Содержание к диссертации
Введение
1 Обзор существующих экспериментов 14
1.1 Калориметрическая методика 14
1.1.1 Эксперименты на спутниках "Протон" 17
1.1.2 Эксперимент "Сокол" 19
1.1.3 Эксперимент TIC 22
1.2 Рентгеноэмульсионные камеры 24
1.2.1 Эксперимент MUBEE 25
1.2.2 Эксперимент JACEE 26
1.2.3 Эксперимент RUNJOB 27
1.3 Черенковские счётчики 28
1.3.1 Эксперимент НЕАО-3-С2 28
1.4 Рентгеновское переходное излучение 29
1.4.1 Эксперимент CRN 30
1.4.2 Эксперимент TRACER 31
2 Описание эксперимента ATIC 33
2.1 BGO калориметр 36
2.2 Графитовая мишень 37
2.3 Сцинтилляционные годоскопы 38
2.4 Кремниевая матрица 39
2.5 Калибровка детекторов прибора 43
2.5.1 Калибровка кристаллов BGO калориметра 43
2.5.2 Калибровка годоскопических сцинтилляторов . 46
2.5.3 Калибровка детекторов кремниевой матрицы 47
2.6 Экспозиции в стратосфере 47
2.7 Результаты 50
2.7.1 Зарядовые спектры 50
2.7.2 Спектры энерговыделений 56
3 Переход к первичным спектрам 62
3.1 Построение матрицы отклика
3.1.1 Моделирование 66
3.2 Восстановление энергетических спектров 77
3.2.1 Метод сдвига 80
3.2.2 Методы решения обратной задачи 85
3.2.3 Сравнение методов 91
4 Энергетические спектры средних и тяжёлых ядер 101
4.1 Абсолютные нормировки 101
4.1.1 Геометрический фактор 102
4.1.2 Время экспозиции 102
4.1.3 Эффективность алгоритма реконструкции событий . 102
4.1.4 Поправка на отбор событий в данную зарядовую групп 103
4.1.5 Вычисление интенсивностей на границе атмосферы . 103
4.2 Энергетические спектры 107
4.2.1 Сравнение с литературными данными 122
Заключение 126
Литература 128
- Эксперименты на спутниках "Протон"
- Калибровка годоскопических сцинтилляторов
- Восстановление энергетических спектров
- Вычисление интенсивностей на границе атмосферы
Введение к работе
Актуальность работы
Исследование космических лучей высокой энергии позволяет решить ряд фундаментальных задач, связанных с процессами, происходящими в источниках частиц космических лучей, а также со структурой магнитных полей в Галактике. В частности, необходимо знать энергетические спектры различных элементов первичных космических лучей с хорошей статистической точностью и методической надёжностью.
Однако, в результате многочисленных экспериментов, выполненных в области энергий больше 100 ГэВ, были получены противоречивые данные по спектральным индексам основных элементов космических лучей, по которым нельзя составить согласованной картины процессов, происходящих в источниках космических лучей и при их распространении к Земле. В связи с этим появилась потребность в детекторах нового поколения, одним из которых является спектрометр ATIC (Advanced Thin Ionization Calorimeter), разработанный и построенный коллаборацией из нескольких научных групп США с участием НИИЯФ МГУ.
Аппаратура прибора содержит две новые технологии: полностью активный висмуто-германиевый калориметр (для измерения энергии каскада) и высокосегментированную матрицу кремниевых детекторов (для определения заряда первичной частицы). Использование новых приборов позволяет выполнять измерения в широком диапазоне энергий и зарядов с помощью одного инструмента. В рамках этого эксперимента предполагается решить следующие задачи:
1. Измерить элементные спектры ядер ПКЛ от протонов до железа в области энергий от 100 ГэВ до 100 ТэВ.
2. Определить, отличаются ли спектры протонов от спектров гелия и остальных ядер.
3. Определить, имеет ли спектр протонов особенность в области энергий 1 ТэВ.
4. Точно измерить отношение потоков Н/Не как функцию энергии.
5. Определить, различаются ли между собой наклоны спектров тяжёлых ядер.
Настоящая работа является составной частью проекта ATIC.
Цель работы
Целью данной работы является определение энергетических спектров средних и тяжёлых ядер первичных космических лучей в области энергий от 100 ГэВ до 100 ТэВ с использованием полученных в эксперименте ATIC спектров энерговыделений. Для решения этой задачи необходимо:
1. Выполнить моделирование отклика спектрометра АТІС на прохождение в апертуре прибора различных ядер первичных космических лучей (С, О, Ne, Mg, SinFe). 2. Решить задачу восстановления энергетических спектров первичных космических лучей по измеренным спектрам энерговыделений в калориметре с использованием аппаратных функций, полученных в результате моделирования отклика прибора методом Монте Карло. Проблема относится к классу обратных некорректно поставленных задач.
3. Исследовать стабильность решения обратной задачи путём сравнения различных методов восстановления энергетических спектров.
4. Исследовать возможность описания полученных результатов в рамках существующих моделей спектров космических лучей в источниках и моделей зависимости времени жизни космических лучей в Галактике от магнитной жёсткости частиц первичных космических лучей.
Научная новизна и практическая ценность работы
1. Научная значимость работы состоит в расширении области детальных экспериментальных данных для энергетических спектров ядер тяжелее лития от ЗбГэВ на нуклон (измеренной в эксперименте НЕАО-3-С2) до 1 ТэВ на нуклон.
2. Практическая значимость работы состоит в том, что результаты моделирования функций отклика прибора, фрагментации потока первичных космических лучей в остаточной атмосфере, а также разработанные автором методы решения обратной задачи могут быть использованы для дальнейших исследований участниками коллабо-рации ATIC. 3. Новые результаты по спектрам средних и тяжёлых ядер, а также другие имеющиеся данные могут стать базой для создания новых, более реалистических, моделей образования галактических спектров.
Личный вклад автора
1. Создана математическая модель спектрометра ATIC и разработан комплекс программ на основе пакета FLUKA, позволяющий моделировать процессы, сопровождающие прохождение ядер через спектрометр ATIC.
2. С использованием созданной математической модели вычислены матрицы отклика спектрометра ATIC на прохождение средних (С, О) и тяжёлых (Ne, Mg, Si, Fe) ядер первичных космических лучей в апертуре прибора. Моделирование производилось на 50 современных процессорах в течение 15 месяцев. Для расчётов использовались технологии распределённых (GRID) и параллельных (MPI) вычислений.
3. Разработан комплекс программ для решения задачи восстановления энергетических спектров из спектров энерговыделений с использованием метода сдвига и метода последовательных приближений.
4. С использованием пакета FLUKA решена задача о фрагментации потока первичных космических лучей в остаточной атмосфере. На основе полученных вероятностей фрагментации вычислены коэффициенты, позволяющие определить абсолютные потоки ядер на границе атмосферы. Основные результаты, выносимые на защиту
1. Математическая компьютерная модель спектрометра ATIC, созданная на базе программной системы FLUKA, и методы расчёта отклика спектрометра на частицы первичных космических лучей.
2. Результаты моделирования отклика спектрометра ATIC на средние и тяжёлые ядра (С, О, Ne, Mg, Si и Fe).
3. Решение обратной задачи по восстановлению энергетических спектров средних и тяжёлых ядер из измеренных в эксперименте ATIC спектров энерговыделений.
4. Решение задачи о фрагментации потока космических лучей в остаточной атмосфере.
5. Энергетические спектры средних и тяжёлых ядер в области энергий от 100 ГэВ до 100 ТэВ, восстановленные из спектров энерговыделений, полученных в стратосферном полёте спектрометра ATIC.
Апробация работы
Материалы диссертации докладывались и обсуждались на научных семинарах НИИЯФ МГУ, на Ломоносовских чтениях в 2002, 2003 и 2004 г.г., а также на следующих конференциях:
1. 29th International Cosmic Ray Conference (Пуне, Индия, 2005);
2. 28-я Всероссийская конференция по космическим лучам (Москва, Россия, 2004);
3. 35th COSPAR Scientific Assembly (Париж, Франция, 2003);
4. 28th International Cosmic Ray Conference (Цукуба, Япония, 2003); 5. 18-й Европейский симпозиум по космическим лучам (Москва, Россия, 2002).
Публикации
Основные результаты диссертации опубликованы в следующих печатных работах: [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9].
Структура работы
Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения и списка цитируемой литературы.
Во введении обосновывается актуальность темы, формулируется основная цель, новизна исследования, раскрывается практическая и научная значимость работы, а также перечисляются положения, выносимые на защиту.
В первой главе приводится обзор существующих экспериментов в области исследования спектров и зарядового состава ПКЛ при энергиях до 1000 ТэВ. Показано, что при энергиях до 100 ГэВ спектры различных ядер и их относительное содержание измерены достаточно хорошо. При более высоких энергиях данные различных групп о спектрах и зарядовом составе ПКЛ различаются. Это связано, прежде всего, с низкой точностью энергетической привязки, недостаточной статистикой и существенными методическими ошибками. Поэтому продолжение исследований в этой области является актуальным, особенно при использовании аппаратуры, работающей в широком энергетическом и зарядовом диапазонах.
Во второй главе содержится подробное описание эксперимента ATIC: рассматриваются все детекторы прибора, их калибровки; описываются экспозиции прибора в стратосфере- Также рассматриваются особенности ме тодики измерения энергии, заряда и восстановления траекторий первичных частиц. Приводятся полученные зарядовые спектры и спектры энерговыделений для каждого типа первичных частиц.
В третьей главе описываются методы перехода от спектров выделенных энергий к энергетическим спектрам. Приводятся детали моделирования прохождения частиц через прибор.
В четвёртой главе описывается вычисление коэффициентов абсолютных нормировок для приведения интенсивностей полученных спектров к границе атмосферы. Окончательные результаты приведены в виде таблиц абсолютных интенсивностей для каждого типа ядер. Приведены также значения спектральных индексов для степенных участков спектров. Выполнено сравнение с существующими моделями спектров в источниках и с существующими моделями распространения космических лучей в Галактике.
В заключении сформулированы основные результаты диссертации.
Эксперименты на спутниках "Протон"
В ионизационном калориметре энергия частицы выделяется через каскад ядерных и электромагнитных взаимодействий. На каждом шаге развития каскада энергия первичной частицы распределяется между большим количеством вторичных частиц. Площадь под каскадной кривой — кривой зависимости удельного энерговыделения от глубины — пропорциональна энергии, выделенной первичной частицей. Теоретически, бесконечно глубокий калориметр обеспечивает энергетическое разрешение, ограниченное лишь статистической природой каскадного процесса. Однако на практике размеры калориметров, применяемых в баллонных экспериментах, ограничены по толщине для того, чтобы их можно было поднять с помощью аэростата. В таких детекторах разрешение ограничено флуктуациями доли энергии, выделенной в ядерных взаимодействиях в 7г-мезоны и, в основном, флуктуациями этой энергии в первом взаимодействии.
Прямые измерения характеристик ПКЛ в области энергий от 100 ГэВ на нуклон до 1000 ТэВ на нуклон были впервые выполнены на спутниках "Протон" [18, 19, 20] в 1965 — 1968 годах. В этих экспериментах использовались ионизационные калориметры. Наряду со спектром всех частиц измерялись спектры протонов, ядер гелия и некоторых других ядер.
Ещё одной важной особенностью данного эксперимента являлось то, что впервые одной и той же аппаратурой были измерены спектры частиц в очень широком энергетическом интервале: от 1010 до 1013 эВ (на спутниках "Протон-1,2,3") и до 1015эВ (на спутнике "Протон-4"). Интенсивности измеренных спектров были привязаны к хорошо известным в то время ин-тенсивностям частиц при энергии 1010эВ [21].
В этих работах был получен неожиданный результат: утверждалось, что наклон протонного спектра изменяется от 7Р 2,6 в области энергий 0,5 ТэВ до 7р 3,2 при энергии ЗТэВ и остаётся таким, по крайней мере, до 20 ТэВ. В то же время спектр всех ядер с Z 2 во широком интервале энергий от 1010 до 1015эВ имеет один и тот же показатель степени: jz РЙ 2,7.
Этот результат являлся предметом дискуссий в течение многих последующих лет. В конце концов пришло понимание того, что возможной причиной укручения протонного спектра было попадание альбедных частиц из калориметра в детектор заряда. Дело в том, что для измерения заряда был использован несекционированный сцинтиллятор большого размера. Поэтому попадание альбедных частиц могло увеличивать ионизационный сигнал, созданный первичной частицей, что приводило, в первую очередь, к переводу протонов в группу более тяжёлых ядер.
После экспериментов этой серии Н.Л. Григоров [22] поставил перед собой задачу измерить спектр протонов в условиях минимального влияния обратного тока и сформулировал основные требования, которым должен удовлетворять прибор, предназначенный для таких измерений: Картина прохождения частицы через прибор должна быть визуализирована. Энергия частицы должна измеряться секционированным ионизационным калориметром с поглотителем общей толщиной в 5 — 7 пробегов для взаимодействия протонов. Детекторы, предназначенные для измерения заряда первичной частицы, должны обладать различной чувствительностью к первичным частицам и частицам обратного тока. Необходимо иметь возможность отбирать частицы, лавины от которых начинаются в глубине калориметра, так как в этом случае обратный ток минимален. После этих экспериментов стало ясно, что проблема изучения спектра протонов в области высоких энергий требует применения таких методов, в которых обратный ток частиц не вносил бы искажений в измерение заряда первичной частицы. Эта задача решалась несколькими способами: 1. Использование детекторов для измерения заряда первичных частиц, мало чувствительных к частицам обратного тока (прибор "Сокол"). 2. Использование эмульсионной методики с очень высоким пространственным разрешением (эксперименты MUBEE, JACEE, RUN JOB). 3. Использование высокосекционированного детектора заряда — кремниевой матрицы (эксперимент ATIC). Первый метод был реализован в экспериментах "Сокол-1, 2" [22, 23, 24]. Эксперимент "Сокол-1" был проведён в 1984 г., а эксперимент "Сокол-2" — в 1986 г. Во втором приборе был исправлен основной недостаток эксперимента "Сокол-1" — убраны фильтры перед фотоумножителями. В приборе "Сокол-1" эти фильтры сильно ослабляли полезный сигнал, из-за чего свет, рождённый в стекле фотоумножителей при прохождении заряженных частиц, создавал сигнал, конкурирующий с сигналом от лавины. Это приводило к ошибкам в измерении энергии. Детектором заряда в данном эксперименте были направленные черен-ковские счётчики: в них амплитуда сигнала от частицы, идущей сверху вниз, была в 15 — 20 раз больше амплитуды сигнала от такой же частицы, идущей снизу вверх. Это позволило практически исключить влияние обратного тока на измерение заряда протонов и ядер гелия. Недостатками эксперимента "Сокол" были высокий энергетический порог ( 2 ТэВ) и малое время экспозиции для продвижения в область энергий выше 100 ТэВ. Фактически влияние порога сказывалось до энергий порядка 5 ТэВ. Из-за недостаточного времени экспозиции собранная статистика не позволила определить с достоверностью, одинаковы или нет наклоны спектров протонов и других ядер в исследованной области энергий ( 5ТэВ). При интерпретации полученных результатов группа, выполнявшая этот эксперимент, не смогла прийти к единому заключению о результатах.
Калибровка годоскопических сцинтилляторов
Аппаратура прибора содержит две новые технологии: полностью активный висмуто-германиевый калориметр для измерения энергии каскада и высоко-сегментированную матрицу кремниевых детекторов, используемую для измерения заряда. Также в спектрометре присутствует углеродная мишень и сцинтилляционные годоскопы (см. рис. 2.1). Для подъема прибора в стратосферу используется высотный аэростат объёмом 850000 м3, наполненный гелием [10].
На сегодняшний день ATIC совершил два успешных полёта вокруг Южного Полюса: с 28 декабря 2000 г. по 13 января 2001 г. (тестовый полёт ATIC-1) и с 29 декабря 2002 г. по 18 января 2003 г. (научный полет ATIC-2). В настоящей работе используются данные второго — научного — полёта, и дальнейшее описание детекторов относится к конфигурации ATIC-2, которая совпадает с конфигурацией ATIC-1.
Инструмент работал внутри герметичной гондолы (рис. 2.2) при давлении, близком к атмосферному. Во время полёта температура внутри гондолы изменялась от 20 С до 30 С [10, стр. 1767].
Благодаря тому, что прибор экспонировался во время полярного дня, в качестве основного источника энергии использовались солнечные батареи, а аккумуляторы являлись дополнительным источником питания. Солнечные батареи обеспечивают мощность 310 Вт для питания электроники и дополнительно 160 Вт для питания калориферов, которые так и не были задействованы во время полёта.
Общая масса прибора равна приблизительно 1500 кг. Геометрический фактор прибора составляет 0.22м2,стер.
В следующих разделах главы каждый из детекторов прибора описан более подробно. Калориметр используется для измерения энергии. Он состоит из 320 сцин-тилляционных кристаллов германата висмута (ВІ4СезОі2 — BGO). Сцин-тилляторы образуют 8 слоев площадью 50 х 50 см2. Каждый слой состоит из 40 кристаллов BGO размером 25 см х 2,5 см х 2,5 см и плотностью 7,13 г/см3. Для того, чтобы можно было определять положение частицы, оси кристаллов в соседних слоях направлены попеременно вдоль X и Y координат (рис. 2.3). Глубина калориметра по вертикали составляет 17,9 каскадных единиц ( 0,91 пробега протона до ядерного взаимодействия).
Каждый сцинтиллятор просматривается фотоумножителем Hamamatsu R5611. Для того, чтобы перекрыть большой динамический диапазон энерговыделений (от 1 МэВ до 16 ТэВ в каждом кристалле), сигнал разделяется на три динамических диапазона: чувствительный, средний и грубый (см. раздел 2.5.1).
Следует отметить две важные особенности калориметра: Из-за ограниченной подъёмной силы аэростата вес (а, следовательно, и размеры) детекторов прибора должны быть также ограничены. Для уменьшения общей массы прибора в качестве калориметра был выбран калориметр неполного поглощения. Это означает, что ядерно-электронный каскад от падающей частицы может иметь ббль-шие размеры, чем сам калориметр. В связи с этим регистрируемое энерговыделение меньше энергии первичной частицы. Это ухудшает энергетическое разрешение прибора и усложняет переход от спектров энерговыделений к спектрам первичных энергий. Для наиболее точного измерения энергии, учитывая ограничения на размер калориметра, в качестве вещества сцинтилляторов был выбран германат висмута (BGO), который имеет малую радиационную длину из-за большого Z, а также малый пробег для ядерного взаимодействия вследствие высокой плотности [45, 46].
Так как плотность вещества сцинтилляторов высока, их можно использовать одновременно и как детекторы, и как поглотители (среду, где развивается лавина). Поэтому BGO калориметр является полностью активным. Это позволяет наиболее точно проследить динамику развития каскада.
Мишенный блок предназначен для взаимодействия падающих частиц. Он находится над калориметром (рис. 2.1) и состоит из трёх слоев графита плотностью 1,7 г/см2 и толщиной 10 см каждый. Материал и размеры мишени выбраны таким образом, чтобы на всю её толщину приходилось как можно меньше радиационных длин волн (глубина мишени по вертикали равна 0,83 to): это сделано для того для того, чтобы увеличить вероятность взаимодействия падающей частицы в мишени и замедлить развитие электромагнитного каскада. Таким образом, несмотря на то, что большинство первичных частиц взаимодействуют в мишени, основная часть электромагнитного каскада развивается в BGO калориметре.
Три системы стриповых годоскопов расположены над мишенным блоком (S1), между его средним и верхним слоями (S2), а также под мишенью (S3). Годоскопы изготовлены из 202 брусков пластических сцинтилляторов Bicron ВС-408 толщиной 1 см и шириной 2 см. Сцинтилляторы каждого блока годоскопов расположены в двух слоях, где ориентированы во взаимно перпендикулярных направлениях. Каж приблизительно одинаковую конструкцию, отличающуюся от остальных размерами, приведёнными в табл. 2.1. Геометрия годоскопов и мишени образует перевернутую усеченную пирамиду с углом раствора 24. Годоскопы служат для формирования триггеров для разных событий, а также для уточнения траекторий частиц и дополнительного измерения заряда1. Для того, чтобы уменьшить зависимость световыхода из-за поглощения света в сцинтилляторе, сигналы считываются с двух торцов фотоумножителями Hamamatsu R5611 [10]. Для того, чтобы охватить требуемый динамический диапазон энерговыделений от 0,5 МэВ до 800 МэВ в каждом сцинтилляторе, сигналы сцинтилляторов считываются с двух ди-нодов ФЭУ Hamamatsu R5611 [10], образуя два диапазона разной чувствительности.
Глубина мишени вместе с конструкционным материалом и сцинтилля-торами составляет 3/4 пробега до ядерного взаимодействия протонов.
Восстановление энергетических спектров
Взаимная калибровка соседних каналов производится по полётным данным — ливням высокой энергии. Фактически при измерении любой энергии у фотоумножителей срабатывают все три диапазона усиления. В зависимости от величины сигнала, тот или иной канал может находиться в насыщении. В таком случае энерговыделение определяется по менее чувствительному диапазону. Из табл. 2.2 видно, что соседние диапазоны перекрываются в некоторой области энергий. Если отбирать события с энерговыделениями в области перекрытия двух соседних диапазонов, то, сравнивая сигналы в этих каналах, можно определить отношение коэффициентов усиления этих каналов. Таким способом производится сначала калибровка среднего диапазона относительно чувствительного, а затем — грубого диапазона относительно среднего. В последнем случае, обычно, чувствительный диапазон уже находится в насыщении.
По аналогии с кристаллами BGO калориметра для анализа сигналов в каждом сцинтилляторе используются два канала: чувствительный и грубый. Калибровка производится по принципу, аналогичному калибровке сцинтилляторов BGO калориметра: чувствительный канал калибруется по предполётным измерениям спектра мюонов, а грубый канал — по полётным данным. Для того, чтобы получить хорошее зарядовое разрешение в реальном эксперименте, необходимо привести к унифицированной шкале сигналы, измеренные в каждой из 4480 ячеек матрицы, то есть сделать поправку на различные коэффициенты усиления в различных каналах электроники, а также на разброс толщины каждого отдельного пиксела2.
Из-за того, что матрица содержит очень большое количество ячеек малой площади (см. раздел 2.4), мюонная калибровка не даёт необходимой точности: за ограниченное предполётное время не удаётся набрать достаточную статистику в каждой ячейке. Поэтому калибровка усилителей кремниевой матрицы производилась электронными методами в лабораторных условиях.
Для этого на каждый из 4480 усилителей матрицы подавались сигналы от генератора и изучалась зависимость сигнала на выходе усилителя от сигнала на входе. За исключением диапазона очень высоких энергий такая зависимость оказывается линейной. Это означает, что коэффициент усиления является постоянным. Нелинейности, возникающие для тяжёлых ядер, также корректируются с помощью лабораторной калибровки электронных каналов [7].
Задачей эксперимента ATIC является измерение энергетических спектров ядер первичных космических лучей. Поэтому прибор экспонируют на боль ших высотах, где ПКЛ минимально засорены вторичной компонентой от взаимодействий с атмосферой.
Оба полёта — тестовый (ATIC-1) и научный (АТЇС-2) — проводились над Южным Полюсом и совершались с американской антарктической станции Мак-Мёрдо3. Антарктика имеет ряд преимуществ по сравнению с другими регионами для подобных баллонных полётов. Это огромная международная территория, над которой удобно проводить полёты в течение длительного времени. Прибор запускается в период с начала декабря по конец января: именно в это время устанавливаются устойчивые ветры, дующие вокруг Южного Полюса.
Первый полёт спектрометра был предназначен, главным образом, для тестирования аппаратуры, но уже в рамках этого полёта были получены первые научные данные. Полёт показал, что, в целом, прибор работал исправно, однако были обнаружены некоторые проблемы с электроникой, которые были устранены во втором полёте. Например, кремниевая матрица неправильно определяла заряд падающей частицы в области больших энергий. Причиной этого служил стабилизатор, питающий электронику матрицы. У него не хватало мощности обеспечить стабильное напряже ниє в моменты регистрации высокоэнергичных событий с большим обратным током, что приводило к ухудшению зарядового разрешения в области больших энергий. Это явилось основанием для того, чтобы в качестве экспериментальных данных для настоящей работы использовать результаты научного полёта (АТІС-2).
Траектория полёта АТІС-2, полученная по данным GPS, показана на рис. 2.8. На рис. 2.9 приведено изменение высоты полёта в течение всей экспозиции. Периодические спады и подъемы на графике объясняются ночным охлаждением и дневным нагреванием газа в баллоне.
В экспериментах, использующих взаимодействия частиц высоких энергий в веществе прибора, определение заряда осложнено тем, что частицы обратного тока из мишени и калориметра искажают сигнал, созданный первичной частицей в детекторе заряда. В эксперименте АТІС эта проблема решается высокой сегментацией зарядового модуля: ячейка кремниевой матрицы имеет размер 1,5 х 2 см (раздел 2.4 на стр.39). Изучение сигналов обратного тока, идущих в кремниевую матрицу, показало [8], что частота появления альбедного сигнала экспоненциально спадает с ростом его амплитуды. Наиболее часто появляются сигналы с амплитудой 1 МІР. Сигналы с амплитудой 2 МІР, сложенные с сигналами от протонов, могут быть идентифицированы как ядра гелия или более тяжёлые ядра. Такие сигналы встречаются во всей матрице с частотой меньше 3 на событие при Ed 1 ТэВ, причём пространственное распределение этих сигналов очень широкое. Так как матрица состоит из 4480 ячеек, вероятность попадания альбедной частицы в ячейку с первичной частицей очень мала (меньше 0,1%) [8]. Основная проблема при интерпретации события состоит в правильном нахождении ячейки с первичной частицей (см. стр.54). Вероятность попадания в круг поиска альбедной частицы с сигналом З МІР, которая может быть принята за ядро гелия или более тяжёлое ядро, составляет 2% для Ed 1ТэВ [8].
Для определения заряда первичной частицы необходимо восстановить её траекторию в приборе. Это позволит определить пиксел, через который прошла падающая частица. Вычислив по найденной траектории зенитный угол падения, можно перенормировать энергию, выделенную в этом пикселе, на сигнал от вертикальной частицы и определить её заряд.
Вычисление интенсивностей на границе атмосферы
Геометрический фактор прибора определялся из моделирования отдельных событий методом Монте Карло (см. раздел 3.1.1). На кремниевую матрицу из верхней полуплоскости бросали события, траектории которых распределены изотропно. Отношение числа событий Л/" , прошедших апертуру прибора (кремниевую матрицу, верхнюю плоскость верхнего слоя BGO калориметра и нижнюю плоскость нижнего слоя BGO калориметра) к общему числу брошенных событий Л/" определяет значение Sfl : где SQ = 1,1031м2— площадь кремниевой матрицы (см. раздел 2.4). Отсюда, геометрический фактор прибора:
Энергетические спектры строились по данным, собранным во время стабильной работы прибора. "Живое" время стабильной работы прибора (то есть время, когда электроника прибора была открыта для регистрации частицы) составило
Эффективность алгоритма реконструкции событий также определялась с помощью моделирования методом Монте Карло и последующим восстановлением траектории частицы с помощью алгоритма, использованного при обработке экспериментальных данных (см. раздел 2.7.1, стр.52). Данная величина близка к единице (б = 0,989) и практически не зависит ни от энергии, ни от заряда падающего ядра частицы.
При построении спектров диапазон сигналов в матрице, созданных ядром с данным зарядом Z, определялся как Г±0,5 для С, О, Ne, Mg, Si и как Z ± 1 для железа. Из-за неполного разрешения матрицей соседних ядер, их зарядовые спектры немного перекрываются (см.рис. 2.10 и 2.11). Поэтому при определении заряда ядра Z иногда можно принять события от соседних ядер (с зарядом, отличающимся на единицу от Z) за данное ядро. Для того, чтобы учесть этот эффект, мы вводили поправки на отбор событий в данную зарядовую группу: полученные зарядовые спектры для каждого ядра описывались распределением Гаусса [9, 51] и затем вычислялись площади областей перекрытия от соседних ядер. Полученные поправки также близки к единице и приведены в табл. 4.1.
Спектрометр ATIC экспонировался в стратосфере на высоте 36,5км (рис.2.9 на стр.49). Таким образом, над прибором находится слой атмосферы, в котором могут взаимодействовать ядра ПКЛ. Эти взаимодействия искажают потоки космических лучей на уровне наблюдения. Для вычисления поправок в интенсивности потоков компонент ПКЛ было проведено моделирование фрагментации различных ядер в остаточной атмосфере. Поток ядер на глубине атмосферы t, дошедших до прибора, складывается из двух компонент: потока Nj{E) первичных ядер, дошедших до уровня наблюдения и не провзаимодействовавших в слое остаточной атмосферы; потока Nj(E) ядер, образовавшихся в процессе фрагментации более тяжёлых ядер і в ядра где Nj(E)— поток ядер j на границе атмосферы, \j— пробег до взаимодействия ядра j в атмосфере, Vi- j — вероятность фрагментации ядра і в ядро j. Таким образом, основными параметрами, определяющими изменение потоков ядер вследствие фрагментации в слое остаточной атмосферы, являются величины Vi- j, Aj и Xj. Энергетические зависимости этих параметров могут приводить к отличию форм спектров, измеренных на глубине экспозиции прибора, от спектров на границе атмосферы. В работе [62] показано, что данные зависимости очень слабые и оказывают пренебрежимо малое влияние в изменение наклонов спектров. Поэтому будем считать, что учёт фрагментации ядер в остаточной атмосфере влияет лишь на величину абсолютной интенсивности энергетических спектров отдельных компонент.
Моделирование фрагментации ядер ПКЛ в остаточной атмосфере производилось с помощью пакета FLUKA [53]. В качестве первичных частиц использовались протоны и все ядра от гелия до железа. Траектории падающих частиц были распределены изотропно в пределах апертуры прибора. Для исследования зависимости вероятностей фрагментации Vi- j от энергии падающей частицы моделирование проводилось при трёх фиксированных энергиях: ЮГэВ на нуклон, 100 ГэВ на нуклон и 1ТэВ на нуклон.
Состав атмосферы Высота полёта прибора зависит от времени суток (рис. 2.9): днём солнце сильнее нагревает гелий в аэростате, его объём увеличивается, вследствие чего дневная высота полёта оказывается больше ночной, когда температура гелия меньше. Разница в этих высотах оказывается равной приблизительно ±1км (см. табл.4.2).
При моделировании фрагментации ядер высоких энергий пренебрега-лось изменением состава атмосферы на разных высотах полёта прибора. Усредненный состав атмосферы на средней высоте экспозиции прибора был взят из справочника [63]. Моделирование проводилось для трёх высот экспозиции прибора: ночной, дневной и средней по всему полёту (см. табл. 4.2).
