張 平 HAJDAS Wojtek 劉四明 蘇 楊 李友平 陳 維

(1 中國科學(xué)院紫金山天文臺南京210033)

(2 中國科學(xué)院暗物質(zhì)和空間天文重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室南京210033)

(3 中國科學(xué)院大學(xué)北京100049)

(4 Paul Scherrer Institut Villigen 5232)

1 背景介紹

X/γ射線作為高能天體物理研究的一個窗口, 由于其輻射機(jī)制和局部等離子環(huán)境以及電磁場特性密切相關(guān), 因此是研究極端天體物理環(huán)境下粒子加速機(jī)制的重要手段.一般而言我們通過測量來自宇宙天體輻射的光子的能量、流強(qiáng)和方位以及偏振特性來全面了解輻射源的物理特性.理論研究表明, 大部分天體輻射產(chǎn)生的硬X射線具有一定的偏振特性, 其偏振特性依賴于輻射機(jī)制、局地的磁場結(jié)構(gòu)、高能粒子分布等輻射源的性質(zhì).在高能天體物理領(lǐng)域, 由于高能光子流量低, 背景復(fù)雜, 并且受限于探測器技術(shù), 大部分探測器主要探測輻射的能量、流強(qiáng)和方位, 偏振測量效果不理想, 誤差較大.

太陽是離我們最近的高能輻射源, 其高能輻射主要來自于太陽耀斑和日冕物質(zhì)拋射過程中的非熱輻射過程.耀斑作為最劇烈的太陽活動, 其磁重聯(lián)過程可以在102–103s內(nèi)釋放～1032–1033erg的能量[1–2], 大量非熱電子在熱等離子體背景和電磁場中被加速, 通過電子的軔致輻射過程產(chǎn)生 10 keV的硬X射線輻射.一般認(rèn)為其非熱輻射的偏振度約為20%, 并且觀測上如果要區(qū)分不同的輻射加速模型, 偏振度測量精度至少要高于2%[3].近年來得益于多波段的成像成譜觀測, 對耀斑過程中的熱等離子體和非熱電子的加速有了較為精確的觀測, 但是由于觀測的投影效應(yīng), 我們依然無法準(zhǔn)確估測日冕硬X射線源的加速區(qū)熱等離子體的結(jié)構(gòu)和非熱電子的投擲角分布[4].

太陽耀斑的第1次硬X射線偏振測量來自于前蘇聯(lián)的實(shí)驗(yàn), 其給出的偏振度大概在2%–3%到20%–40%.Zhitnik等[5]利用太陽活動的近地復(fù)雜軌道觀測衛(wèi)星(CORONASF)上的太陽分光偏振儀(SPR-N)探測到的25個樣本給出的偏振度上限在10–100 keV范圍內(nèi)為8%–40% (3σ), 不能對耀斑的粒子加速機(jī)制模型進(jìn)行有效的區(qū)分.RHESSI是主要用于觀測太陽硬X射線和γ射線輻射特性的衛(wèi)星[6], 雖然其攜帶了一個Be散射探測器可以用來重建硬X射線調(diào)制曲線, 實(shí)現(xiàn)測量來自伽馬暴(GRB)和太陽大耀斑的偏振, 但是對樣本的分析表明由于過高的本底和較小的有效散射面積, 沒有辦法有效區(qū)分偏振事件和背景事件[7–9].Suarez-Garcia等[10]對6個X級和1個M級太陽耀斑的RHESSI數(shù)據(jù)的偏振特性的研究給出大耀斑在100–350 keV能量區(qū)間1σ置信度內(nèi)的硬X射線偏振度約為2%–54%, 但是其誤差高達(dá)10%–26%, 不能作為有效的偏振探測器.

POLAR是由中國、瑞士和波蘭合作研制, 搭載在天宮2號實(shí)驗(yàn)室上的一個γ射線偏振儀, 于2016年9月成功發(fā)射, 主要用來測量50–500 keV能段γ射線的線偏振度和線偏振方位角.其由1600個塑料閃爍體棒組成25個模塊(每個模塊為8×8的塑料閃爍體陣列),采用的是原子序數(shù)較低的塑料閃爍體材料.其測量原理是高能光子在低系數(shù)的塑料閃爍體上發(fā)生康普頓散射的效率較高, 在發(fā)生康普頓散射后, 反沖電子使閃爍棒發(fā)生退激發(fā), 產(chǎn)生熒光; 而散射光子則在其他棒上發(fā)生2次康普頓散射或者光電吸收, 直到散射光子的能量被完全沉積或者逃逸出探測器, 通過收集熒光得到探測器棒中所沉積的能量.基于重建最大光子沉積能量的棒的位置的統(tǒng)計(jì)分布可以給出源的γ光子的線偏振度和方向[11](圖1).POLAR探測的視場大概為1/3天區(qū), 并且具有～200 cm2的有效探測面積和～0.35的調(diào)制因子, 使其可以對GRB和太陽耀斑的硬X射線的偏振度實(shí)現(xiàn)精確測量.并且對于X級耀斑, 基于POLAR的蒙特卡洛模擬顯示, POLAR的偏振度測量精度可以高于5% (見文獻(xiàn)[12]).

本文利用POLAR的在軌耀斑觀測數(shù)據(jù), 結(jié)合RHESSI的能譜觀測, 給出在耀斑期間峰值附近能譜的演化, 將這些能譜作為POLAR觀測的蒙特卡洛模擬的輸入, 通過擬合模擬結(jié)果和在軌觀測的結(jié)果對POLAR探測器的低能光子探測進(jìn)行相對定標(biāo), 并把有關(guān)結(jié)果與在軌和地面標(biāo)定的高能定標(biāo)結(jié)果做比較, 給出相應(yīng)的討論和分析.

圖1 POLAR原理示意圖.星號代表在軌定標(biāo)源22Na, 淺藍(lán)色棒代表塑料閃爍體棒, 紅線代表光子在探測器中的徑跡.Fig.1 A cartoon for POLAR’s detection mechanism.Stars indicate the locations of the in-orbit calibration sources 22Na, light blue bars represent the plastic scintillator bars, and red lines show a photon trajectory in the detector.

2 POLAR的低能X射線在軌相對標(biāo)定方法

POLAR塑料閃爍體材料的能量分辨率參數(shù)已經(jīng)由實(shí)驗(yàn)室測定[13], 基于Dietze等[14]得到的經(jīng)驗(yàn)公式, 我們估測在小于50 keV的低能區(qū)塑料閃爍體的能量分辨率～20%, 在小于10 keV則低于50%.對于高能的光子數(shù)據(jù), 可以使用在軌的22Na源事例, 通過擬合康普頓邊的方法得到對應(yīng)的能量刻度因子[15].POLAR工作期間其高能在軌和地面定標(biāo)顯示POLAR的能量標(biāo)度在實(shí)驗(yàn)室、模擬和在軌差別很小, 儀器表現(xiàn)符合預(yù)期[16].其能量刻度因子和探測器模塊的高壓設(shè)置成線性關(guān)系, 而探測器溫度對探測器的能量刻度因子影響則較小.對于太陽耀斑來說, 因?yàn)橛^測到的耀斑都是小耀斑, 絕大部分耀斑的X射線光子都是源自熱等離子體的軔致輻射.低能光子在探測器里的康普頓散射效率較低, 閃爍體在低能部分的能量分辨率也較差, 考慮到探測器本身在低能端的非線性特性, 低能端無法直接采用在軌高能部分的標(biāo)定, 而且POLAR在地面也并未做有效的低能定標(biāo).我們要得到小耀斑的準(zhǔn)確能譜信息, 則需要找到一個合適的低能相對定標(biāo)源給出其相對的定標(biāo).在同時段的硬X射線觀測設(shè)備RHESSI能夠非常好地給出觀測到的太陽耀斑能譜信息, 并且在低能區(qū)RHESSI具有很高的分辨率.因此我們可以把RHESSI的能譜觀測作為POLAR在低能區(qū)相對定標(biāo)的參考, 結(jié)合對POLAR觀測的蒙特卡洛模擬, 來給POLAR進(jìn)行相對定標(biāo).

為了得到較好的低能相對定標(biāo)示例, 我們需要選擇合適的耀斑事件, POLAR觀測到的耀斑列表如附錄表4所示.考慮到高能定標(biāo)的數(shù)據(jù)時間段為2016年11月19日, 我們主要考慮采用比較接近這個時間段, 并且探測器硬件基本參數(shù)設(shè)置一致的事件作為相對定標(biāo)源.綜合表4以及參考POLAR高能定標(biāo)的時間段[16], 我們選擇在軌時間比較接近, 儀器的高壓設(shè)定和溫度等參數(shù)一致并且同時有POLAR和RHESSI觀測的耀斑作為太陽耀斑的低能定標(biāo)源.空間本底的蒙特卡洛模擬[16]顯示彌漫X射線背景、正電子、中子、電子以及蟹狀星云的背景會產(chǎn)生～10%的背景信號, 那么我們選擇軌道遠(yuǎn)離大西洋異常區(qū)的事件, 有相對較低的軌道背景, 可以得到較高信噪比的耀斑數(shù)據(jù).綜合以上考慮, 我們選擇C7.5耀斑SOL2016112907作為低能相對標(biāo)定源.通過對比在軌高壓設(shè)置(如圖2), 可以看到POLAR耀斑期間和高能在軌定標(biāo)時間段內(nèi)的高壓設(shè)置一致.我們認(rèn)為這個耀斑期間儀器的工作狀態(tài)和高能在軌定標(biāo)的時間段的狀態(tài)是一致的, 并且可以利用RHESSI的觀測作為合理的相對定標(biāo)數(shù)據(jù).

圖2 耀斑期間和在軌定標(biāo)期間POLAR高壓設(shè)置對比Fig.2 Comparison of POLAR high voltage settings during the flare and in-flight calibration

圖3給出了SOL2016112907的扣除背景后的POLAR觸發(fā)光變和RHESSI光變, 這些觀測有非常好的對應(yīng)關(guān)系.為了更好地顯示高能光變, RHESSI 12–25 keV和25–50 keV的光變分別增大3倍和30倍.從光變上可以看出這個耀斑在25 keV以上的高能光子流量較小, POLAR觀測的峰值部分和RHESSI 12–25 keV的觀測對應(yīng)得較好.我們同時也給出在POLAR坐標(biāo)系中X射線輻射源的角度坐標(biāo)θ ～ 52?,? ～ 262?(圖3下圖).

圖4給出在耀斑期間(07:02—07:16 UT) POLAR 25個模塊沉積事例的計(jì)數(shù)分布.POLAR下邊的模塊有比較高的計(jì)數(shù), 左上模塊的觸發(fā)是由07:12 UT左右的GRB事件導(dǎo)致的, 其方位坐標(biāo)為θ ～ 42.6?,? ～ 52.3?, ?值與耀斑相差～ 210?.RHESSI (總是指向太陽觀測)并沒有看到這個輻射源, 所以在我們的耀斑相對定標(biāo)分析中不再分析這個GRB事件.我們主要分析耀斑峰值附近響應(yīng)比較高的下邊的模塊, 特別是模塊14.

為了得到可靠的定標(biāo)結(jié)果, 在25–50 keV峰值附近我們得到3個20 s的積分時間段07:09:00—07:09:20(T1),07:09:20—07:09:40(T2),07:09:40—07:10:00(T3)的RHESSI能譜.我們使用熱分量(vth)加截斷冪律譜(bpow)模型擬合峰值處硬X射線能譜,圖5為T2時刻的能譜擬合, 表1給出了3個時間段的擬合參數(shù)演化, 可以看到能譜擬合中熱分量的等離子體溫度(T)可達(dá)22 MK, 非熱分量主導(dǎo)了20 keV以上的流量, 其截斷能量(Ebreak)在15 keV左右.非熱冪律能譜非常軟, 譜指數(shù)α2～4.0.

圖3 耀斑SOL2016112907背景扣除后的POLAR觸發(fā)光變(中間)和RHESSI (上)的觀測對應(yīng), 耀斑25–50 keV流量峰值附近陰影部分為選擇的能譜分析的時間片段; 下圖是耀斑在POLAR探測器坐標(biāo)系的位置變化.Fig.3 Background subtracted lightcurve of flare SOL2016112907 from POLAR trigger data (middle) and RHESSI observation (top), and the shaded areas near the flare 25–50 keV flux peak are selected time slices for spectral analysis; the bottom panel shows the evolution of flare position in the POLAR coordinate system.

圖4 左圖為耀斑期間(07:02—07:16 UT)扣除背景后的POLAR 25個模塊的計(jì)數(shù)分布; 右圖為整個探測器2維計(jì)數(shù)投影圖, 顏色對應(yīng)于模塊計(jì)數(shù).Fig.4 Left: counts distribution of the 25 modules of POLAR after background subtraction during the flare (07:02—07:16 UT); right: 2D counts distribution of the whole detector.Colors correspond to module counts.

圖5 耀斑流量峰值附近的RHESSI X射線的能譜擬合, 其中, Data-BK表示減去背景的能譜, Ebreak為截斷能量,EM為熱分量的發(fā)射度, T 為等離子體溫度, α1為低于截斷能量的冪律指數(shù), α2為高于截斷能量的冪律指數(shù).Fig.5 RHESSI X-ray spectral fit near the flux peak, here, Data-BK is the spectrum after background subtraction, Ebreak is the break energy, EM is the thermal emission measure, T is the plasma temperature,α1 is the power law index below break energy, and α2 is the power law index above break energy.

表1 3個時間段(T1, T2, T3)的能譜擬合結(jié)果Table 1 The spectral fit results of 3 time slices (T1, T2, T3)

相對于POLAR探測器, 太陽耀斑在這里可以看作是一個點(diǎn)源.表1還給出了耀斑位置在POLAR坐標(biāo)系的變化(θ ～ 52?,? ～ 267?), 可以看出源位置的變化對我們結(jié)果的影響可以忽略.而且閾值設(shè)定在5–40 keV范圍內(nèi), POLAR的探測效率的變化很小, 但是在低能部分塑料閃爍體的能量響應(yīng)表現(xiàn)出明顯的非線性特征[16], 為了盡可能減小非線性效應(yīng)的影響, 我們在使用POLAR GEANT4軟件包進(jìn)行模擬的時候, 入射的γ光子流的能譜范圍選擇為10–300 keV.這樣不僅可以提高模擬效率, 還可以在探測器里有效沉積高能事例.考慮到POLAR探測器在艙外的尺寸為450×450×250 mm3, 模擬中我們在距離探測器300 cm的球面上放置一個半徑40 cm的圓盤, 以表1給定的角度及其對應(yīng)的能譜入射了5×106個γ光子, 以得到足夠的事例和觀測進(jìn)行比較來實(shí)現(xiàn)相對定標(biāo).

光子在探測器里被反射或吸收會造成不同程度的能量衰減, 而且并非所有的沉積能量都會轉(zhuǎn)變成熒光被收集.在耀斑的譜模擬過程中, GEANT4模擬軟件也考慮了這些相互作用過程, 并且閃爍體棒的能量分辨率參數(shù)已經(jīng)由實(shí)驗(yàn)室測定[15].那么對于同樣的γ光子譜輸入, 穩(wěn)定工作的POLAR探測器在蒙特卡洛模擬中所沉積的能量是可以和實(shí)際觀測到的能量沉積相比較的.但是由于光電倍增管的不均勻響應(yīng)以及探測器本身集成系統(tǒng)的串?dāng)_, 也會造成實(shí)際測量能量的一些非線性響應(yīng)[17–18].為了盡量減小系統(tǒng)以及背景誤差, 我們在具體做相對定標(biāo)的時候, 只選取在耀斑峰值附近大量被激發(fā)的閃爍體棒作為分析對象.在方法驗(yàn)證過程中, 主要是以模塊14閃爍體棒7 (后面簡稱為模塊14棒7)作為示例.在比較窄的能譜范圍內(nèi), 能量刻度參數(shù)是近似線性的.在篩選沉積的有效事例時, 我們參考在軌定標(biāo)對數(shù)據(jù)處理的流程[16,19], 對讀出數(shù)據(jù)的基礎(chǔ)噪音和共模噪音進(jìn)行矯正, 并且剔除科學(xué)數(shù)據(jù)中標(biāo)記的宇宙線事件(當(dāng)某個時刻產(chǎn)生沉積的棒較多或者事例數(shù)過高), 得到耀斑期間的有效數(shù)據(jù), 即我們所處理的事例.由于在分析GRB偏振的時候?qū)τ?jì)數(shù)的精度要求較高, 因此在得到需要分析的數(shù)據(jù)后需要矯正響應(yīng)的非線性影響,再計(jì)算閾值和進(jìn)行探測器整體之間串?dāng)_的修正.定標(biāo)源22Na產(chǎn)生的511 keV光子譜的康普頓邊為340 keV, 擬合其模擬數(shù)字轉(zhuǎn)換器(ADC)得到的道數(shù)(channel)能譜的康普頓邊, 就可以確定探測器的能量標(biāo)度因子.在耀斑事件過程中, 雖然耀斑持續(xù)時間較長,但是大部分硬X射線的光子在50 keV以下, 其能譜沒有一個特征能量的譜峰或康普頓邊,并且考慮到閃爍體棒在低能的分辨率較差, 所以在低能端無法通過簡單的特征康普頓邊做標(biāo)定.在相對定標(biāo)時, 我們通過RHESSI能譜分析已經(jīng)確定了入射到POLAR的光子譜以及方向, 如果探測器的響應(yīng)是穩(wěn)定的, 那么其所沉積的能量(EkeV)譜(EkeV)和經(jīng)過矯正基礎(chǔ)噪音和共模噪音的閃爍體棒上的沉積能量(EADC)譜是可以對應(yīng)的, 即在EADC=fadc2kevEkeV的能量刻度下并且其能量通道刻度因子fadc2kev即是我們所需要得到的.注意這里我們已經(jīng)忽略了探測器串?dāng)_對結(jié)果的影響.

3 定標(biāo)結(jié)果

圖6左給出了在這個耀斑期間, POLAR模塊14棒7的基準(zhǔn)噪音.可以看出在耀斑期間POLAR模塊14閃爍棒7的基準(zhǔn)噪音分布可以用高斯分布較好擬合, 其平均值(Mean)～177.7 ADC道數(shù)(ADC channel), 均方差(σ)～34.5 ADC channel.由于基準(zhǔn)噪音的讀出頻率為1 Hz, 每一秒都會有一個基礎(chǔ)噪音的數(shù)據(jù), 那么在相對較短的時間范圍內(nèi)可以認(rèn)為閃爍體棒所在的模塊的系統(tǒng)基準(zhǔn)噪音是相對穩(wěn)定的.在后續(xù)的分析中, 我們將篩選出積分時間區(qū)間內(nèi)的事例, 對每個事例通過減去前一秒的基準(zhǔn)噪音來消除讀出通道的基準(zhǔn)噪音.對扣除基礎(chǔ)噪音后的事例, 我們再去除宇宙線事例以及在宇宙線事例后死時間< 10?4s內(nèi)的事例, 它們主要是宇宙線事件引起的次級響應(yīng), 并非正常的有效事例.并且在單個模塊中一些事例同時會有多個觸發(fā)響應(yīng), 圖6中表明這類事例的平均最大沉積能譜在< 70 ADC channel有一個峰.所以為了盡可能地減少非正常事例, 我們將所有平均最大沉積能量(AVMADC) < 70 ADC channel和宇宙線事例后死時間里的事例都去除, 從而得到沉積在POLAR中的正常事例.篩選出我們所需要的正常事例后, 我們可以給出探測器模塊的整體噪音水平即共模噪音.這里我們篩選出沒有觸發(fā)并且沒有和觸發(fā)事例相鄰的探測器閃爍體棒, 通過讀出平均值的分布來給出單個模塊的共模噪音分布[16,19], 圖6右給出耀斑前背景(07:02:00—07:03:00 UT)、峰值(07:09:00—07:10:00 UT)和耀斑后背景(07:15:00—07:16:00 UT)分別為一分鐘時間段的共模噪音分布.可以看出耀斑前后的背景共模噪音基本一致, 在峰值處由于受耀斑事件的影響有一定偏移.

圖6 左圖為耀斑期間POLAR模塊14棒7的基準(zhǔn)噪音分布(灰線)及其高斯擬合(黑線); 中間為扣除基準(zhǔn)噪音后平均最大沉積能量的能譜圖(實(shí)線)和扣除宇宙射線之后的次級響應(yīng)的平均最大沉積能譜(虛線), 點(diǎn)線為70 ADC channel分割線; 右圖為模塊14在耀斑前背景(黑線), 峰值(紅線)以及耀斑后背景(藍(lán)線)的共模噪音分布.Fig.6 Left: distribution of the pedestal noise of module 14 bar 7 during the flare (gray line) and its Gaussian fit (black line).Middle: distribution of the averaged maximum energy deposition of all events(solid line) and post cosmic ray events (dashed line), the dotted line stands for 70 ADC channel line.Right: Common noise of module 14 at background before the flare (black line), peak (red line), and background after the flare (blue line).

圖7左為我們矯正基礎(chǔ)噪音和共模噪音后, 篩選出的正常事例隨時間演化, 可以看出在耀斑期間有明顯的讀出通道增強(qiáng)和事例數(shù)增多, 但是依然有一些和耀斑無關(guān)的背景事例.這些事例無法通過事例的篩選來剔除, 需要從耀斑能譜中直接扣除.圖7右圖給出了對這個閃爍體棒背景的線性擬合, 其斜率(slope) ～ ?0.0001 counts·bar?1·s?1,背景流量較低～ 10 counts·bar?1·s?1.根據(jù)空間背景的蒙特卡洛模擬分析[20]在南大西洋異常區(qū)(SAA)之外的背景主要由彌散的宇宙X射線背景主導(dǎo), 其產(chǎn)生的背景流量～5.4 counts·bar?1·s?1, 另外還有正電子、中子、電子以及蟹狀星云所產(chǎn)生的背景, 總的背景大約會產(chǎn)生～16 counts·bar?1·s?1, 和我們觀測到的背景相當(dāng).圖8左圖顯示耀斑前(07:02:00—07:03:00 UT), 耀斑后(07:15:00—07:16:00 UT)背景能譜沒有明顯變化,我們因此可以結(jié)合擬合曲線扣除我們分析時間段里的非耀斑背景事例譜.

圖8右圖為我們得到的扣除背景譜后在峰值處(07:09:20—07:09:40 UT)的積分沉積能譜, 即模塊14棒7的未定標(biāo)ADC channel譜.探測器閃爍體棒有一個觸發(fā)閾值, 在能譜上則可以利用誤差函數(shù)擬合低能端ADC channel譜來確定沉積譜的閾值范圍[19].在圖8右圖中可以看到誤差函數(shù)的擬合, 誤差函數(shù)的中心(center) ～192 ADC channel,寬度(width) ～61 ADC channel, 那么可以計(jì)算得到模塊14棒7的通道閾值范圍～278 ADC channel.

圖7 左圖為耀斑期間模塊14棒7扣除基準(zhǔn)噪音和共模噪音并篩選出正常事件后所有探測到的事件隨時間的演化; 右圖為經(jīng)過事件篩選后模塊14棒7的光變曲線(黑色線)以及其背景的線性擬合(灰色線).Fig.7 Left: temporal evolution of all normal events recorded by module 14 bar 7 after removing pedestal noise and common noise during the flare; right: the flare lightcurve (black line) of module 14 bar 7 after events selection and a linear fit to the background (gray line).

圖8 左圖為耀斑前(07:02:00—07:03:00 UT)(黑線)和耀斑后(07:15:00—07:16:00 UT)(藍(lán)線)的背景譜; 右圖為模塊14棒7在07:09:20 UT到07:09:40 UT扣除背景譜后的20 s積分沉積譜, 紅色曲線為閾值附近的誤差函數(shù)的擬合.Fig.8 Left: background spectra before the flare (07:02:00—07:03:00 UT) (black line) and after the flare(07:15:00—07:16:00 UT) (blue line).Right: 20 s integration deposition spectrum of module 14 bar 7 from 07:09:20 UT to 07:09:40 UT after background subtracted, the red line is a error function fitting near the threshold.

通過線性變換EADC= fadc2kevEkeV, 由觀測得到的ADC譜可以和基于RHESSI觀測能譜的蒙特卡洛模擬沉積能譜做比較.這里我們還需要考慮閃爍體棒激發(fā)閾值對沉積能譜的影響, 即利用前面擬合ADC譜得到的誤差函數(shù)對模擬沉積能譜加權(quán).然后通過最小化能量閾值之上的觀測和模擬能譜的χ2給出相應(yīng)的相對定標(biāo)參數(shù)fadc2kev和能量閾值Ethreshold.圖9給出了在峰值處(07:09:20—07:09:40)觀測和模擬的能譜擬合, 其誤差棒為歸一化的統(tǒng)計(jì)誤差, 擬合的χ2為0.25.由Xiao等[16]在軌定標(biāo)的結(jié)果知道模塊14棒7高能端的閾值～ 18.57 keV、fadc2kev～ 14.4 ADC channel · keV?1, 而由RHESSI譜重建的相對定標(biāo)得到的3個時間片段(T1, T2, T3)的標(biāo)定參數(shù), 如表2所示, 擬合得到的閾值～14 keV, 小于高能端的閾值.擬合得到fadc2kev的均值和方差分別為20.5 ADC channel· keV?1和0.07 ADC channel · keV?1.在峰值時間段內(nèi)低能刻度因子較為穩(wěn)定.但是擬合給出的相對定標(biāo)參數(shù)和高能端使用22Na源事例的康普頓邊得到的結(jié)果差別顯著.

圖9 T2觀測能譜和模擬能譜的比較, 虛線為閾值能量Ethreshold, 藍(lán)色線代表模擬能譜, 紅色線代表觀測標(biāo)定能譜.Fig.9 Comparison of observed spectrum and simulated spectrum for T2, dashed line is the threshold energy Ethreshold, blue line is simulation spectrum, and red line is calibration observation spectrum.

表2 3個時間段(T1, T2, T3)的定標(biāo)參數(shù)Table 2 Calibration parameters of 3 time intervals (T1, T2, T3)

應(yīng)用同樣的定標(biāo)方法我們對耀斑流量峰值附近20 s積分時間間隔里能譜峰值計(jì)數(shù)率> 1 counts·s?1(激活)的閃爍體棒進(jìn)行了定標(biāo).表3可以看到不同的棒定標(biāo)給出的能量閾值和通道能量轉(zhuǎn)換因子也不同, 這個結(jié)果和高能端的在軌定標(biāo)結(jié)果類似, 其能量和ADC通道的線性關(guān)系如圖10所示.所有激活的閃爍體棒的定標(biāo)及其和高能端的對比結(jié)果如圖11, 激活的閃爍體棒約為41個, 分布于5個模塊(M4、M9、M14、M19、M24),在POLAR最外面的3排, 約占POLAR整個探測器的塑料閃爍體總數(shù)的～3%, 它們探測到的有效事例和相對定標(biāo)的結(jié)果在不同閃爍體棒上沒有明顯的規(guī)律性, 對比能量閾值低能端(Low threshold)和高能端(High threshold)沒有表現(xiàn)出明顯的差異, 符合較好; 能量通道刻度因子fadc2kev低能端的定標(biāo)(Low factor)對比高能端(High factor)差異同樣沒有表現(xiàn)出明顯的規(guī)律性.這一結(jié)果表明POLAR矩陣式的設(shè)計(jì)導(dǎo)致探測效率依賴源的方向.在這個耀斑期間只有一側(cè)的探測器模塊有較強(qiáng)的響應(yīng), 并且其中被激活的閃爍體棒也主要集中于源方向一側(cè)的棒.

表3 耀斑期間有顯著信號的閃爍體棒的相對定標(biāo)和在軌定標(biāo)參數(shù)的對比Table 3 Comparison of cross calibration and in-flight calibration parameters in plastic bars with a strong signal during the flare

圖10 圖中為能量標(biāo)定后, 能量和ADC通道的線性關(guān)系, 紅色為低能端, 灰色為誤差棒, 藍(lán)色為高能端.左圖為模塊14棒7的線性關(guān)系圖; 右圖為所有標(biāo)定的閃爍體棒的線性關(guān)系圖.Fig.10 The linear relation between energy and ADC channel, red is low energy band, gray is error bar,and blue is high energy band.Left: the linear relation of module 14 bar 7; right: the linear relation of all calibration bars.

圖11 POLAR下3排棒的定標(biāo)參數(shù).上圖為每個棒耀斑期間記錄的有效事例數(shù); 中圖和下圖分別為高低能端定標(biāo)閾值的能量以及對應(yīng)的定標(biāo)的能量通道刻度因子的對比.其中M代表POLAR模塊, 灰色虛線代表不同排分割線.Fig.11 Calibration parameters for the bars in the bottom three rows of POLAR.The top panel gives the total number of events recorded by each bar; the middle panel and the bottom panel are the comparison of threshold energy and conversion factors obtained via calibration in low and high energy ranges,respectively.M stands for POLAR module, and the dashed line is the line between different rows.

4 總結(jié)與展望

經(jīng)過半年多的觀測, POLAR成功探測到了多個太陽耀斑, 但是由于探測到的耀斑在高能段的輻射較弱, 無法使用地面或在軌定標(biāo)的參數(shù)對所探測到的耀斑進(jìn)行比較準(zhǔn)確的能譜和輻射偏振測量.我們通過結(jié)合RHESSI的硬X射線能譜觀測, 給出了通過模擬對觀測能譜進(jìn)行相對定標(biāo)的方法.分析表明在非康普頓模式下POLAR塑料閃爍體可以探測到低能的γ光子, 并且由于具有較大的有效面積相對于RHESSI可以探測到更多的高能光子事例.為了和更高能段的地面實(shí)驗(yàn)室、模擬和在軌標(biāo)定結(jié)果做比較, 我們選擇和POLAR在軌標(biāo)定相近的時間段且儀器設(shè)置不變情形下的耀斑事件對POLAR的低能段進(jìn)行相對定標(biāo).在確定耀斑的位置和能譜后, 我們利用RHESSI觀測得到的能譜作為POLAR蒙特卡洛模擬的輸入, 得到相應(yīng)的探測器沉積能譜.通過合理的事例篩選和背景扣除得到的POLAR ADC channel能譜可以和模擬得到的沉積能譜比較得到相應(yīng)探測器棒的能量觸發(fā)閾值和能量通道刻度因子fadc2kev.雖然在耀斑期間這些定標(biāo)參數(shù)比較穩(wěn)定, 但是和高能端的定標(biāo)結(jié)果相比, 兩者有較為顯著的差別.我們的分析還表明陣列式的模塊排列導(dǎo)致探測器之間相互遮擋, 顯著壓低了中間9個模塊的計(jì)數(shù)率.未來探測器設(shè)計(jì)上要盡量避免各模塊相互遮擋.

附錄 POLAR對太陽耀斑的觀測

雖然是在太陽活動谷年發(fā)射運(yùn)行, POLAR依然探測到了十幾個太陽耀斑事件,結(jié)合RHESSI硬X射線觀測以及靜止環(huán)境觀測衛(wèi)星(GOES)軟X射線觀測的耀斑列表,我們得到POLAR所探測到的耀斑列表4.從表4中, 可以看到POLAR耀斑列表中探測到的16個耀斑中有11個是C級, 5個是B級耀斑, 都是較小的太陽耀斑.有3個耀斑沒有對應(yīng)的RHESSI觀測, RHESSI有對應(yīng)觀測的耀斑50–300 keV能段的計(jì)數(shù)率都低于102counts/s, 但是POLAR更大的視場和有效探測面積使其能探測到大量的光子.

表4 POLAR觀測到的耀斑列表Table 4 Solar flares list observed by POLAR