Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор экспериментальных и теоретических исследований потоков легких ядер в радиационном поясе земли 9
1.1 Результаты экспериментальных измерений потоков легких ядер 2Н, 3Н, 3Не и 4Не в радиационном поясе Земли 9
1.2 Механизмы генерации захваченных легких ядер во внутреннем радиационном поясе 12
Заключение к главе 1 19
ГЛАВА 2. Телескопы - спектрометры нина и нина-2 20
2.1 Описание полупроводникового телескопа-спектрометра 20
2.2 Входная и считывающая электроника 22
2.3 Триггерная логика 24
2.4 Система обработки и сбора информации 25
2.5 Структура информации, принимаемой с приборов НИНА и НИНА-2 30
Заключение к главе 2 31
ГЛАВА 3. Методика идентификации зарегистрированных частиц 32
3.1 Метод остаточного пробега 33
3.2 Метод аппроксимации кривой Бете-Блоха 35
3.3 Восстановление начальной энергии частиц 38
Заключение к главе 3 38
ГЛАВА 4. Калибровка приборов нина, нина-2 и определение их физических характеристик 40
4.1 Алгоритм идентификации событий 40
4.1.1 Предварительный отбор треков 40
4.1.2 Фитирование треков 43
4.1.3 Определение заряда, массы и энергии зарегистрированных ядер 45
4.2 Калибровка телескопов-спектрометров НИНА и НИНА-2 46
4.2.1 Энергетическая градуировка 47
4.2.2 Определение энергетического разрешения 50
4.2.3 Массовое изотопное разрешение приборов НИНА и НИНА-2 52
4.3 Вычисление светосилы и функции отклика прибора 56
Заключение к главе 4 66
ГЛАВА 5. Результаты экспериментальньгх исследований потоков легких ядер во внутреннем радиационном поясе земли, выполненных на борту ка ресурс-01 №4 и мита 68
5.1 Условия проведения измерений на орбите 69
5.1.1 Определение радиационных условий 69
5.1.2 Формирование банка экспериментальных данных и расчет времени экспозиции 74
5.1.3 Надежность полученных экспериментальных данных... 77
5.2 Результаты экспериментального изучения захваченных геомагнитным полем Земли потоков легких ядер 78
5.2.1 Питч-угловое и массовое распределения зарегистрированных во внутреннем радиационном поясе легких ядер, оценка фона 78
5.2.2 Энергетические спектры захваченных ядер изотопов водорода 2Н, 3Н и гелия 3Не, 4Не 82
5.2.3 Относительная распространенность изотопов легких ядер во внутреннем радиационном поясе 86
Заключение к главе 5 87
ГЛАВА 6. Расчетная модель потоков легких ядер во внутреннем радиационном поясе земли 89
6.1 Описание методики расчета 89
6.1.1 Определение величины направленных потоков протонов в радиационном поясе 93
6.1.2 Решение уравнения движения заряженной частицы в геомагнитном поле 96
6.1.3 Модели магнитного поля и атмосферы Земли 97
6.1.3.1 Модель магнитного поля Земли 98
6.1.3.1 Модель атмосферы Земли 100
6.1.4 Сечения ядерных взаимодействий протонов с кислородной и гелиевой мишенями 103
6.1.5 Ионизационные потери захваченных легких ядер в атмосфере 107
6.2 Сравнение результатов проведенного численного расчета с экспериментальными данными и с результатами вычислений, сделанных в других работах 109
Заключение к главе 6 118
Заключение 120
Список литературы 123
- Механизмы генерации захваченных легких ядер во внутреннем радиационном поясе
- Входная и считывающая электроника
- Калибровка телескопов-спектрометров НИНА и НИНА-2
- Результаты экспериментального изучения захваченных геомагнитным полем Земли потоков легких ядер
Механизмы генерации захваченных легких ядер во внутреннем радиационном поясе
Как известно, основными составляющими радиационного пояса Земли являются электроны и протоны. Внутренний радиационный пояс состоит преимущественно из протонов. Высокоэнергичные протоны могут образовываться при распаде альбедных нейтронов, которые, в свою очередь, являются результатом взаимодействия космических лучей с ядрами атмосферных атомов. Для выяснения вклада этого процесса в образование протонов в радиационном поясе были проведены подробные теоретические расчеты механизма распада альбедных нейтронов [26-28], и в настоящее время этот источник захваченных протонов считается основным в области энергий более 30 МэВ [29, 30]. Протоны радиационного пояса, взаимодействуя с остаточной атмосферой, также являются источником вторичных захваченных частиц. Для генерации вторичных протонов в радиационном поясе этот процесс менее эффективен, чем распад альбедных нейтронов, однако, для образования тяжелых изотопов водорода и изотопов гелия он является существенным. Впервые "протонный" механизм был предложен в работе [1], в которой было показано, что захваченные протоны дают в образование легких ядер во внутреннем радиационном поясе по крайней мере на порядок больший вклад, чем может дать ядерное взаимодействие космических лучей с атмосферой. В работе [31] для объяснения пика при Z-1.4 в пространственном распределении зарегистрированных на ИСЗ Интеркосмос-17 в диапазоне энергий 1.1- 20 МэВ/нукл. захваченных ядер гелия рассматривалось взаимодействие захваченных протонов с кислородом в остаточной атмосфере. Однако, до недавнего времени из-за недостатка экспериментальной информации детальное теоретическое изучение этого вторичного источника не было проведено. Другой возможный источник захваченных ядер гелия связан с механизмом прямого захвата частиц космических лучей низкой энергии вблизи границы магнитосферы. Затем эти частицы испытывают бетатронное ускорение, вызванное флуктуациями магнитного поля, и попадают с нарушением третьего адиабатического инварианта в радиационный пояс за счет процессов внутренней диффузии [32].
Подтверждение существования этого механизма приведено в работе [7], в которой рассматривался прямой захват содержащегося в потоках солнечного ветра гелия с энергией меньше 2 МэВ/нукл. в период сильного геомагнитного возмущения 1 ноября 1968 г. Проведенный расчет показал, что внутренняя диффузия ядер гелия с энергией 1 МэВ/нукл., инжектированных на геомагнитной оболочке Z 10 в районе геомагнитного экватора, могла служить источником ядер гелия с энергией меньше 100 МэВ/нукл. на оболочке L 1.2, что и наблюдалось на эксперименте. Диффузионное распространение инжектированных в период солнечных вспышек и геомагнитных возмущений ядер гелия с энергиями 3.2- 9.2 МэВ/нукл. в радиационном поясе наблюдалось в эксперименте, проводившимся на спутнике OHZORA в 1984-1987 гг. [33]. Однако, инжектированные ядра не могли являться источником захваченного гелия во внутреннем поясе на 1-1.5. В качестве источника наблюдаемых потоков захваченного гелия во внутреннем поясе в работе [33] рассматривался процесс питч-углового рассеяния экваториальных частиц. Также временная зависимость зарегистрированных в эксперименте CRRES потоков захваченных ядер гелия показывает, что ни произошедшее во время этого эксперимента 24 марта 1991 года сильное геомагнитное возмущение, ни сильные солнечные вспышки в течение 1991 года не могут являться основным источником зарегистрированных ядер гелия в радиационном поясе [22]. В работе [34] в качестве возможного источника ядер гелия в радиационном поясе рассматривалось их проникновение внутрь магнитосферы через полярные области с последующим ускорением. Однако, при помощи этого механизма не удалось объяснить наблюдаемые потоки захваченного гелия с энергиями более нескольких МэВ/нукл. В работе [35] рассматривался процесс проникновения частиц солнечного ветра в магнитосферу через боковую поверхность геомагнитного хвоста с последующим их захватом. Возможным источником захваченных ядер гелия является аномальная компонента космических лучей. Однако, данные экспериментов CRRES [22] и SAMPEX [36], а также существующие в настоящее время представления о механизме захвата аномальных космических лучей геомагнитным полем показывают, что захват аномального гелия маловероятен [37]. Кроме того, так как эксперимент CRRES проводился в период высокой солнечной активности, когда аномальная компонента космических лучей практически отсутствовала во внутренней гелиосфере, то зарегистрированный в этом эксперименте захваченный гелий не может иметь в качестве источника аномальную компоненту [22]. Экспериментальные измерения захваченных потоков ядер изотопов водорода и гелия в радиационном поясе в экспериментах SAMPEX и CRRES вызвали интерес к проведению теоретических расчетов механизма их образования. В настоящее время считается, что легкие ядра тяжелых изотопов водорода и гелия во внутреннем радиационном поясе главным образом образуются в результате ядерного взаимодействия захваченных протонов с остаточной атмосферой [24]. В работе [25] были рассчитаны величины отношения потоков ядер 3Не/4Не при энергии 66 МэВ/нукл. на геомагнитных оболочках 1.2 и 1.9.
Модель взаимодействия протонов радиационного пояса с гелием в остаточной атмосфере адекватно описывает данные, полученные при помощи прибора ONR-604 на геомагнитной оболочке 1.9. Расчетное значение отношения Не/4Не, равное 2.15, согласуется с измеренной величиной 2.2+0.6. При расчетах величины этого отношения на геомагнитной оболочке 1.2 необходимо учитывать вклад атмосферного кислорода в образование вторичных ядер изотопов гелия. В результате проведенных вычислений была получена оценка величины 3Не/4Не, равная 4.19-г8.37, что также согласуется с измеренной на Z=1.2 величиной 7.4±2.6. Однако, предложенная в работе [25] модель не позволяет воспроизвести энергетический спектр вторичных ядер изотопов гелия Не, Не и лишь качественно объясняет результаты измерений, выполненных при помощи прибора ONR-604. Для вычисления потоков дейтерия и ядер изотопов гелия в работе [24] использовалось уравнение непрерывности, учитывающее образование вторичных ядер в результате ядерных взаимодействий протонов радиационного пояса с остаточной атмосферой и ионизационные потери этих вторичных ядер в атмосфере [38]: где j - интенсивность вторичных частиц; v = dx Idt - нерелятивистская скорость захваченной частицы с кинетической энергией Е в момент времени t; S - функция источника, т. е. число вторичных частиц, образованных в единицу времени, в единице объема, в МэВ-ном интервале энергий, в данном направлении в единичном телесном угле, (см -с-ср-МэВ)" . Функция источника в общем случае зависит от фазы солнечного цикла. В стационарном случае или, если время жизни частицы много меньше продолжительности одиннадцатилетнего солнечного цикла, решение уравнения (1.2.1) будет иметь вид:
Входная и считывающая электроника
Поскольку сигналы со стрипов, вызванные прохождением через них заряженных частиц, имеют довольно малую длительность (порядка нескольких не) и низкую амплитуду: релятивистская частица образует примерно 80 электронно-дырочных пар при прохождении 1 мкм кремния, то для усиления и формирования таких сигналов требуется чувствительная и быстрая электроника. Схема отдельного электронного канала представлена на рис. 2.3 [42]. Интегрирование созданного в стрипе заряда происходит в течении 4 мкс при помощи зарядочувствительного предусилителя. Такое длительное время интегрирования необходимо для получения низкого уровня шумов. Перед поступлением предварительно усиленного сигнала (И1) на усилитель-формирователь производится последовательное дифференцирование и интегрирование этого сигнала (И2, ИЗ) для получения оптимального соотношения сигнал-шум, а затем его последующее усиление. На выходе последнего каскада усилителя формируется униполярный импульс (И4), длительность переднего фронта которого составляет 4 мкс, а спада —20 мкс. В результате, разрешающее время прибора составляет величину 30 мкс. Затем сформированный сигнал разветвляется на два. Первый (И5) поступает на устройство выборки-хранения (УВХ) после предварительного укорачивания при помощи дифференцирующей цепи и схемы восстановления постоянной составляющей (ВПС). Другой подается на аналоговый сумматор сигналов со стрипов данного детектора. Суммарный сигнал используется для формирования триггерного сигнала прибора, а также для формирования импульса управления устройством выборки-хранения. Далее амплитуда суммарного сигнала сравнивается с порогом при помощи компаратора. В случае превышения уровня порога вырабатывается логический сигнал, используемый в дальнейшем для формирования триггера прибора. Одновременно суммарный сигнал дифференцируется (И6), и подается на схему пересечения нуля, которая вырабатывает логический сигнал в случае пересечения входным импульсом нулевого уровня. Этот логический сигнал осуществляет защелкивание устройства выборки-хранения в момент прохождения импульсом И5 своего максимального значения только при наличии триггерного сигнала. По приходу триггерного сигнала система блокируется на время, необходимое для оцифровки всех сигналов и передачу информации в блок Д2. 250 кэВ до 280 МэВ с разрешением «0.07 МэВ/канал.
Регистрация ядер, пробег которых полностью укладывается в спектрометре, без насыщения АЦП возможна только до неона. Начиная с неона, число детекторов с амплитудой сигналов вне динамического диапазона АЦП возрастает с ростом заряда остановившихся в веществе прибора регистрируемых ядер от 1 (для Ne, Na) до 14-16 (для Fe). Поэтому идентификация изотопов и прецизионное измерение их энергии возможны только для ядер от водорода до неона. Сигналы с УВХ поступают на АЦП через мультиплексор, имеющий 512 каналов: 478 из них используются для сигналов с отдельных стрипов, а оставшиеся 34 - для сигналов мониторинга (температура, загрузки отдельных детекторов, токи, напряжения и т.п.). Время преобразования АЦП составляет 4 мкс, таким образом оцифровка 512-ти сигналов занимает примерно 2 мс [42]. Перед АЦП установлен усилитель с двумя коэффициентами усиления: 1 и 32. Первый коэффициент усиления используется в обычном режиме, второй - только при измерении шумов детекторов. Оцифрованная информация накапливается в FIFO. Как только все преобразования закончены и FIFO заполнено, данные передаются для дальнейшей обработки в блок Д2 за время 0.6 мс. После передачи данных в FIFO система готова к регистрации следующего события. использованы следующие обозначения: знаком "+" обозначена логика ИЛИ, знаком "х"- логика И, Dy - сигнал, поступающий со стрипов со второго по пятнадцатый /-ой плоскости (/ = 1,16) j -го детектора (j = X,Г) и LAT- сигналы с крайних стрипов детекторов, расположенных в плоскостях со 2 по 16 и объединенные логикой ИЛИ. На случай выхода из строя первой плоскости предусмотрен второй триггерный сигнал [42]: Выбор триггера осуществляется при помощи соответствующей телекоманды с Земли. Приборы НИНА и НИНА-2 имеют два порога регистрации ядер: низкий порог (НП), соответствующий энерговыделению в отдельном детекторе равному 263 кэВ и высокий порог (ВП), соответствующий энерговыделению 2630 кэВ. Для того чтобы компенсировать меньшую толщину первых двух детекторов, высокий порог для первой плоскости соответствует энерговыделению 1050 кэВ. Режим НП предназначен для регистрации ядер с Z 1, режим ВП- ядер с Z 2. Предусмотрены различные режимы выбора порога: автоматический (при высоком темпе счета) и при помощи телекоманды. Также существует возможность отключения системы нижних антисовпадений (плоскость 16). В этом режиме прибор позволяет регистрировать ядра с энергиями до нескольких сотен МэВ/нукл. с приемлемым зарядовым разрешением. Энергетические диапазоны регистрируемых изотопов для режима работы с триггером TRGMI при низком и высоком порогах с учетом потерь энергии в верхней крышке термоконтейнера приведены в таблице 2.1. На рис. 2.4 приведены структурная схема прибора НИНА и его интерфейс с бортовыми системами спутника Ресурс-01 №4. Прибор состоял из четырех модулей: блока детекторов (Д1), расположенного в специальном термоконтейнере; блока бортовых процессоров для обработки информации в режиме "on line" (Д2), блока накопления информации (Е); блока питания (П). Блоки Д2, Е и П находились внутри спутника. На борту спутника МИТА было размещено два компьютера: OBDH (On Board Data handler) и PL/C (PayLoad Computer).
Первый осуществлял контроль за всеми бортовыми системами, такими как система управления спутником, система сбора и хранения и передачи данных с приборов и датчиков. Другой был непосредственно связан с детектором НИНА-2 и решал все задачи, связанные с накоплением и предварительной обработкой данных: чтение, сжатие, организация триггера второго уровня и задание режима работы детектора [46]. Управление режимами работы приборов НИНА и НИНА-2 осуществлялось при помощи телекоманд. Для временной привязки регистрируемых событий и служебных форматов использовалось время бортового таймера. Точность временной привязки - 1 с. Оцифрованные данные, полученные при помощи детектора НИНА (1024 байта на событие), из детекторного блока Д1 передаются в блок обработки информации Д2, который осуществляет обработку событий в режиме "on line", пересылку данных в блок накопления информации Е, выбор режима работы прибора в зависимости от его темпа счета, калибровку спектрометра, а также обработку телекоманд. Основу блока Д2 составляет система на базе двух микропроцессоров 8086, работающих на частоте 4 МГц. В нормальном режиме оба из них функционируют в режиме ведущий-ведомый. Ведущий микропроцессор считывает событие из Д1 и выполняет вычитание оцифрованного нулевого уровня сигнала с детектора (пьедестала) и сжатие данных, в то время как ведомый используется для форматирования данных в соответствии с выбранным режимом сбора информации и пересылки их в блок Е. Последний также управляет триггерной логикой, реализует триггер второго уровня (см. ниже) и выполняет обработку телекоманд [42]. Данная архитектура с резервированием позволяет производить обработку событий с частотой «100 Гц. В случае выхода из строя одного из микропроцессоров, все задачи будут выполнятся одним, но с меньшей скоростью - «70 Гц. Как уже упоминалось ранее, накопление и предварительная обработка данных, полученных прибором НИНА-2, организация триггера второго уровня и задание режима работы детектора осуществлялись при помощи компьютера PL/C. Этот компьютер с процессором ADSP 21020, частота работы которого 20 МГц, позволял производить обработку событий с частотой более 100 Гц. С целью оптимизации использования памяти в зависимости от темпа счета для прибора НИНА были предусмотрены три режима вывода информации [42]: Режим полного формата (темп счета не превышает 10 Гц). В данном режиме производится запись полной топологии события и темпов счета плоскостей Діх, ДІУ, Jh, Дз, Дь Де, Де, Дю, Дн, Діб- Данный режим реализуется вне радиационных поясов Земли. В этом режиме известна энергия, выделившаяся в
Калибровка телескопов-спектрометров НИНА и НИНА-2
Для проведения энергетической градуировки, определения энергетического разрешения, изотопного массового разрешения и проверки функционирования телескопа-спектрометра НИНА в апреле-мае 1997 г. была проведена его калибровка на ускорителе тяжелых ионов GSI (Gesellschaft fur Schwerionenforschung) (Дармштадт, Германия) в пучках ядер углерода с энергиями 65, 85, 100 и 300 МэВ/нукл., а также в пучке продуктов фрагментации ядер С с энергией 300 МэВ/нукл. на полиэтиленовой мишени. Калибровка телескопа-спектрометра НИНА проводилась в полетной конфигурации, что обеспечило возможность выполнить тестирование не только самого полупроводникового спектрометра, но также и систем обработки событий в реальном времени (Д2) и сбора информации (Е). Управление телескопом-спектрометром НИНА во время наземных тестов осуществлялось при помощи контрольно-проверочной аппаратуры (КПА), позволяющей полностью имитировать все бортовые системы спутника Ресурс-01 №4, с которыми взаимодействует прибор [63]. Калибровка прибора НИНА-2 была проведена на ускорителях GANIL (Франция), GSI (Германия) и Uppsala (Щвеция) в пучках ядер Н, Н, 4Не, 12С, N, Ос энергией около 40 МэВ/нукл. Кроме изучения физических характеристик приборов, при проведении калибровки было проверено прохождение всех телекоманд (переключение триггеров, порогов, отключение нижних антисовпадений и т.д.), а также было исследовано поведение шумов при длительной работе детекторов. Основная задача энергетической градуировки телескопов-спектрометров НИНА и НИНА-2 заключается в нахождении зависимостей между амплитудой электрического сигнала с каждого отдельного стрипа Aik (измеряемой в каналах АЦП) и энерговыделением в нем Eik (измеряемым в МэВ): где і - номер детектирующей плоскости; к - номер стрипа на плоскости. В идеальном случае зависимости (4.2.1) являются линейными.
Основные источники нелинейности могут быть связаны с искажениями, вносимыми электроникой детекторов, а также с нелинейными процессами в полупроводниковых детекторах, такими как рекомбинация носителей при высокой плотности ионизации, потери энергии в ядерных взаимодействиях, которые не идут на образования электронно-дырочных пар, наличие "мертвых" зон и т.д. Для исследования линейности электронных каналов достаточно использовать прецизионный генератор импульсов. Влияние второго источника может быть оценено только при калибровке приборов в пучке частиц. Перед проведением калибровки на ускорителе было выполнено детальное изучение линейности электронных каналов. В результате этих исследований были найдены величины интегральной и дифференциальной нелинейности входных каскадов и АЦП, которые составляют менее 0.5 %. Если пренебречь нелинейными процессами в детекторах, то зависимость (4.2.1) будет иметь вид: где Flk - матрица коэффициентов усиления; Mik - матрица пьедесталов, которые находятся при электронной калибровке прибора (см. главу2); К- калибровочный коэффициент. В результате энергетическая градуировка спектрометров НИНА и НИНА-2 сводится к определению коэффициента К, который преобразует каналы АЦП в энергетические единицы. Для проведения энергетической градуировки необходим моноэнергетический пучок исследуемых ядер без каких либо примесей других частиц. Кроме того, интенсивность такого пучка не должна превышать предельной загрузки прибора. К сожалению, использовавшийся при калибровке прибора НИНА пучок не удовлетворял этим требованиям. Основные трудности были связаны с большой загрязненностью и высокой интенсивностью ( 20 кГц) пучка. Поэтому, перед нахождением калибровочного коэффициента был проведен предварительный отбор зарегистрированных в пучке событий. При темпе счета интенсиметра детектора Дь превышающем 500 Гц, наблюдались сильные флуктуации энергии ядер в пучке. Чтобы режектировать немоноэнергетические частицы и избежать ошибок при определении коэффициента
К, вызванных многократными наложениями сигналов при высокой загрузке детекторов, для градуировки спектрометра отбирались лишь те события, для которых темп счета интенсиметра детектора Ді не превышал 500 Гц. Кроме того, режектировались косые треки и треки с рассеянием, а также события, полное энерговыделение в которых сильно отличалось от среднего энерговыделения в пике, соответствующем моноэнергетическим ядрам. На рис. 4.3 показаны распределения полного энерговыделения для событий, зарегистрированных при калибровке прибора НИНА в пучке ядер углерода с энергией 65 МэВ/нукл., до отбора а) и после него б). энерговыделения в спектрометре с энергией в пучке не представляется возможным, так как средняя энергия ядер в пучке известна с большой неопределенностью ( 5 %), а также из-за наличия в приборе НИНА "мертвых" слоев. Для определения этого коэффициента использовалась следующая методика, основанная на аппроксимации кривой Брэгга. Варьируя величинами начальной энергии Е0 и коэффициентом К, для каждого /-го отобранного события находились оптимальные значения Е "т, К"т при которых достигает минимума следующая сумма: где Е;.-полученное по данным калибровки с использованием (4.2.2) энерговыделение в / -ом слое; Efac -рассчитанное энерговыделение в і -ом слое при заданной начальной энергии частицы Е0, J{- найденное априори среднеквадратичное отклонение энерговыделения в і -ом слое. Затем на основе полученных распределений определялись средние значения Копт , Е1" и их ошибки. Для градуировки использовались отобранные треки ядер углерода, зарегистрированные в пучках с энергиями 65 и 80 МэВ/нукл. Распределения Копт и El"m , полученные в результате применения вышеописанной процедуры, приведены на рис. 4.4, а их средние значения Ет , К"т представлены в таблице 4.1. Для идентификации частиц использовалось среднее значение калибровочного коэффициента: К = ( 605nm + К% )/l = 0.0729 МэВ/канал. Среднее значение коэффициента, полученное при калибровке на ускорителе прибора НИНА-2 в пучках ядер 1Я, 2Н, 4Не, 12С, I4N, 160 с энергией около 40 МэВ/нукл.: К = 0.0705 МэВ/канал.
Результаты экспериментального изучения захваченных геомагнитным полем Земли потоков легких ядер
Стабильность работы прибора НИНА контролировалась на протяжении первых 6 месяцев с момента запуска детектора на орбиту. Значения величин пьедесталов оставались стабильными в пределах одного канала АЦП за все время измерений с октября 1998г до марта 1999г. Также оставались стабильными величины напряжений питания, порогов, а также температура [62]. За исключением температуры, все остальные основные параметры прибора НИНА-2 также не испытывали существенных отклонений от номинальных значений. Неисправности в системе термостабилизации в эксперименте НИНА-2 привели в конечном итоге к быстрому снижению спутника МИТА, последние данные от которого были получены в августе 2001 года, когда спутник находился на высоте около 240 км. На рис. 5.6 представлено массовое распределение для зарегистрированных при помощи прибора НИНА в полярных областях орбиты (L 6) спутника Ресурс - 01 №4 и в условиях спокойного солнца ядер Н (а) и Не (б). Как видно из этого рисунка, величины средних восстановленных масс и массовых разрешений для этих ядер совпадают с величинами, измеренными во время калибровки на ускорителе GSI. Это свидетельствует о том, что параметры прибора не изменились после запуска. Для исследования потоков легких ядер в радиационном поясе Земли использовались данные, полученные при помощи телескопа-спектрометра НИНА в период с 01.11.98 г. по 04.04.99 г., и данные, полученные в период с 01.10.2000 г. по 10.08.2001 г. при измерениях в эксперименте НИНА-2. Ориентация телескопов-спектрометров НИНА и НИНА-2, расположенных на борту спутников Ресурс-01 №4 и MITA, а также параметры орбиты околоземных космических аппаратов позволяли изучать захваченные частицы только на геомагнитных оболочках 1.1 Z, 1.3 при величине магнитного поля В 0.21 Гс. Характерной особенностью захваченных частиц является форма их распределения по локальному питч-углу (или питч-углу в точке наблюдения). Это распределение должно иметь максимум при питч-угле 90 (см. главу 1). На рис. 5.7 показано распределение легких ядер, зарегистрированных при помощи телескопа-спектрометра НИНА в радиационном поясе Земли при \.\ Ь \.Ъ, В 0.21 Гс в режиме высокого порога, по локальному питч-углу. Форма полученного распределения может служить подтверждением захваченной природы исследуемых частиц. Массовое распределение захваченных ядер водорода и гелия, зарегистрированных в экспериментах НИНА и НИНА-2, показано на рис. 5.8 и 5.9 соответственно.
Очевидно присутствие пиков всех изотопов водорода и гелия. Для анализа данных о распространенности изотопов легких ядер в радиационном поясе нужно понять природу этих частиц: или они реально существуют в радиационном поясе, или образуются внутри прибора в результате ядерных взаимодействий захваченного излучения в алюминиевой крышке термоконтейнера и в самом приборе. События, сопровождающиеся ядерными реакциями внутри спектрометра, достаточно надежно режектируїотся при помощи алгоритма отбора, описанного в главе 4, поэтому основной вклад в фоновые события будут вносить ядерные взаимодействия в алюминиевой крышке. НИНА на геомагнитных оболочках 1.КК1.2 Доказательством образования вторичных частиц могут служить экспериментальные данные, полученные при измерениях в полярных областях орбиты (L 6) спутников Ресурс-01 №4 и MITA, где геомагнитное поле не оказывает существенного влияния на движение исследуемых частиц и существует возможность проводить исследования потоков ядер ГКЛ и СКЛ. Массовое распределение для зарегистрированных в этих областях ядер Н (рис. 5.6 (а)) показывает, что изотопы водорода четко разделяются. Однако известно, что тритий не наблюдается в ГКЛ [70]. Предположения о солнечном происхождении данного изотопа опровергаются имеющимися данными о составе солнечной короны и выполненными за последние десятилетия исследованиями потоков энергичных ядер СКЛ во время солнечных вспышек [71], [72]. По-видимому, единственным источником регистрируемых изотопов Н являются ядерные взаимодействия высокоэнергичных протонов и ядер гелия ГКЛ в алюминиевой крышке термоконтейнера: Основным каналом в данном случае следует рассматривать протонный канал (5.2.1), поскольку интенсивность протонов в ГКЛ на порядок выше интенсивности ядер гелия, сечения же реакций (5.2.1) и (5.2.2) являются величинами одного порядка. В других экспериментах по исследованию потоков ядер КЛ, проводимых как в околоземном (КА SAMPEX, спектрометр PET), так в межпланетном космическом пространстве (КА
