«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
BВ/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 BВ/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 dd .
(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 ~9030). 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
 GRc  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(RRef) – время полета КА на тех участках орбиты, на которых для
частиц выполняется условие RRef , 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.
Скачать