02 .108E+01 .939E-01 .213E+06 .378E+04 .215E+03 57 19810809 .000E+00 .000E+00 .000E+00 .885E+07 .179E+06 .128E+05 32 58 19810906 .145E+02 .455E-01 .533E-03 .472E+07 .309E+05 .930E+03 59 19810917 .554E+01 .143E+01 .607E+00 .103E+08 .188E+07 .638E+06 60 19811008 .637E+02 .723E+01 .179E+01 .152E+09 .487E+08 .246E+08 61 19811012 .118E+04 .289E+03 .121E+03 .171E+10 .456E+09 .198E+09 62 19811122 .334E+01 .759E-01 .601E-02 .140E+07 .101E+05 .357E+03 63 19811205 .351E+01 .205E-01 .633E-03 .536E+07 .599E+05 .259E+04 64 19811209 .843E+02 .833E+01 .190E+01 .493E+08 .261E+07 .393E+06 65 19811227 .550E+01 .443E+00 .103E+00 .454E+07 .846E+05 .619E+04 66 19820130 .690E+03 .141E+03 .484E+02 .911E+09 .187E+09 .666E+08 67 19820307 .142E+02 .321E+01 .137E+01 .104E+08 .737E+06 .133E+06 68 19820330 .289E+01 .248E-01 .832E-03 .146E+07 .490E+05 .535E+04 69 19820605 .194E+02 .412E+01 .160E+01 .488E+08 .751E+07 .236E+07 70 19820628 .531E+01 .284E+01 .182E+01 .479E+07 .214E+07 .124E+07 71 19820709 .126E+04 .115E+03 .230E+02 .441E+09 .387E+08 .768E+07 72 19820723 .239E+03 .194E+02 .337E+01 .106E+09 .587E+07 .728E+06 73 19820904 .187E+02 .383E+00 .318E-01 .648E+08 .546E+07 .112E+07 74 19821126 .199E+03 .563E+02 .262E+02 .153E+09 .347E+08 .139E+08 75 19821207 .108E+04 .307E+03 .133E+03 .518E+09 .109E+09 .400E+08 76 19821214 .693E+01 .275E+01 .154E+01 .103E+09 .273E+08 .122E+08 77 19830202 .129E+03 .251E+01 .176E+00 .839E+08 .203E+07 .169E+06 78 19830614 .158E+02 .823E+01 .559E+01 .131E+08 .334E+07 .130E+07 79 19840131 .402E+01 .212E-01 .342E-03 .168E+07 .596E+05 .630E+04 80 19840215 .306E+03 .220E+03 .178E+03 .887E+08 .327E+08 .165E+08 81 19840219 .344E+02 .668E+01 .253E+01 .586E+08 .886E+07 .285E+07 82 19840312 .626E+02 .167E+02 .678E+01 .245E+08 .507E+07 .184E+07 83 19840424 .982E+03 .120E+03 .276E+02 .104E+10 .992E+08 .187E+08 84 19840522 .153E+01 .209E+00 .554E-01 .328E+07 .778E+05 .729E+04 85 19850121 .675E+01 .228E+01 .115E+01 .739E+07 .165E+07 .613E+06 86 19850424 .100E+03 .169E+01 .828E-01 .145E+09 .817E+07 .109E+07 87 19850709 .104E+03 .285E+02 .119E+02 .179E+08 .373E+07 .131E+07 88 19850717 .867E+01 .786E+01 .741E+01 .223E+07 .102E+07 .609E+06 33 89 19860204 .158E+03 .320E+02 .120E+02 .117E+09 .522E+08 .334E+08 90 19860214 .140E+03 .275E+02 .941E+01 .229E+09 .315E+08 .819E+07 91 19871108 .949E+02 .668E+01 .909E+00 .300E+08 .108E+07 .917E+05 92 19880103 .101E+03 .619E+01 .682E+00 .109E+09 .455E+07 .404E+06 93 19880325 .494E+02 .728E+01 .157E+01 .563E+07 .727E+06 .146E+06 94 19880630 .160E+02 .239E+01 .523E+00 .493E+07 .418E+06 .613E+05 95 19881012 .892E+01 .173E+01 .463E+00 .316E+07 .412E+06 .687E+05 96 19881013 .353E+01 .105E+01 .448E+00 .117E+07 .276E+06 .940E+05 97 19881108 .996E+01 .250E+01 .872E+00 .138E+08 .241E+07 .536E+06 98 19881114 .880E+01 .169E+01 .522E+00 .245E+07 .398E+06 .117E+06 99 19881214 .428E+01 .140E+01 .662E+00 .350E+07 .160E+07 .944E+06 100 19881216 .127E+02 .284E+01 .125E+01 .167E+08 .393E+07 .170E+07 101 19890307 .162E+03 .478E+01 .230E+00 .181E+09 .929E+07 .852E+06 102 19890311 .139E+04 .320E+02 .211E+01 .318E+09 .136E+08 .138E+07 103 19890317 .172E+04 .751E+02 .426E+01 .914E+09 .192E+08 .374E+06 104 19890323 .455E+02 .599E+01 .101E+01 .804E+07 .102E+07 .263E+06 105 19890409 .217E+03 .843E+01 .510E+00 .198E+09 .402E+07 .144E+06 106 19890422 .890E+01 .194E+01 .458E+00 .356E+07 .116E+07 .538E+06 107 19890505 .649E+02 .410E+01 .549E+00 .325E+08 .247E+07 .488E+06 108 19890520 .167E+02 .122E+01 .300E+00 .202E+08 .433E+07 .176E+07 109 19890618 .161E+02 .470E+01 .144E+01 .570E+07 .163E+07 .541E+06 110 19890701 .000E+00 .000E+00 .000E+00 .574E+07 .149E+06 .114E+05 111 19890725 .459E+02 .169E+02 .750E+01 .238E+08 .732E+07 .267E+07 112 19890812 .828E+04 .694E+03 .939E+02 .958E+10 .946E+09 .545E+08 113 19890815 .172E+04 .308E+03 .747E+02 .248E+10 .294E+09 .434E+08 114 19890912 .353E+02 .308E+01 .461E+00 .332E+08 .216E+07 .252E+06 115 19890929 .411E+04 .110E+04 .351E+03 .492E+10 .111E+10 .281E+09 116 19891019 .508E+05 .640E+04 .981E+03 .136E+11 .182E+10 .413E+09 117 19891022 .636E+04 .121E+04 .318E+03 .474E+10 .744E+09 .177E+09 118 19891024 .283E+04 .574E+03 .165E+03 .230E+10 .395E+09 .114E+09 119 19891029 .306E+02 .718E+01 .284E+01 .196E+08 .494E+07 .204E+07 34 120 19891115 .511E+02 .134E+02 .492E+01 .121E+08 .283E+07 .116E+07 121 19891126 .163E+03 .653E+01 .637E+00 .614E+08 .154E+07 .107E+06 122 19891130 .473E+04 .161E+03 .697E+01 .289E+10 .699E+08 .278E+07 123 19900319 .882E+03 .515E+02 .557E+01 .749E+09 .211E+08 .115E+07 124 19900407 .210E+02 .119E+01 .134E+00 .213E+08 .191E+07 .386E+06 125 19900411 .124E+02 .355E+00 .378E-01 .256E+07 .161E+06 .279E+05 126 19900415 .152E+02 .153E+01 .319E+00 .350E+08 .323E+07 .644E+06 127 19900428 .181E+03 .102E+02 .682E+00 .886E+08 .369E+07 .234E+06 128 19900521 .496E+03 .905E+02 .262E+02 .140E+09 .299E+08 .970E+07 129 19900524 .199E+03 .551E+02 .238E+02 .130E+09 .326E+08 .128E+08 130 19900526 .114E+03 .391E+02 .174E+02 .510E+08 .154E+08 .635E+07 131 19900528 .541E+02 .147E+02 .606E+01 .812E+08 .240E+08 .105E+08 132 19900612 .803E+02 .338E+01 .378E+00 .390E+08 .946E+06 .677E+05 133 19900726 .258E+02 .264E+01 .615E+00 .359E+08 .243E+07 .385E+06 134 19900731 .241E+03 .101E+02 .841E+00 .163E+09 .586E+07 .470E+06 135 19910131 .291E+03 .217E+02 .316E+01 .829E+08 .408E+07 .486E+06 136 19910312 .127E+02 .155E+01 .310E+00 .170E+08 .174E+07 .326E+06 137 19910323 .737E+05 .562E+04 .351E+03 .129E+11 .722E+09 .596E+08 138 19910402 .501E+02 .254E+01 .355E+00 .813E+08 .452E+07 .609E+06 139 19910513 .451E+03 .552E+02 .102E+02 .142E+09 .135E+08 .250E+07 140 19910518 .108E+02 .149E+01 .334E+00 .301E+08 .416E+07 .112E+07 141 19910531 .260E+02 .191E+01 .387E+00 .487E+08 .257E+07 .342E+06 142 19910604 .300E+03 .384E+02 .790E+01 .640E+09 .865E+08 .225E+08 143 19910611 .405E+04 .570E+03 .864E+02 .161E+10 .202E+09 .456E+08 144 19910615 .165E+04 .362E+03 .973E+02 .990E+09 .146E+09 .376E+08 145 19910629 .118E+03 .800E+01 .950E+00 .218E+09 .135E+08 .167E+07 146 19910707 .185E+04 .188E+02 .591E+00 .873E+09 .602E+07 .107E+06 147 19910710 .313E+02 .141E+01 .182E+00 .208E+08 .494E+06 .355E+05 148 19910825 .250E+03 .785E+01 .529E+00 .129E+09 .300E+07 .191E+06 149 19910929 .135E+02 .151E+01 .391E+00 .173E+08 .134E+07 .243E+06 150 19911030 .977E+02 .168E+02 .456E+01 .351E+08 .737E+07 .206E+07 35 151 19920206 .788E+02 .104E+01 .398E-01 .499E+08 .131E+06 .928E+03 152 19920307 .832E+01 .299E+01 .139E+01 .763E+07 .295E+07 .152E+07 153 19920316 .127E+02 .206E+01 .611E+00 .104E+08 .176E+07 .511E+06 154 19920508 .376E+04 .118E+03 .969E+01 .693E+09 .143E+08 .686E+06 155 19920625 .430E+03 .797E+02 .192E+02 .349E+09 .388E+08 .548E+07 156 19921030 .435E+04 .507E+03 .353E+02 .367E+10 .319E+09 .197E+08 157 19921102 .132E+04 .376E+03 .145E+03 .106E+10 .207E+09 .536E+08 158 19921123 .369E+01 .568E+00 .137E+00 .656E+06 .768E+05 .179E+05 159 19921130 .944E+01 .947E+00 .180E+00 .289E+07 .266E+06 .463E+05 160 19930304 .231E+02 .388E+01 .979E+00 .950E+07 .112E+07 .195E+06 161 19930306 .122E+02 .171E+01 .455E+00 .765E+07 .979E+06 .263E+06 162 19930312 .554E+02 .101E+02 .283E+01 .273E+08 .286E+07 .460E+06 163 19940220 .750E+04 .187E+03 .129E+02 .747E+09 .876E+07 .268E+06 164 19951020 .600E+02 .435E+01 .641E+00 .192E+08 .108E+07 .119E+06 165 19971104 .107E+03 .262E+02 .737E+01 .489E+08 .935E+07 .256E+07 166 19971106 .824E+03 .283E+03 .127E+03 .682E+09 .188E+09 .658E+08 167 19980420 .253E+04 .381E+03 .349E+02 .258E+10 .411E+09 .246E+08 168 19980502 .236E+03 .640E+02 .260E+02 .848E+08 .219E+08 .707E+07 169 19980506 .364E+03 .804E+02 .170E+02 .543E+08 .962E+07 .229E+07 170 19980509 .165E+02 .232E+01 .514E+00 .116E+08 .157E+07 .310E+06 171 19980617 .363E+01 .765E+00 .276E+00 .328E+07 .313E+06 .522E+05 172 19980825 .811E+03 .684E+02 .126E+02 .768E+09 .515E+08 .571E+07 173 19980930 .176E+04 .155E+03 .154E+02 .807E+09 .513E+08 .416E+07 174 19981019 .583E+01 .130E+01 .464E+00 .287E+07 .268E+06 .380E+05 175 19981106 .119E+02 .740E+00 .138E+00 .438E+07 .337E+05 .112E+04 176 19981108 .153E+02 .113E+01 .192E+00 .532E+07 .796E+06 .259E+06 177 19981114 .466E+03 .848E+02 .176E+02 .217E+09 .337E+08 .511E+07 178 19981122 .698E+01 .258E+01 .119E+01 .675E+07 .301E+07 .188E+07 179 19990121 .173E+02 .210E+01 .566E+00 .222E+08 .161E+07 .243E+06 180 19990424 .387E+02 .359E+01 .618E+00 .256E+08 .116E+07 .813E+05 181 19990505 .172E+02 .952E+00 .145E+00 .171E+08 .197E+06 .614E+04 36 182 19990527 .145E+02 .320E+01 .941E+00 .502E+07 .596E+06 .999E+05 183 19990601 .630E+02 .101E+02 .243E+01 .554E+08 .651E+07 .950E+06 184 19990604 .692E+02 .561E+01 .907E+00 .554E+08 .651E+07 .950E+06 185 19990611 .749E+01 .211E+01 .722E+00 .118E+07 .286E+06 .880E+05 186 20000217 .210E+02 .411E+01 .118E+01 .861E+08 .138E+08 .300E+07 187 20000404 .667E+02 .107E+01 .440E-01 .424E+08 .137E+07 .123E+06 188 20000424 .263E+01 .116E+01 .688E+00 .138E+07 .348E+06 .130E+06 189 20000607 .815E+02 .290E+01 .359E+00 .741E+08 .113E+07 .513E+05 190 20000610 .143E+03 .160E+02 .435E+01 .330E+08 .318E+07 .430E+06 191 20000618 .538E+01 .774E+00 .228E+00 .168E+07 .360E+06 .149E+06 192 20000622 .263E+01 .484E+00 .164E+00 .336E+06 .232E+05 .478E+04 193 20000625 .539E+01 .143E+00 .109E-01 .229E+07 .149E+06 .264E+05 194 20000713 .352E+05 .719E+04 .151E+04 .232E+11 .436E+10 .727E+09 195 20000722 .300E+02 .474E+01 .125E+01 .987E+07 .897E+06 .146E+06 196 20000728 .234E+02 .247E+01 .446E+00 .101E+08 .197E+07 .644E+06 197 20000912 .342E+03 .176E+02 .198E+01 .357E+09 .135E+08 .102E+07 198 20001015 .273E+02 .462E+01 .101E+01 .222E+08 .278E+07 .509E+06 199 20001025 .173E+02 .223E+01 .607E+00 .141E+08 .963E+06 .145E+06 200 20001109 .237E+05 .719E+04 .107E+04 .166E+11 .317E+10 .542E+09 201 20001124 .136E+03 .180E+02 .386E+01 .570E+08 .678E+07 .131E+07 202 20001126 .152E+04 .976E+02 .745E+01 .779E+09 .384E+08 .200E+07 203 20010122 .509E+01 .101E+01 .380E+00 .574E+07 .902E+06 .287E+06 204 20010128 .706E+02 .617E+01 .118E+01 .428E+08 .377E+07 .726E+06 205 20010329 .548E+02 .499E+01 .963E+00 .560E+08 .409E+07 .542E+06 206 20010402 .159E+04 .237E+03 .241E+02 .974E+09 .100E+09 .119E+08 207 20010410 .457E+03 .214E+02 .205E+01 .379E+09 .274E+08 .350E+07 208 20010412 .913E+02 .149E+02 .440E+01 .427E+08 .675E+07 .158E+07 209 20010415 .169E+04 .780E+03 .450E+03 .724E+09 .212E+09 .868E+08 210 20010418 .449E+03 .112E+03 .382E+02 .258E+09 .578E+08 .174E+08 211 20010427 .452E+02 .439E+00 .296E-01 .553E+07 .768E+05 .447E+04 212 20010507 .453E+02 .205E+01 .158E+00 .320E+08 .758E+06 .301E+05 37 213 20010520 .149E+02 .476E+01 .170E+01 .778E+07 .199E+07 .627E+06 214 20010604 .389E+01 .760E+00 .248E+00 .167E+07 .937E+05 .104E+05 215 20010614 .453E+02 .552E+01 .116E+01 .335E+08 .194E+07 .178E+06 216 20010810 .224E+02 .177E+01 .321E+00 .378E+07 .298E+06 .660E+05 217 20010816 .754E+03 .248E+03 .731E+02 .477E+09 .119E+09 .261E+08 218 20010915 .144E+02 .266E+01 .821E+00 .400E+07 .314E+06 .450E+05 219 20010924 .190E+05 .149E+04 .139E+03 .113E+11 .126E+10 .146E+09 220 20011001 .353E+04 .286E+03 .152E+02 .136E+10 .115E+09 .926E+07 221 20011018 .177E+02 .313E+01 .987E+00 .177E+08 .172E+07 .276E+06 222 20011022 .331E+02 .702E+01 .260E+01 .240E+08 .446E+07 .144E+07 223 20011104 .512E+05 .752E+04 .947E+03 .250E+11 .399E+10 .422E+09 224 20011117 .397E+02 .136E+01 .144E+00 .386E+08 .651E+06 .336E+05 225 20011122 .307E+05 .117E+04 .459E+02 .147E+11 .926E+09 .363E+08 226 20011225 .136E+04 .435E+03 .149E+03 .527E+09 .972E+08 .236E+08 227 20011229 .918E+02 .491E+01 .466E+00 .282E+08 .166E+07 .154E+06 228 20011231 .155E+03 .854E+01 .669E+00 .282E+08 .166E+07 .154E+06 229 20011231 .155E+03 .854E+01 .669E+00 .282E+08 .166E+07 .154E+06 230 20020110 .124E+03 .451E+01 .269E+00 .186E+09 .735E+07 .501E+06 231 20020127 .111E+02 .944E+00 .902E-01 .384E+07 .389E+06 .607E+05 232 20020220 .286E+02 .337E+01 .363E+00 .342E+07 .544E+06 .141E+06 233 20020316 .309E+02 .276E+01 .700E+00 .682E+07 .260E+06 .383E+05 234 20020318 .208E+02 .232E+01 .618E+00 .488E+08 .175E+07 .165E+06 235 20020322 .201E+02 .168E+00 .469E-02 .131E+08 .997E+05 .259E+04 236 20020417 .274E+02 .359E+01 .101E+01 .156E+08 .332E+06 .193E+05 237 20020421 .467E+04 .648E+03 .879E+02 .465E+10 .663E+09 .742E+08 238 20020521 .105E+04 .130E+02 .431E+00 .143E+09 .500E+07 .384E+06 239 20020707 .338E+02 .401E+01 .545E+00 .212E+08 .203E+07 .228E+06 240 20020716 .262E+03 .131E+02 .202E+01 .121E+09 .402E+07 .348E+06 241 20020719 .214E+02 .403E+01 .161E+01 .932E+07 .196E+07 .804E+06 242 20020721 .478E+02 .623E+01 .129E+01 .146E+09 .868E+07 .783E+06 243 20020906 .124E+03 .249E+01 .107E+00 .474E+08 .101E+07 .435E+05 38 244 20021109 .430E+03 .127E+02 .528E+00 .199E+09 .660E+07 .300E+06 245 20031026 .737E+03 .537E+02 .520E+01 .287E+09 .187E+08 .134E+07 246 20031028 .487E+05 .558E+04 .705E+03 .189E+11 .289E+10 .400E+09 247 20031029 .513E+04 .983E+03 .306E+03 .324E+10 .556E+09 .128E+09 248 20031102 .279E+04 .509E+03 .148E+03 .201E+10 .218E+09 .346E+08 249 20031104 .592E+03 .546E+02 .586E+01 .343E+09 .295E+08 .311E+07 250 20040411 .422E+02 .206E+01 .277E+00 .246E+08 .766E+06 .619E+05 251 20040722 .223E+01 .250E+00 .744E-01 .429E+07 .552E+06 .152E+06 252 20040725 .277E+04 .399E+02 .105E+01 .982E+08 .272E+07 .216E+06 253 20040729 .112E+02 .169E+01 .460E+00 .819E+07 .233E+06 .745E+04 254 20040913 .336E+03 .877E+01 .567E+00 .185E+09 .502E+07 .362E+06 255 20040919 .701E+02 .925E+01 .190E+01 .275E+08 .258E+07 .341E+06 256 20041101 .857E+02 .192E+02 .523E+01 .218E+08 .433E+07 .101E+07 257 20041107 .490E+03 .287E+02 .360E+01 .316E+09 .921E+07 .525E+06 258 20041110 .470E+03 .522E+02 .105E+02 .388E+09 .290E+08 .299E+07 259 20050115 .249E+02 .342E+01 .803E+00 .450E+07 .486E+06 .927E+05 260 20050116 .457E+03 .414E+02 .694E+01 .335E+09 .505E+08 .143E+08 261 20050117 .650E+04 .105E+04 .147E+03 .361E+10 .497E+09 .677E+08 262 20050120 .631E+04 .462E+04 .372E+04 .862E+09 .316E+09 .166E+09 263 20050513 .260E+04 .244E+02 .233E+01 .478E+09 .155E+08 .120E+07 264 20050616 .675E+02 .235E+02 .999E+01 .366E+08 .987E+07 .316E+07 265 20050713 .238E+02 .389E+01 .115E+01 .607E+07 .367E+06 .486E+05 266 20050714 .194E+03 .167E+02 .172E+01 .238E+09 .134E+08 .884E+06 267 20050717 .333E+02 .521E+01 .124E+01 .224E+08 .323E+07 .811E+06 268 20050725 .545E+02 .552E+01 .118E+01 .209E+09 .713E+07 .348E+06 269 20050822 .524E+03 .261E+02 .225E+01 .729E+09 .366E+08 .360E+07 270 20050907 .252E+04 .323E+03 .771E+02 .217E+10 .271E+09 .647E+08 271 20050913 .325E+03 .139E+02 .142E+01 .201E+09 .127E+08 .175E+07 39 2.2.2. База данных по потокам ионов СКЛ Вплоть до последнего времени экспериментальные данные о потоках высокоэнергичных ионов в составе СКЛ носили весьма отрывочный и фрагментальный характер. Тем не менее, уже начиная с первых измерений (в 1960 годах) стало ясно, что потоки тяжелых ионов относительно к потоку протонов очень сильно варьируются от события к событию. Однако ввиду отсутствия достаточно длительных экспериментов по регистрации таких частиц не удалось получить сколько-нибудь целостной картины о вариациях и об энергетической зависимости относительного состава СКЛ. При этом ввиду малой интенсивности потоков тяжелых частиц, удалось получить данные лишь о потоках наиболее представительных из них. Недостатком экспериментов по регистрации тяжелых частиц явилось и является то, что одновременно с тяжелыми ионами, чьи потоки малы, трудно регистрировать и потоки протонов, чьи потоки в тысячи и более раз больше. В наших целях – для разработки модели СКЛ, однако, необходимо знать, как меняются потоки тяжелых ионов именно относительно потоков протонов и это для большого количества событий. Только в этом случае можно установить закономерности, характеризующие флюктуации элементного состава СКЛ. Отметим еще, что первичные экспериментальные данные о потоках тяжелых частиц, полученные в ранних экспериментах, во многом оказались недоступными всем, кроме авторов самих экспериментов. Поэтому научной общественности осталось лишь довольствоваться результатами публикации, содержащих только те весьма ограниченное число данных, на которые авторы эксперимента нашли нужным обратить внимание. Наиболее представительные данные о потоках тяжелых частиц СКЛ относятся к относительно низким энергиям этих частиц (6,7-15 МэВ/нуклон), исследованным для 15 событий СКЛ в 1974-1979 г.г. [2.14]. Однако статистическая точность приведенных данных низка и в работе отсутствуют данные об изменении потоков в зависимости от энергии. Такие же замечания можно высказать и по отношению к результатам работы [2.15]. В еще одной 40 работе [2.16] приведены некоторые энергетические спектры частиц СКЛ, однако авторы ограничиваются анализом лишь 8 событий и только ионами He, O и Fe. Всех вышеуказанных данных мало для того, чтобы на их базе можно было разработать какую-либо достоверную модель потоков СКЛ. Однако, в августе 1997 был запущен спутник АСЕ, на котором, в частности, установлены приборные комплексы, предназначенные для измерений потоков тяжелых ионов космических лучей. время работы спутника – до активности. Проектируемое 2019 года – то есть 2 цикла солнечной Благодаря большому геометрическому фактору детекторных блоков приборов спутника ACE, предназначенных для измерения тяжелых ионов СКЛ, объем информации, относящийся к одному событию СКЛ выше, чем во всех предыдущих экспериментах от 10 до 1000 раз. В Интернете можно найти не только описание приборов, установленных на спутнике ACE, но и всю информацию о потоках тяжелых частиц СКЛ с той энергией, которая соответствует энергетическим каналам приборов спутника [2.17]. Надо оговориться, что в Интернет на общее обозрение выводится информация только о потоках наиболее представительных ионов (Не, C, N, O, Ne, Mg, Si, S и Fe), хотя, судя по публикациям авторов эксперимента, у них имеются данные и о всех остальных тяжелых ионах. В таблице 2.2 приведены энергетические интервалы, в которых измеряются тяжелые ионы прибором SIS спутника ACE. По состоянию на конец декабря 2006, когда закончился 23 цикл солнечной активности, нами по данным Интернета было выделено 55 события СКЛ, в которых величина потока зарегистрированных частиц была достаточной для определения энергетических спектров частиц, перечисленных в таблице 2.2. 41 Таблица 2.2 Энергетические диапазоны измерения потоков тяжелых ионов СКЛ прибором SIS Element He C N O Ne Mg Si S Fe Emin (МэВ/нуклон) 3.4 6.1 6.6 7.1 7.8 8.5 9.0 9.5 10.5 Emax (МэВ/нуклон) 41.2 76.3 83.3 89.8 101.8 112.9 123.2 132.9 167,7 Эти спектры, как и в случае протонов, апроксимировались аналитической функцией, имеющей три параметра С, o, (формулы 2.1 и 2.2). Значения этих параметров, определенных только для трех из 55 рассмотренных событий СКЛ, приведено для примера в таблицах 2.3-2.5. Как видно из таблиц 2.3-2.5 и как получено из результатов анализа всех 55-и событий СКЛ в целом существует существенный разброс значений параметров параметра С, o, от события к событию, то есть эти параметры являются случайными величинами. Их статистическое обобщение будет выполнено на последующем этапе работы при разработке модели потоков тяжелых ионов СКЛ. Необходимо подчеркнуть, что при проведении указанного анализа для определения потока каждого иона использовались данные, зарегистрированные в течение одного и того же интервала времени (за одни сутки). Такой метод для анализа потоков тяжелых частиц СКЛ - использовать один и тот же интервал времени как для частиц с большим потоком (в первую очередь, протонов), так и для остальных частиц с меньшими потоками, - повышает точность при определении соотношения потоков частиц. Это соотношение, используя в качестве опорной величины потоки протонов в каждом событии СКЛ (таблица 2.1), является основной величиной для разработки модели потоков ионов СКЛ. 42 Таблица 2.3. Параметры энергетического спектра частиц в событии СКЛ 1997. 11. 04 Частица C γ α p 1.29E05 4.65 0.59 He 367 4.84 0.216 C 3.06 4.18 0.094 N 0.900 4.31 0.083 O 6.15 4.67 0.154 Ne 1.05 5.40 0.227 Mg 1.56 5.21 0.352 Si 1.31 5.58 0.23 S 0.275 5.12 -0.01 Fe 2.78 5.80 0.31 Таблица 2.4. Параметры энергетического спектра частиц в событии СКЛ 1997. 11. 06 Частица C γ α p 1.37E06 3.55 0.31 He 5150 3.28 0.11 C 38.1 3.34 0.05 N 14.1 3.38 0.023 O 110.0 3.46 0.14 Ne 30.0 3.461 0.22 Mg 17.3 3.25 0.26 Si 18.1 3.86 0.11 S 5.72 3.62 0.19 Fe 85.9 3.80 0.44 Таблица 2.5. Параметры энергетического спектра частиц в событии СКЛ 1998. 04. 20 C γ α p 5.23E06 7.34 1.64 He 1.18E04 8.41 0.58 C 253. 11.1 0.76 N 56.5 11.6 0.68 O 371. 13.1 0.80 Ne 35.2 11.3 0.61 Mg 84.1 11.9 0.76 Si 25.6 10.21 0.30 S 2.20 10.1 0.07 Fe 1.62 11.0 0.06 43 Следует также иметь в виду, что для вычисления параметров энергетических спектров протонов и ионов гелия использовались данные спутников GOES. Дело в том, что, с одной стороны, на спутнике АСЕ нет прибора, позволяющего определить дифференциальные энергетические спектры протонов. С другой стороны, энергетический диапазон измерения потоков ионов Не в приборе SIS слишком узок (см. верхнюю границу энергетического диапазона в таблице 2.2), чтобы определить параметры спектра (формулы 2.1 и 2.2). Литература к главе 2. 2.1. Сомов Б. В. Космическая электродинамика и физика Солнца, М, Изд-во Моск. Ун-та, 1993, с.287. 2.2. Лучи космические солнечные. Вероятностная модель потоков протонов. ГОСТ-Р-25645.165-2001. Москва, 2001. 2.3. Ныммик Р.А. К вопросу о зависимости частоты событий солнечных космических лучей от уровня солнечной активности, Космические исследования, 35(2), 213-215, 1997. 2.4. Feynman J., Spitale G., and Wang J., Interplanetary proton fluence model: JPL 1991, J. Geophys. Res., 98(A8), 13281-13294, 1993. 2.5. Разработка моделей заряженных частиц солнечных и галактических космических лучей вне магнитосферы Земли (Отчет по НИР «РадиацияКанопус»). НИИЯФ МГУ, 2003. 2.6. Подготовка предложений в проект нормативного документа в части моделей протонов и тяжелых заряженных частиц солнечных и галактических космических лучей (отчет по 2 этапу НИР «РадиацияКанопус»). НИИЯФ МГУ, 2005. 2.7. Bazilevskaya G.A., Vashenyuk E.V., Ishkov V.N., et al., Catalogue of Energy Spectra of Solar Proton Events of 1970-1979, Logatshov Yu.I. (ed.), IZMIRAN, Moscow, 1986. 44 2.8. Bazilevskaya G.A., Vashenyuk E.V., Ishkov V.N et al., Solar Proton Events, Catalogue for 1980-1986, Logatshov Yu.I. (ed.), Inter-agency Geophysical Committee, Moscow, 1990. 2.9. Sladkova A.I., Bazilevskayа G.A, Ishkov V.N., et al., Catalogue of Solar Proton Events, 1987-1996, Ed. Yu.I.Logatchov, Moscow University, (1998). 2.10. Nymmik R.A., Averaged Energy Spectra of Peak Flux and Fluence Values in Solar Cosmic Ray Events, Proc. 23rd ICRC, Calgary, 3, 29-32, 1993. 2.11. Nymmik R.A., Behavioral Features of Energy Spectra of Particle Fluences and Peak Fluxes in Solar Cosmic Rays, Proc. 24th ICRC, Roma, 4, 66-69, 1995. 2.12. Ныммик Р.А., Статистико-функциональный анализ характеристик энергетических спектров частиц (1 Z 28) солнечных космических лучей, Изв. РАН, сер. физ., 61(6), 1058-1061, 1997. 2.13. Моттль Д.А., Ныммик Р.А., Энергетические спектры солнечных космических лучей: действительность и мифы, Изв. АН, сер. физ. 67(4), 465-468, 2003. 2.14. McGuire R.E., Rosenvinge T.T. and McDonald F.B. The composition of solar energetic particles. Ap. J., 301, 938-961, 1986. 2.15. Reames D.V. Solar energetic particles: sampling coronal abundances. Space Science Reviews, 85, 327-340, 1998. 2.16. Mazur J.E., Mason G.M., Klecker B., McGuire R.E., The energy spectra of solar flare Hydrogen, Helium, Oxygen and Iron: evifdence for stochastic acceleration, Ap. J., 401, 398-410, 1992. 2.17. АСЕ - http://www.srl.caltech.edu/ACE 45 3. ПОТОКИ ЧАСТИЦ РАДИАЦИОННЫХ ПОЯСОВ ЗЕМЛИ 3.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных В околоземном космическом пространстве наряду с потоками частиц межзвездного и солнечного происхождения существует еще одно радиационное поле, называемое естественными радиационными поясами Земли (ЕРПЗ). Это поле формируется из-за существования «магнитной ловушки» в приближенно дипольном магнитном поле Земли из заряженных частиц (электронов, протонов, ионов), непосредственно приходящих из межпланетного пространства, или из частиц, которые возникают в результате ядерных реакций при взаимодействии частиц ГКЛ и СКЛ с атомами атмосферы Земли. В первом случае основным механизмом образования захваченных частиц считается диффузия частиц солнечного ветра вглубь магнитосферы от ее границ из-за флуктуаций магнитного и электрического полей [3.1]. Во втором – образование нейтронов «альбедо», распадающихся на протон и электрон (время полураспада ~12 минут), которые при определенных условиях и становятся захваченными частицами [3.2]. Обсуждаются и другие механизмы появления захваченных частиц, связанные с динамическими процессами в магнитосфере Земли [3.3]. Попавшие в ловушку частицы начинают двигаться по определенным траекториям до тех пор, пока не выбывают из нее вследствие процессов взаимодействия с атомами атмосферы или плазменными волнами, существующими из-за динамических процессов в магнитосфере. Наличие «магнитной ловушки» и закономерности движения заряженных частиц в ней хорошо исследованы теоретически в статическом дипольном магнитном поле в адиабатическом приближении [3.4]. С учетом этих предположений заряженная частица в магнитной ловушке такого «идеального» поля может существовать бесконечно долго, а ее траектория движения может быть представлена в виде суперпозиции периодических движений (рис. 3.1): 1. -вращения вокруг силовой линии (ларморовского вращения); трёх 46 2. -колебаний мгновенного центра ларморовской окружности (ведущего центра) вдоль силовой линии магнитного поля между точками отражения (зеркальными точками); 3. -дрейфа ведущего центра вокруг (по долготе) Земли. Рис. 3.1..Траектория движения захваченной частицы вдоль силовой линии. Наличие дрейфа ведущего центра частиц по долготе приводит к переходу частиц с одной силовой линии на другую, которые образуют вокруг Земли замкнутую поверхность, называемую дрейфовой оболочкой. При этом в реальном магнитном поле Земли частицы не могут дрейфовать сколь угодно долго из-за их выбывания из потока в процессах рассеяния. Поэтому условием «захваченности» частицы считается условие, если период их дрейфа вокруг Земли T1 (которое значительно больше периода их колебания между зеркальными точками T2 ) меньше, чем время их жизни. Непрерывные процессы поставки и выбывания частиц устанавливают на каждой дрейфовой оболочке определенный (квазистационарный) поток захваченных частиц, который меняется в результате как долговременных (связанных с изменением солнечной активности), так и кратковременных вариаций (связанных с возмущениями магнитного поля) из-за изменения условий поставки и выбывания частиц. Общая картина движения захваченных заряженных частиц по 47 дрейфовым оболочкам, рассмотренная выше, позволяет свести движение захваченных частиц в трехмерном пространстве, к двухмерному, что упрощает процедуру описания распределения потоков захваченных частиц. Для этого вводится специальная система геомагнитных координат (L,B), предложенная Мак-Илвайном [3.4]. Параметр характеризует L пространственное положение дрейфовой оболочки и в дипольном поле определяется как расстояние от центра магнитного диполя (смещенным относительно центра Земли) до точки пересечения данной силовой линии с плоскостью геомагнитного экватора, выраженное в радиусах Земли. Параметр B - индукция магнитного поля, которая фиксирует точку на заданной дрейфовой оболочке L. Магнитная ловушка Земли содержит дрейфовые оболочки со значениями параметра L 1.10 10. Однако, несмотря на общее понимание закономерностей формирования РПЗ, количественное описание и разработка моделей потоков частиц РПЗ на физическом уровне встречает значительные трудности из-за многообразия сложных динамических процессов, происходящих в околоземном космическом пространстве. В настоящее время благодаря развитию компьютерной техники наиболее «продвинутой» из таких моделей является модель SALAMBO [3.5]. Однако, эта модель для получения реалистичных результатов требует дальнейшего улучшения и сейчас мало пригодна для практических приложений. Поэтому в настоящее время при планировании космических орбитальных полетов используют эмпирические модели, разработанные на основе имеющихся экспериментальных данных. К таким моделям, в первую очередь, относятся модели NASA AE8 (электроны РПЗ с энергией 0,04-8 МэВ) [3.6] и AP8 (протоны РПЗ с энергией 0,1-400 МэВ) [3.7] и аналогичные модели НИИЯФ МГУ (см. [3.8]). Эти модели основаны на данных огромного числа различных приборов, установленных на различных спутниках в течение длительного промежутка времени с 1959 по 1978. Эти модели представляют из себя таблицы потоков частиц РПЗ в (L,В)-координатах 48 (модели НИИЯФ) или (L,В/В0)-координатах (модели NASA, где В0 напряженность магнитного поля на геомагнитном экваторе на данной дрейфовой оболочке). В этих таблицах содержаться значения усредненных потоков частиц за большой промежуток времени (несколько месяцев) для периодов минимума и максимума солнечной активности, то есть указанные модели являются статическими. Ранние версии моделей НИИЯФ были приняты как Государственный стандарт СССР [3.9,3.10]. Модели NASA и НИИЯФ не могут быть использованы напрямую для прогнозирования потоков частиц при любой солнечной активности между максимумом и минимумом, а также во время возмущений магнитосферы Земли. Несмотря на это, они наиболее широко используются для оценки радиационных условий при проектировании космических полетов, так позволяют рассчитать потоки частиц РПЗ для долговременных полетов и для всей практически значимой области околоземного космического пространства. При этом вопрос о точности моделей остается до конца не изученным [3.11]. Это связано, во-первых, с экстраполяцией значений потоков частиц в некоторые области пространства, где на момент разработки моделей отсутствовали экспериментальные данные. Особенно это относится к потокам частиц с энергией менее ~10 МэВ на высотах менее ~1000 км. Вовторых, принцип построения моделей делает результаты расчетов зависимыми от выбора и точности использованных моделей магнитного поля Земли, которое, в свою очередь, меняется во времени из-за векового дрейфа его внутренних источников [3.12]. Кроме того, нельзя сбрасывать со счетов недостоверность некоторых экспериментальных данных из-за ошибочной работы спутниковых приборов. Поэтому до настоящего времени проводится анализ и обобщение новых экспериментальных данных, и разрабатываются новые модели потоков РПЗ [3.13-3.15]. Однако, эти модели, как правило, основываются на экспериментальных данных, ограниченных в пространстве и во времени, и не 49 обладают необходимой общностью. Единственной новой моделью, которая может конкурировать с моделями NASA и НИИЯФ, является модель TPM-1 [3.16]. Эта модель предсказывает потоки протонов с энергией ~1-100 МэВ, но ее предсказания для низких орбит не совпадают с предсказаниями модели AP8 [3.17]. Поэтому для экспериментальных выяснения истины спутниковых желателен данных, анализ полученных новых для продолжительного периода времени приборами с широким набором энергетических каналов. В настоящем обзоре такой анализ выполнен для потоков протонов, зарегистрированных в 2001-2005 г.г. приборами двух полярных спутников: американского NOAA-17 и российского КОРОНАС-Ф. Также проведено сравнение экспериментальных данных, представленных в базах данных [3.18,3.19], с табличными данными модели AP8. 3.2. Подготовка исходных данных для разработки и усовершенствования расчетных моделей 3.2.1. Методика обработки экспериментальных данных Спутник NOAA-17 относятся к классу низкоорбитальных спутников, со следующими параметрами орбиты: высота - ~810-820 км, наклонение - 98 град. Спутники имеют строгую ориентацию – одна их осей спутника всегда направлена в «зенит». Прибор SEM-2, установленный на спутниках, позволяет измерять потоки протонов полупроводниковыми детекторами в энергетических каналах от 30 keV до 6.9 MeV, >6.9 MeV (узкообзорные детекторы) и 16-140 MeV, >140 MeV (широкообзорные детекторы). Причем для регистрации потоков протонов низких энергий узкообзорными детекторами на спутниках NOAA-15 -17 для одинаковых интервалов энергий (30-80 кэВ, 80-240 кэВ, 240-800 кэВ, 0.8-2.5 МэВ, 2.5-6.9 МэВ и > 6.9 МэВ) существует два детектора, установленные перпендикулярно друг другу: 0-детектор смотрит в «зенит» и 90-детектор смотрит в противоположную сторону по отношению к направлению вектора скорости спутника. Соответственно, вблизи экватора ( 50 ~30) 0-детектор измеряет поток протонов, практически направленный перепендикулярно к силовой линии магнитного поля Земли (то есть захваченные протоны), а 90-детектор – вдоль силовой линии (то есть протоны, высыпающиеся в конус потерь). На участках орбиты спутника, пересекающих силовые линии вдали от экватора (на высоких широтах орбиты спутника), указанная ориентация детекторов относительно силовых линий изменяется на противоположную. Спутник КОРОНАС-Ф имел наклонение орбиты 83 и в 2001 г. был запущен на высоту ~500 км, которая начала резко снижаться в 2004 г., и в конце срока своего существования в 2005 г. имел высоту ~ 350 км. Прибор МКЛ, установленный на спутнике КОРОНАС-Ф, измерял потоки протонов в энергетических каналах 1 -5, 14 -26, 26 -50 и 50 -90 МэВ. Сигналы последних трех энергетических каналов регистрировались широкообзорным детектором. Центральная ось всех детекторов была направлена в сторону противоположную направлению «на Солнце». Из-за низкой высоты спутника КОРОНАС-Ф его детекторы не могли регистрировать потоки захваченных частиц на дрейфовых оболочках вблизи геомагнитного экватора. На высоких широтах потоки частиц, перпендикулярные силовым линиям, регистрировались в вечерние и утренние часы полета спутника. Потоки захваченных протонов были взяты из базы данных, созданной в НИИЯФ МГУ [3.18]. Данные приборов спутника NPOES-17 были взяты из Интернета [3.19]. Геомагнитные координаты спутников для пересчета геоцентрических координат спутников в геомагнитные координаты (L,B) использовалась модель магнитного поля Земли DGRF-2000 [3.20], являющаяся международным стандартом. Обработка экспериментальных данных по потокам протонов, приводимых в базах данных, проводилась путем их разбиения на группы, относящиеся к отдельным L-оболочкам, с последующим их усреднением внутри отдельных бинов В, на которые для любой L-оболочки разбивался 51 интервал значений напряженности геомагнитного поля от B0 (геомагнитный экватор) до Bmax (максимально регистрируемое значение ). Счет широкообзорных детекторов NL(В) или NL(В/B0) в каждой точке BВ/2 дрейфовой оболочки L непосредственно пересчитывался во всенаправленный поток протонов ФL(B) или ФL(B/B0) с учетом их геометрических факторов и полагая, что поток протонов является изотропным. Счет узкообзорных детекторов спутников NOAA сначала пересчитывался в направленный поток протонов FL(B) или FL(B/B0) в каждой точке BВ/2 дрейфовой оболочки L с учетом геометрического фактора детекторов, и затем по этой зависимости восстанавливалось питч-угловое распределение захваченных протонов FL(k) в любой точке Bk < B, учитывая соотношение sin 2 k Bk 1 . B (3.1) Окончательно, зависимость FL(k) в любой точке Bk пересчитывалась во всенаправленный поток согласно формуле 2 L Bk 2 FL sin dd . (3.2) 0 3.2.2. Сравнение новых экспериментальных данных с модельными расчетами Зависимость потока протонов от параметра дрейфовой оболочки Сравнение различных экспериментальных энергий от L-параметра зависимостей дрейфовых потоков протонов оболочек, которые пересекаются орбитой спутников NOAA и КОРОНАС-Ф, с расчетными данными по модели AP8, приведены на рис. 3.2 и 3.3. Из рис. 3.2 и 3.3 можно сделать несколько выводов, учитывая, что на дрейфовых оболочках L < ~2 регистрируются потоки протонов в области ЮАА, а при более высоких значениях L – вне этой области. Для 52 широкообзорных детекторов обоих спутников (рис. 3.2Б и 3.3) и для узкообзорного «0»-детектора, измеряющих потоки протонов больших энергий (более 6.9 МэВ), существует удовлетворительное согласие экспериментальных и модельных данных на дрейфовых оболочках L < ~2.0. Небольшие потоки протонов таких же энергий, которые регистрируют детекторы на дрейфовых оболочках L > ~2.0, моделью не учитываются. Эти потоки можно объяснить двумя причинами: частично из-за «ложных» сигналов (шум детекторов) и из-за «действительных» потоков частиц, которые включают изотропный поток протонов, создаваемый в результате распада нейтронов альбедо и высыпания захваченных протонов на краях дрейфовых оболочек. Для узкообзорных детекторов спутника NOAA, регистрирующих потоки протонов с энергией E < 6.9 МэВ, удовлетворительное согласие экспериментальных и модельных данных наблюдается для «90»-детекторов (рис. 3.2А), которые измеряют потоки захваченных протонов (с питч-углами 90~30) на дрейфовых оболочках L = ~2 5. Причем с увеличением энергии протонов, как видно из рис. 3.2А, наблюдается постепенное смещение максимального значения как экспериментального, так и модельного потока протонов в сторону меньших значений L. «0»-детектор на этих дрейфовых оболочках регистрирует небольшие потоки протонов, которые не объясняются модельными данными. Эти результаты дают возможность констатировать, что регистрируемые «90»-детектором потоки протонов на оболочках L = ~2 5 являются захваченными и формируются в результате радиальной диффузии протонов, приходящих с границы магнитосферы. 53 (А) (Б) Рис 3.2. Зависимости потоков протонов от L-параметра, зарегистрированные узкообзорными (А) и широкообзорными (Б) дектекторами на спутнике NOAA-17 в апреле 2005 года в сравнении с расчетами по модели АР8 (зеленые точки). Энергия протонов указана в поле рисунка. Рис 3.3. Зависимости потоков протонов от L-параметра, зарегистрированные на спутнике КОРОНАС-Ф в апреле 2005 года в сравнении с расчетами по модели АР8 (голубые точки). Энергия протонов указана в поле рисунка. 54 Однако, наряду с указанными совпадениями модельных и экспериментальных данных, представленных на рис. 3.2А и 3.3, между ними существуют и существенные расхождения. Во-первых, как «0»-детектор, так и «90»-детектор прибора спутника NOAA регистрируют повышенные потоки протонов с энергией > 6.9 МэВ на дрейфовых оболочках L > ~ 3-3.5. Предварительные исследования показали, что нижняя граница значений L, на которых наблюдаются высокоэнергичные потоки протонов, зависит от уровня возмущенности магнитосферы и смещается в сторону меньших L. Этот результат требует дополнительного изучения, и в настоящей статье обсуждаться не будет. Во-вторых, как видно из рис. 3.2А и 3.3, существует значительное расхождение экспериментальных и модельных потоков протонов с энергиями E < 6.9 МэВ на дрейфовых оболочках L < ~2. Для «0»-детектора спутника NOAA и детектора, регистрирующего протоны с энергией 1-5 МэВ на спутнике КОРОНАС-Ф, это расхождение указывает на «неправильность» модели потоков захваченных частиц (питч углы протонов ~9030). Для «90»-детектора спутника NOAA, ось которого при пересечении дрейфовых оболочек L < ~2 находится в конусе потерь, это расхождение экспериментальных и модельных данных можно объяснить существованием потока высыпающихся протонов, возникающих в результате питч-угловой диффузии. Этот результат требует дальнейшего обоснования. В настоящем отчете в дальнейшем будут рассматриваться только захваченные протоны. Зависимость захваченных потоков протонов на разных дрейфовых оболочках от В-параметра Типичные зависимости всенаправленного потока захваченных протонов ФL(B/B0) от относительной напряженности магнитного поля B/B0, измеренные приборами спутников NOAA и КОРОНАС-Ф и устанавливаемых моделью АР8 для различных дрейфовых оболочек, приведены на рис. 3.4А и 3.4Б. Как видно из этих рисунков, для низких дрейфовых оболочек L < ~1.2 55 только орбита спутника NOAA позволяет измерять потоки протонов на экваторе (B/B0 = 1) и в любой другой точке этих дрейфовых оболочек. Более высокие дрейфовые оболочки орбита спутника NOAA пересекает на участках вдали от экватора (B/B0 > 1). Последний вывод так же относится к орбите спутника КОРОНАС-Ф и любым дрейфовым оболочкам. Для узконаправленных детекторов (рис. 3.4А) зависимости ФL(B/B0) приводятся для «0»-и «90»-детекторов прибора спутника NOAA-17. В соответствии с ориентацией этих детекторов относительно силовой линии «0»-детектор регистрирует захваченные протоны на дрейфовых оболочках L < 1.8 (красные кривые), а «90»-детектор - на оболочках L > ~2.5 (синие кривые). В переходной области на оболочках L = ~1.8 - 2.5 оба детектора находятся под большим углом к силовой линии (~35-55) и их счет не в полной мере отражает поток захваченных протонов. Как видно из рис. 3.4А и 3.4Б, существуют определенные расхождения между экспериментальными и модельными данными. Для узкообзорных детекторов (рис. 3.4А) экспериментальные данные лежат выше модельных при малых L < 1.4-1.6, практически совпадают с модельными при L = ~1.8 и лежат ниже при L > 1.8. Экспериментальные данные широкообзорных детекторов (рис. 3.4Б) при L < 1.8 лучшее согласуются с модельными потоками протонов (что уже было отмечено при обсуждении рис. 3.2 и 3.3), однако, и в этом случае модельные кривые, как правило, лежат выше экспериментальных. 56 (А) (Б) Рис. 3.4. Экспериментальные (точки) и модельные (кривые) потоки протонов с энергиями А) 0.8-2.5 МэВ (NOAA-17) и 1-5 МэВ (КОРОНАС-Ф) и Б) > 16 МэВ (NOAA-17) и > 14 МэВ (КОРОНАС-Ф) на разных L-оболочках в зависимости от относительной напряженности магнитного поля. Сплошные и пунктирные кривые – модель для минимума и максимума солнечной активности, соответственно. Из рис. 3.4 экспериментальных также видно, данных, что существует зарегистрированных хорошее детекторами согласие разных спутников (NOAA и КОРОНАС-Ф) для протонов близкой энергии. Из приведенных данных можно сделать вывод, что модель AP8 занижает потоки протонов низкой энергии на дрейфовых оболочках L < ~1.6. Для более высоких дрейфовых оболочек, на которых потоки протонов регистрируются вдали от геомагнитного экватора (B/B0 > 1), модель AP8 завышает потоки как низкоэнергичных, так и высокоэнергичных протонов. Следует отметить, что уменьшение экспериментальных значений ФL(B) с увеличением значений B с некоторой долей приближения (приемлемой для практических применений), как видно из рис. 3.5А, происходит по одному и тому же закону во всем рассмотренном диапазоне значений L. Вывод об одинаковом законе изменения экспериментальных значений ФL(B/B0) на разных дрейфовых оболочках L < 1.8 можно сделать и для 57 экспериментальных данных, полученных широкообзорными детекторами (рис.3.5Б). (А) (Б) Рис. 3.5. Зависимость потока протонов с энергией 0.8-2.5 МэВ (А) и 70-140 МэВ, зарегистрированные на спутнике NOAA-17 на разных L-оболочках (указаны в поле рисунка). Особый интерес представляет сравнение зависимостей потоков протонов ФL(B) на дрейфовых оболочках L < 1.2, которые орбита спутника NOAA пересекает на всем их протяжении (B/B0 1), включая геомагнитный экватор. Типичные зависимости потоков протонов Ф(B) от напряженности магнитного поля B, которые регистрируют «0»-детекторы спутника NOAA на таких дрейфовых оболочках, приведены на рис. 3.6А и 3.6Б. Из этих рисунков видно, что зависимости Ф(B) для рассматриваемых дрейфовых оболочек можно (в пределах ошибок) описать одной кривой, хотя потоки протонов на каждой дрейфовой оболочке, естественно, регистрируются только при значениях напряженности магнитного поля B > B0 [Гс] = 0.3/L3. 58 (А) (Б) Рис. 3.6. Потоки захваченных протонов с энергией 0.8-2.5 МэВ (А) и 70-140 МэВ (Б), зарегистрированные детекторами прибора спутника NOAA-17 на низких дрейфовых оболочках (указаны в поле рисунка). Зависимость потоков протонов разных энергий от В-параметра На рис. 3.7А приведены зависимости абсолютных значений всенаправленных потоков протонов ФL(B) различной энергии на дрейфовой оболочке L= 1.20, измеренные детекторами спутника NOAA-17 вдоль дрейфовой оболочки начиная с геомагнитного экватора (B = B0 = 0.175 Gauss). На рис. 3.7Б представлены эти же, но нормированные кривые. Из рис. 3.7А видно, что поток протонов при определенной напряженности магнитного поля B уменьшается с увеличением энергии. При этом при любой энергии на кривых ФL(B) существует участок резкого уменьшения потока протонов, за который ответственны захваченные протоны в области ЮАА, и участок приблизительно постоянных потоков протонов, которые регистрируются вне области ЮАА и, по-видимому, связаны с потоками высыпающих протонов в точках, удаленных от экватора. 59 Причем переход от одного участка к другому начинается при меньших значениях B для протонов низких энергий, что хорошо видно на рис. 3.7Б. Из рис. 3.7Б также видно, что нормированные кривые в пределах ошибок совпадают на участках захваченных потоков протонов. Этот результат характерен и для других дрейфовых оболочек. (А) (Б) Рис. 3.7. Абсолютные (А) и нормированные (Б) потоки захваченных протонов разной энергии (указаны в поле рисунка), зарегистрированные детекторами прибора спутника NOAA-17 на дрейфовой оболочке L = 1.20. Литература к главе 3 3.1. Тверской Б.А. Динамика радиационных поясов Земли. М.: Наука. 1985. 3.2. Ifedili S.O. Atmospheric Neutrons and Their Contributions to the Earth’s Radiation Belts. J.Geomag. Geoelectr. V.43. P. 255-266. 1991. 3.3. Модель космоса. Т.1. / Под ред. М.И.Панасюка. Москва: Из-во КДУ. 2007. 3.4. Хесс В. Радиационный пояс Земли и магнитосфера. Атомиздат.1972 60 3.5. D. Boscher and S. Bourdarie, “Modeling the radiation belts : what are the important physical processes to be taken into account in models ?,” Adv. Space Research, 28-12, 1739, 2001. 3.6. J. Vette, “The AE-8 trapped electron model environment”. NASA report NSSDC 91-24, NASA/GSFC, Greenbelt, MD, USA, 1991. 3.7. Sawyer D.M., Vette J.I. AP-8 Trapped Proton Environment for Solar Maximum and Solar Minimum, NASA report NSSDC/WDC-A-R&S 76-06, 1976. 3.8. Гецелев И.В., Зубарев А.И., Пудовкин О.Л. Радиационная обстановка на борту космических аппаратов. ЦИПК. 2001. 3.9. ГОСТ 25645.138-86. Пояса Земли радиационные. Пространственноэнергетические характеристики плотности потоков протонов. Издательство стандартов, Москва, 1987 3.10. ГОСТ 25645.139-86. Пояса Земли радиационные. Пространственноэнергетические характеристики плотности потоков электронов. Издательство стандартов, Москва, 1987 3.11. Armstrong T.W., Colbom B. L. Evaluation of Trapped Radiation Model Uncertainties for Spacecraft Design. NASA/CR-2000-210072. Science Applications International Corporation, Prospect, TN (Prepared for Marshall Space Flight Center) 3.12. Daly, E.J., J. Lemaire, D. Heynderickx, D.J. Rodgers, Problems with models of the radiation belts, IEEE Trans. on Nucl. Sci., 43, No 2, 403, 1996. 3.13. M. S. Gussenhoven, E. G. Mullen, M. D. Violet, C. Hein, J. Bass, and D. Madden, “CRRES high energy proton flux maps,” IEEE Trans. on Nucl. Sei., vol. 40, no. 6, pp. 1450-1457, December I993. 3.14. D. H. Brautigam, M. S. Gussenhoven, E. G. Mullen, “Quasistatic model of outer zone electrons,” IEEE Trans. on Nucl. Sci., vol. 39, no. ti, pp. 1797-1 803, December 1992. 61 3.15. Heynderickx D., Kruglanski M., Pierrard V., Lemaire J., Looper M.D., and Blake J.B., A new low altitude trapped proton model for solar minimum conditions based on SAMPEX/PET data, IEEE Trans. Nucl. Sci. VOL. 46, 1475, 1999. 3.16. Huston S.L. and Pfitzer K.A. Space environment effects: Low-Altitude Trapped Radiation Model. //Technical report CR- 208593. NASA. 1998. 3.17. Huston S.L., Space environments and effects: Trapped proton model. //Technical report CR- 211784. NASA. 2002 3.18. База данных НИИЯФ МГУ по потокам протонов и электронов (http://smdc.magnetosphere.ru) 3.19. База данных NOAA по потокам протонов и электронов (http://poes.ngdc.noaa.gov) 3.20. Модель магнитного поля Земли на низких высотах – IGRF. (http://www.ngdc.noaa.gov/IAGA/vmod/igrf.html) 62 4. ПРОНИКНОВЕНИЕ ПОТОКОВ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ ЗЕМЛИ 4.1. Систематизация экспериментальных и теоретических данных В околоземном космическом пространстве структура и величина потоков заряженных частиц во многом определяются структурой геомагнитного поля. С одной стороны, геомагнитное поле удерживает потоки заряженных частиц, именуемых захваченной радиаций – радиационными поясами Земли. С другой стороны, геомагнитное поле избирательно (в зависимости от жесткости заряженных частиц) пропускает в околоземное пространство потоки частиц ГКЛ и СКЛ, которые приходят из межпланетного пространства. Закономерности проникновения заряженных частиц в магнитосферу Земли определяются так называемой магнитной жесткостью частиц R [ГВ], зависящей не только от энергии E [ГэВ], но и от отношения массового числа частицы A к ее заряду Q (нормированному на заряд электрона e) R A ( E ( E 1.88) Q (4.1) Теория проникновения космических лучей в магнитосферу Земли в общем виде была разработана Штермером, который рассмотрел задачу о движении заряженных частиц в поле магнитного диполя [4.1]. Штермером были введены многие основные понятия, использующиеся при анализе данного явления. Так, введение специальной единица длины S, названной впоследствии штермеровской, QeM S mVc 1/ 2 (где Qe - заряд частицы в единицах СИ, M - магнитный момент диполя, m и V - масса и скорость частицы c - скорость света) позволяет анализировать уравнения движения частиц в безразмерном виде, независимо от энергии частиц. Кроме того, Штермером были определены разрешенные и запрещенные области движения частиц, а также рассчитаны жесткости частиц R, приходящих в заданную точку с восточного и западного направлений. Вывод основных уравнений и анализ полученных решений подробно излагается в [1.1-1.4]. 63 Расчеты проникновения частиц в магнитное поле, представленное в виде диполя, показывают, что заряженные частицы могут проникать вглубь магнитосферы Земли, если их жесткость превосходит некоторую жесткость (называемую жесткостью геомагнитного обрезания – Rc), заданную формулой : Rc 56.8 cos 4 1 r 2 1 1 cos 3 sin sin 2 (4.2) 2 Здесь r - расстояние от центра Земли, отчитываемое в ее радиусах; геомагнитная широта; α - питч-угол частицы; φ - фаза вращения вектора скорости частицы вокруг силовой линии, отсчитываемая от меридиональной плоскости. Жесткость обрезания частиц, приходящих в плоскость магнитного меридиана, определяется как: Rc где L 14.2 cos 4 14.2 2 r2 L (4.3) r - параметр силовой линии (параметр Мак-Илвайна), который cos 2 равен расстоянию на экваторе до данной силовой линии. С восточного направления могут приходить частицы при жесткости больше, чем: R 56.8 (4.4) (4.5) 1 1 1 cos 3 с западного: R 56.8 1 1 1 cos 3 Однако источники магнитного поля Земли – токовые системы, находящиеся в недрах Земли и в самой магнитосфере, - создают в околоземном космическом пространстве магнитное поле, отличное от дипольного и подверженное возмущениям из-за нестационарных процессов в межпланетной среде. Поэтому существуют экспериментальные и 64 разрабатываются расчетные методы определения значений жесткости обрезания заряженных частиц космических лучей в реальной магнитосфере Земли. Экспериментальные методы используют результаты измерения потоков частиц СКЛ на орбитах КА. Во время движения спутника в высокоширотных областях Земли фиксируются координаты спутника, при которых детекторы начинают регистрировать приходящие потоки частиц СКЛ (в зависимости от их магнитной жесткости). Взаимосвязь координат с жесткостью регистрируемых частиц позволяют определять жесткости обрезания частиц в данной точке пространства. Если одновременно имеются данные о возмущенности геомагнитного поля, в таких экспериментах можно определить и закономерности изменения жесткостей обрезания от уровня возмущенности магнитосферы. Однако, в настоящее время экспериментальных данных о проникновении частиц в магнитосферу недостаточно, чтобы установить жесткость обрезания в любой точке магнитосферы Земли, тем более, что эта жесткость зависит и от возмущенности магнитосферы и местного времени. Поэтому наиболее полные данные, необходимые для определения жесткости обрезания и оценки потоков частиц космических лучей на разных орбитах КА, можно получить на основе расчетных методов. Эти методы основываются на математических моделях реального геомагнитного поля, в которых учитывается наличие главного магнитного поля, создаваемого токовыми источниками внутри Земли, и его искажение, связанное с токовыми источниками в магнитосфере Земли. Следует отметить, что стационарное модели состояние геомагнитного магнитного поля поля, учитывают но и его не значительные кратковременные вариации, вызванные вариациями солнечного ветра. Расчетное определение жесткости обрезания только 65 Теория Штермера, сформулированная для дипольного магнитного поля Земли, может быть использована лишь для весьма грубого качественного анализа проникновения заряженных частиц в магнитосферу Земли, имеющего более сложную конфигурацию. Уже из-за неоднородного распределения внутренних источников магнитное поле Земли искажается и не может считаться строго дипольным. Модель такого поля стандартизована международным геомагнитного стандартом поля в [4.5]. Кроме магнитосфере внутренних существуют источников токовые системы, параметры которых существенным образом зависят от внешних условий – скорости и плотности солнечного ветра и межпланетного магнитного поля. Эти токовые системы в свою очередь создают магнитное поле, вклад от которого в полное геомагнитное поле становится особенно заметным на расстоянии в несколько радиусов Земли. Существующие математические модели магнитного поля Земли (см., например, [4.6, 4.7]) позволяют описать реальное магнитное поле Земли с учетом, как неоднородного распределения внутренних источников, так и внешних токовых полей, меняющихся с геомагнитной возмущенностью. Эти модели строятся путем интерполяции и обобщении большого числа экспериментальных данных. При этом для определения значения жесткости обрезания Rc в определенной точке околоземного космического пространства наиболее часто выбирают модель Цыганенко 89 [4.6], имеющую минимальный набор параметров, чтобы упростить анализ и обобщение результатов расчетов [4.8, 4.9]. Расчеты проводятся методом численного интегрирования, отслеживая траекторию движения заряженных частиц в магнитном поле. Методика определения значения жесткости обрезания в заданной точке магнитосферы Земли состоит в следующем. Частица с зарядом, противоположным заряду частицы (ядра с отрицательным зарядом), инжектируется из заданной точки (характеризуемой значением Rc) в магнитосферу в заданном направлении, и траектория частицы отслеживается либо до ее попадания в плотные слои атмосферы, либо до ее выхода за 66 границу магнитопаузы (частица считается ушедшей на бесконечность). Если траектория такой частицы пересекает верхнюю границу атмосферы, то интегрирование инжекции прекращается, считается а указанное запрещенным. Если направление же частица первичной уходит на бесконечность, то она считается пришедшей из межпланетного пространства. Подробно эти вопросы рассмотрены в монографии [4.2]. Согласно теории Штермера вероятность проникновения частицы с некоторой энергией (жесткостью) в заданную точку пространства зависит от направления прихода. При этом для любого направления нет однозначно определяемой граничной жесткости прихода, а существует полоса жесткостей (пенумбра), внутри которой разрешенные жесткости чередуются с запрещенными. При этом жесткость обрезания, выше которого все жесткости являются разрешенными, называется «главной» (RГ), все жесткости, ниже которой все жесткости прихода запрещены – «штермеровской» (RШ). Для однозначного определения жесткости обрезания вводится «эффективная» жесткость (Rэф), определяемая по формуле: Rэф RГ RГ GRc dRc , (4.6) RШ где G(Rc)=1 для разрешенных к приходу интервала жесткостей, G(Rc)=0 – для запрещенных интервалов прихода. Чаще всего для решения задач о проникновении частиц в магнитосферу используют результаты расчета эффективных жесткостей из вертикального направления (т.е. по радиусу Земли). В работах [4.8, 4.10-4.16] на основе разных математических моделей были выполнены систематические расчеты вертикальных эффективных жесткостей обрезания для узлов мировой географической координатной сетки для разных годов и для разных высот над уровнем моря. Результаты этих расчетов, представленных в виде таблиц, весьма полезны для практических оценок функции проникновения (R) частиц с жесткостью R для орбиты КА, которую вычисляют по формуле: R Ref T R Ref To 67 (4.7) где T(RRef) – время полета КА на тех участках орбиты, на которых для частиц выполняется условие RRef , To – заданное время полета. На рис.4.1 и рис.4.2 для примера приведены карты изолиний эффективной вертикальной жесткости обрезания на высоте 450 км, полученные в работе [1.8] при двух уровнях возмущенности магнитосферы (значения Kp-индекса равны 0 и 2) с усреднением по местному времени. Данные, приведенные на рис. 4.1 и 4.2, служат основой для определения функции проникновения частиц на орбиты КА. Однако, так как при этом необходимы данные, зависящие не только от широты и долготы, но и высоты, то использование их в таком наборе не представляется возможным из-за огромных временных затрат. Поэтому для упрощения расчетов функции проникновения на орбиты КА в практических приложениях разрабатываются упрощающие методики, позволяющие воспользоваться мировой сеткой вертикальных жесткостей обрезания, вычисленных методом траекторных расчетов при одном значении высоты и Kp-индекса (рис. 4.1 или 4.2). 68 Рис. 4.1. Изолинии жесткостей обрезания на высоте 450 км при Kp= 0. Рис.4.2. Изолинии жесткостей обрезания на высоте 450 км при Kp = 2. 69 Такая методика была разработана ранее в [4.17, 4.18]. Однако при разработке этой методики были использованы весьма скудные экспериментальные и расчетные данные, существующие в то время в литературе, что не могло не влиять на точность методики. В рамках настоящей работы на ее последующих этапах предполагается разработать уточненную версию методики [4.17, 4.18], используя результаты специальных траекторных расчетов. 4.2. Подготовка исходных данных для усовершенствования расчетных моделей разработки и 4.2.1. Методика расчета эффективных вертикальных жесткостей геомагнитного обрезания Существуют стандартные программные пакеты, в частности, предназначенные для моделирования взаимодействия частиц со средой, в которые заложена возможность взаимодействия заряженных частиц, в том числе и с магнитным полем. Однако, в связи с их изначальным предназначением, эти программные продукты не только не учитывают ряда характерных особенностей расчета вертикальных жесткостей обрезания, но и, зачастую, содержат ошибки, затрудняющие их использование. Из-за массы лишних для настоящей задачи возможностей они сложны в управлении и настройке, а модификация их кодов для рассматриваемой задачи неоправданно требует увеличение потребляемых вычислительных ресурсов. Поэтому для проведения настоящих расчётов было создано специальное программное обеспечение на языках FORTRAN и C, которое использовалось на кластере из 10 персональных компьютеров. Техника расчёта Ref Расчёт для каждой точки (λi,φi) географической карты выполнялся общеизвестным методом численного интегрирования траекторий пробных заряженных частиц, выпускаемых в локальном радиальном направлении с заданной жёсткостью с противоположным зарядом. Границей атмосферы считалась высота 20 км над International Reference Ellipsoid (WGS-82) и 70 попавшие внутрь этой области во время прослеживания траектории частицы считались запрещёнными. Частицы, вылетавшие за 15 RE от центра Земли, считались разрешёнными к проникновению. В качестве базовой модели геомагнитного поля использовалась модель IGRF 2005 [4.5], учитывающая только внутренние источники поля Земли (для сравнения с другими авторами моделировались также и другие эпохи). В расчетах, учитывающих влияние внешних источников магнитного поля Земли, использовалась модель Цыганенко 1989 [4.6]. При интегрировании траектории частицы использовался алгоритм [4.7], учитывающий явную зависимость магнитного поля от времени, что позволяло корректно прослеживать и низкоэнергичные частицы, чьи времена движения иногда составляли десятки минут и часы. Шаг вдоль траектории вычислялся, исходя из "текущего" значения модуля магнитного поля (ларморовского радиуса RL прослеживаемой частицы) в каждой точке траектории по соотношению S=RL/C, где C > 20. Максимальное эмулируемое время движения частицы составляло 4.5 часа. Этого оказалось достаточно для надёжного вычисления Ref почти для всех точек карты, в том числе и для наименьших жёсткостей. Поскольку модель [4.6] не содержит никакой динамики и явной зависимости от времени, расчетное время движения частицы равное 4.5 часа, которое заметно больше характерных времён изменения состояния реальной магнитосферы, представлялось достаточным. Прослеживание частиц для каждой точки карты в области пенумбры выполнялось для дискретного ряда жёсткостей, начиная с некоторого достаточно малого Rmin, с постоянным шагом по R, равным dR=0.003 ГВ (в отдельных случаях 0.001 ГВ), до некоторого достаточно большого Rmax (конкретные Rmin и Rmax выбирались, исходя из координат (λi,φi) точки для сокращения времени счёта), в результате чего получалась структура пенумбры с сопутствующими значениями RГ и RШ, являющимися, соответственно, верхним и нижним порогами жёсткости обрезания 71 (формула 4.6). Расчёт необходимой для модели величины эффективной жёсткости Ref, характеризующей "прозрачность" пенумбры, выполнялся по стандартной методике: Reff = RШ + n dR, где n – число точек в интервале между RШ и RГ, для которых направления прихода получились в результате прослеживания запрещёнными. Расчетные значения Ref в зависимости от широты для некоторых значений долготы в сравнении с аналогичными данными для эпохи 1995 [4.8] приведены на рис. 4.3. В таблице 4.1 приводятся расчетные значения Ref, вычисленные с использованием базовой модели IGRF для эпохи 2005 г. на координатной сетке (λi,,φi) с усреднением по местному времени на поверхности сферы высотой Ho= 450 км над средним радиусом Земли (6471.2 Ref, ГВ км). Широта Широта Рис 4.3. Зависимости Ref от географической широты для нескольких долгот, рассчитанные с помощью IGRF 1995. Данные Smart et al обозначены именем первого автора, два набора данных настоящей работы, соответствующих дискретизациям по R, равным, соответственно, 0.01 ГВ и 0.001 ГВ, обозначены как Petr1 и Petr2. 72 Таблица 4.1. Базовая таблица Ref для эпохи 2005. Lat 0 30 60 90 120 150 180 210 240 270 300 330 85 80 75 70 65 60 55 50 45 40 35 30 25 20 15 10 5 0 -5 -10 -15 -20 -25 -30 -35 -40 -45 -50 -55 -60 -65 -70 -75 -80 -85 0,004 0,004 0,040 0,220 0,486 0,990 1,778 2,808 4,223 6,043 8,234 9,766 11,197 12,117 12,634 12,682 12,427 11,908 11,140 10,231 9,111 7,718 6,337 5,262 4,246 3,436 2,777 2,229 1,718 1,297 0,948 0,640 0,415 0,229 0,106 0,004 0,004 0,109 0,316 0,666 1,203 2,018 3,150 4,472 6,244 8,237 10,174 11,779 12,873 13,348 13,480 13,291 12,802 12,067 11,131 9,921 8,352 6,934 5,413 3,949 3,088 2,272 1,673 1,199 0,828 0,546 0,352 0,205 0,109 0,037 0,007 0,004 0,154 0,373 0,741 1,330 2,165 3,351 4,733 6,697 9,098 10,981 12,586 13,678 14,254 14,497 14,413 14,017 13,330 12,379 10,956 9,051 7,255 5,058 3,706 2,539 1,714 1,100 0,686 0,405 0,222 0,100 0,022 0,000 0,000 0,007 0,025 0,178 0,421 0,810 1,426 2,357 3,615 5,084 7,381 9,497 11,663 13,420 14,356 14,950 15,217 15,157 14,770 14,062 13,027 11,500 9,381 6,634 4,635 3,100 1,933 1,165 0,611 0,294 0,111 0,000 0,004 0,004 0,004 0,004 0,010 0,031 0,196 0,454 0,888 1,579 2,588 3,933 5,471 7,850 9,944 12,086 13,324 14,125 14,638 14,875 14,836 14,518 13,903 12,976 11,194 9,186 6,619 4,593 3,004 1,867 1,000 0,488 0,188 0,006 0,006 0,004 0,004 0,004 0,004 0,010 0,016 0,178 0,469 0,951 1,705 2,711 4,101 5,630 8,057 9,635 11,432 12,535 13,209 13,681 13,954 14,017 13,849 13,417 12,679 11,353 9,156 7,312 5,079 3,625 2,317 1,336 0,722 0,326 0,111 0,006 0,007 0,004 0,004 0,004 0,010 0,004 0,127 0,352 0,756 1,408 2,339 3,540 4,739 6,640 8,114 9,955 11,377 12,108 12,673 13,078 13,306 13,339 13,147 12,691 11,935 10,374 8,392 6,682 4,798 3,541 2,275 1,424 0,806 0,405 0,195 0,046 0,004 0,004 0,004 0,013 0,007 0,004 0,169 0,408 0,846 1,460 2,379 3,527 4,768 6,628 8,356 10,057 11,052 11,758 12,280 12,625 12,781 12,745 12,508 12,061 11,388 9,742 7,678 6,802 4,780 3,659 2,508 1,682 1,038 0,600 0,328 0,169 0,064 0,022 0,000 0,010 0,007 0,004 0,144 0,356 0,713 1,262 2,059 3,124 4,387 5,818 7,927 9,153 10,284 11,122 11,731 12,052 12,154 12,070 11,824 11,412 10,843 10,090 8,396 6,997 5,264 3,960 2,843 1,939 1,257 0,757 0,424 0,223 0,088 0,013 0,010 0,007 0,004 0,018 0,174 0,389 0,743 1,285 1,987 2,932 3,789 5,236 6,440 7,683 9,535 10,510 11,113 11,335 11,356 11,188 10,890 10,450 9,829 9,134 8,234 7,218 5,440 3,924 2,851 1,866 1,163 0,664 0,347 0,139 0,007 0,007 0,004 0,004 0,075 0,264 0,560 1,028 1,717 2,641 3,787 5,136 7,006 8,664 10,188 10,840 11,152 11,248 11,167 10,936 10,527 10,050 9,328 8,533 7,684 6,706 6,086 4,854 3,687 2,854 1,980 1,268 0,754 0,389 0,175 0,007 0,004 0,004 0,079 0,282 0,615 1,166 2,010 3,356 4,669 7,063 9,046 10,270 11,208 11,770 11,950 11,851 11,536 11,029 10,354 9,561 8,544 7,417 6,334 5,602 4,915 3,983 3,222 2,570 1,990 1,464 0,985 0,622 0,341 0,151 73 Таблица 4.1 является базовой для дальнейшей разработки модели проникновения заряженных частиц космических лучей в магнитосферу Земли. Однако для разработки модели проникновения потоков частиц в магнитосферу Земли одной базовой таблицы 4.1 эффективных жесткостей обрезания Ref , основанной на модели внутренних источников IGRF, недостаточно. Необходимо еще учесть, что эффективная жесткость обрезания Ref, рассчитанная в базовой таблице 4.1, на самом деле отличается от действительной из-за искажения геомагнитного поля внешними токовыми системами. Эти искажения зависят от возмущённости геомагнитного поля (величина которого задаётся Кр-индексом) и местного времени (LT). Поэтому проводились и другие расчеты «реальной» эффективной жесткости обрезания R(Ref,Кр, LT) и формировались таблицы (аналогичные таблице 4.1) для высоты 450 км от среднего радиуса Земли RE=6371.2 км, используя модель Цыганенко 1989 [4.6] для эпохи 2005 при разных уровнях возмущенности магнитосферы (Kp=0 – 6) и разных значениях местного времени LT. Чтобы оценить различия значений R(Ref,Кр,LT) в этих таблицах и значений Ref в таблице 4.1, в работе [4.17] был введен, так называемый, фактор ослабления: Ref , Kp , LT Ref R Ref , Kp , LT 1 . Значения фактора ослабления, полученные на основе вышеописанных расчетов, в дальнейшем будут использованы при разработке улучшенной модели проникновения заряженных частиц в магнитосферу Земли. 4.2.2. Сравнение расчетных и экспериментальных данных Приведем здесь сравнение факторов ослабления (Ref,Кр,LT) в зависимости от базовых значений Ref (таблица 4.1), полученных в результате расчетов значений Rтеор(Ref,Кр,LT) и вычисленных по экспериментальным данным значений Rэксп(Ref,Кр,LT). Последние могут быть получены из анализа баз спутниковых данных по уменьшению измеряемого потока частиц 74 высокоэнергичных протонов СКЛ в процессе пересечения спутником границы проникновения. Источники экспериментальных данных, использованных в этом сравнении, перечислены в таблице 4.2. Таблица 4.2 Данные об экспериментах, результаты которых были использованы для сравнения с разработанной моделью. No Автор и ссылка Год публикации Спутник Kp 1 Fanselow [4.20] 1972 OGO-4 1.3 2 Kahler [4.21] 2002 SAMPEX 0÷8 3 4 Leske [4.22] Иванова [4.23] 2001 1983 SAMPEX Космос-900, Интеркосмос-17 0÷8 <1 5 Иванова-2 [4.24] 1985 6 Юшков [4.25] 2007 Космос-900, 5 Интеркосмос-17 Коронас – Ф, СКИ-3 0-5 7 Ныммик [4.26] 2007 Коронас – Ф , МКЛ 0÷5 Частицы, энергия [МэВ/нуклон] протоны, 1.28, 1.49, 1.82, 2.29, 3.08, 7.88 протоны, 20÷29, 29÷64 ядра гелия, 8÷15 протоны, >1, >4, >10, >25, >100 протоны, >1 протоны, 2÷4, 4÷20, ядра гелия, 4÷40 протоны, >1, >50 Источники неопределенностей при решении этой задачи следующие: 1) Трудности учета распределения потока протонов, падающих на магнитосферу Земли, по энергии. Эффект мал, если для исследования используются детекторы с узкими дифференциальными энергетическими каналами регистрации, и большой, если используются интегральные потоки частиц. 2) Несовершенство учета уровня возмущения магнитосферы. Если мерой возмущения служит величина трехчасовых Кр-индексов, то во время пересечения границы проникновения, длившего меньше минуты, текущий уровень возмущенности может существенно отличатся от той величины, которую дает Кр-индекс. 75 3) Разная методика определения места границы проникновения. Разные исследователи используют для определения границы разные критерии, такие, как уменьшение потока на 10%, наполовину, на 90% или в е раз. 4) Необходимость учета углового распределения потока частиц (которое для малых жесткостей мало) и конечной и относительно большой ширины пенумбры. На рисунках 4.4 и 4.5 кривыми представлены расчетные значения факторов ослабления для магнитоспокойного (0≤Kp<1.3) и возмущенного (Kp≈5) состояния магнитосферы. Экспериментальные данные работ усреднялись по местному времени. Рис.4.4. Расчетные (кривые) и экспериментальные (точки) зависимости величины (Δ-1) от величины Ref для невозмущенной магнитосферы (Кр=0). Верхняя и нижняя кривые соответствуют расчётным данным с учетом их различной аппроксимации в сторону малых Ref . На рисунке расшифрованы источники информации, данные о которых приведены в таблице 4.2. 76 Ли тер ату ра к гла ве 4. 4.1 Stor Рис.4.5. Расчетные (кривые) и экспериментальные (точки) зависимости величины (Δ-1) от величины Ref для возмущенной магнитосферы (Кр=5). Верхняя и нижняя кривые соответствуют расчётным данным с учетом их различной аппроксимации в сторону малых Ref . На рисунке расшифрованы источники информации, данные о которых приведены в таблице 4.2. mer C. The pola r aurora. Oxford: Clarendon Press, 1955. 4.2 Дорман Л.И., Смирнов В.С., Тясто М.И., Космические лучи в магнитном поле Земли. М. Наука, 1971. 4.3 Росси Б., Ольберт С., Введение в физику космического пространства. М., Атомиздат, 1974. 4.4 Мурзин В.С., Введение в физику космических лучей, М. Изд-во МГУ, 1988. 4.5 Модель магнитного поля Земли на низких высотах – IGRF. http://www.ngdc.noaa.gov/IAGA/vmod/igrf.html 4.6 Tsyganenko N.A. Magnetosphic magnetic field model with a warped tail current sheet, Planet Space Sci. 37(1), 5-20, 1989. 4.7 Алексеев И.И., Регулярное магнитное поле магнитосферы Земли, Геомагнетизм и аэрономия, 18(4), 656-665, 1976. 77 4.8 Smart D.F., Shea M.A., Flückiger E.O., Calculated Vertical cutoff rigidities for International Space Station during magnetically quiet time, Proceedings ICRC-1999, 7 (SH 3.6.28), 1999. 4.9 Данилова О.А., Тясто М.И., Proc. 24th ICRC. Rome. 1995. V.4. P.1066. 4.10 Smart D.F. and Shea M.A., World grids of cosmic ray vertical cutoff rigidities for epoch 1600, 1700 and 1800, 23th ICRC, 405-408, 1993. 4.11 Shea M.A., Smart D.F. and McCall J.R., Can. J. Phys., 46, 1098, 1968. 4.12 Shea M.A. and Smart D.F., 14th ICRC, 4, 1298, 1975. 4.13 Shea M.A.,and Smart D.F., The world grid of calculated cosmic ray vertical cutoff rigidities for 1980.0, 18 th ICRC (Bangalore), 3, 419-422, 1983. 4.14 Smart D.F. and Shea M.A., World grids of calculated cosmic ray vertical cutoff rigidities for epoch 1990.0, 23th ICRC, 401-404, 1993 4.15 Smart, D.F., and Shea, M.A., Calculated cosmic ray cutoff rigidities at 450 km for epoch 1990, Proc. 25th ICRC, 2, 397-400, 1997. 4.16 Smart D.F., Shea M.A., Flückiger E.O., Tylka A.J., and Boberg P.R., Calculated Vertical cutoff rigidities for International Space Station during magnetically active times, Proceedings ICRC-1999, 7 (SH 3.6.29), 1999b. 4.17 Ныммик Р.А., Суточные вариации границ геомагнитного обрезания и функция проникновения. Космические исследования, т. XXIX, вып.3, с. 491,1991. 4.18 Ныммик Р.А., The problems of cosmic ray particle simulation for the nearEarth orbital and interplanetary flight conditions. Radiation Measurements 35, 669, 2002. 4.19 Nystroem algorithm, Handbook Nat. Bur. of Standards, procedure 25.5.20 4.20 Fanselow J.L., and Stone E.C., Geomagnetic cutoffs for Cosmic-Ray protons for seven energy intervals between 1.2 and 39 MeV, JGR 27 (22), 3999-4009, 1972. 4.21 Kahler S. аnd Ling SA., Annales Geophysicae, Comparisions of high latitude E>20 MeV proton geomagnetic cutoff observations with predictions of the SEPTR model, 20, 997-1005, 2002. 78 4.22 Leske R.A., Mewaldt R.A., Stone E.C., von Rosenvinge T.T., Observations of geomagnetic cutoff variations during solar energetic particle events and implications for the radiation environment at the Space Station. J. Geophys. Res. V.106, No.A12, P.30, 011, 2001. 4.23 Иванова Т.А., Кузнецов С.Н., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В., Динамика низкоширотной границы проникновения в магнитосферу солнечных протонов малых энергии. Геомагнетизм и аэрономия, 25, 1, 7-12, 1985. 4.24 Иванова Т.А., Исследование динамики проникновения солнечных протонов в магнитосферу Земли. Диссертация на присвоение степени кандидата физ.-мат. Наук, НИИЯФ МГУ, Москва, 1983. 4.25 Юшков Б.Ю., Результаты расчета факторов ослабления эффективной жесткости обрезания на основе данных спутника «Коронас-Ф», частное сообщение, 2007. 4.26 Ныммик Р.А. и Кузнецов С.Н., Результаты расчета факторов ослабления эффективной жесткости обрезания протонов энергией >1 и >50 МэВ на основе данных спутника «Коронас-Ф», частное сообщение 79 ЗАКЛЮЧЕНИЕ 1. Систематизированы теоретические представления и экспериментальные данные по потокам заряженных частиц трех основных радиационных полей околоземного космического пространства, а именно: галактических космических лучей (ГКЛ), солнечных космических лучей (СКЛ) и естественных радиационных поясов Земли (ЕРПЗ). 2. Проведен анализ экспериментальных данных, полученных в последнее десятилетие по потокам частиц указанных радиационных полей, в сравнении со стандартизованными моделями потоков частиц ГКЛ и СКЛ за пределами магнитосферы Земли на ее орбите и моделями потоков частиц ЕРПЗ в магнитосфере Земли. 3. Подготовлены исходные данные для усовершенствования и уточнения положений стандартизованных моделей потоков ГКЛ, СКЛ и ЕРПЗ с учетом новых экспериментальных данных по потокам заряженных частиц. 4. Систематизированы теоретические представления о проникновении заряженных частиц космических лучей в магнитосферу Земли. 5. Разработана расчетная методика и подготовлены исходные данные для усовершенствования модели проникновения модельных потоков частиц ГКЛ и СКЛ из межпланетного пространства на околоземные орбиты космических аппаратов.
