CN111783024B - 一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，所述方法包括：通过中性原子成像仪同时获取在空间不同位置的两幅ENA探测图像C1和C2；穷尽ENA探测图像C1中所有统计有效像素，与ENA探测图像C2中每个统计有效像素在视线方向所交汇的磁层能量离子辐射体元；依据两幅图像中各像素的有效ENA探测计数，求解所交汇的磁层能量离子辐射体元的能量离子通量。本发明的方法能够反演局部三维能量离子通量，克服传统ENA反演结果缺少磁纬度变化探测特征的缺陷。

Description

一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法

技术领域

本发明涉及磁层物理技术领域，具体涉及一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法。

背景技术

现有技术的中性原子探测图像反演是利用二维ENA探测图像推算一个地球赤道面的二维能量离子通量分布，使其通过特定的磁层能量离子通量模型解算的全球能量离子通量分布所产生的ENA辐射源，与中性原子成像仪所获ENA遥测图像基本一致，是一个具有探测依据的模拟结果。在反演的全球磁层能量离子通量分布中只有磁经度和磁壳指数两个变量与探测结果相关，而全球能量离子通量分布在磁纬度方向变化是由模型给定的。这样的反演结果给出的是沿磁力线往复反跳能量离子通量分布，无法体现能量离子的注入特征。

发明内容

本发明的目的在于克服上述技术缺陷，提出了一种能够反演局部三维能量离子通量的方法，克服传统ENA反演结果缺少磁纬度变化的探测特征的缺陷。

为实现上述目的，本发明提出了一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，所述方法包括：

通过中性原子成像仪同时获取在空间不同位置的两幅ENA探测图像C1和C2；

穷尽ENA探测图像C1中所有统计有效像素，与ENA探测图像C2中每个统计有效像素在视线方向所交汇的磁层能量离子辐射体元；

依据两幅图像中各像素的有效ENA探测计数，求解所交汇的磁层能量离子辐射体元的能量离子通量。

作为上述方法的一种改进，所述方法还包括：

指定磁层能量离子分布区域为：0°≤θ≤360°，2≤L≤8；在偶极场磁场构成的磁壳结构里，磁壳指数L定义为：/>r表示径向坐标，θ为磁经度，/>为磁纬度；

用若干经度角元Δθ、若干纬度角元和若干磁壳指数元ΔL，把磁层能量离子分布区域划分为若干个连续分布的磁壳层的辐射体元格点；划分标准为：C1图像中的一个像素与C2图像中的两个相邻像素相交在不同的辐射体元格点内。

作为上述方法的一种改进，所述依据两幅图像中各像素的有效ENA探测计数，求解所交汇的磁层能量离子辐射体元的能量离子通量；具体包括：

在设定的磁层的体元结构体区域，设图像C1上n个有效像素与图像C2上m有效个像素有无障碍的交集为：

其中，(C1_i,j)_n是n个像素中第i,j个像素的ENA探测计数；(C2_I,J)_m是m个像素中第I,J个像素的ENA探测计数；J_iom(N,M,K)是空间第N,M,K个体元的离子辐射通量，为待求量；G(ε,δ)是单像素对应探测器的几何因子，ε和δ分别为像素相对第N,M,K辐射体元的方位角和仰角；ΔE和Δt为能谱宽度和积分时间；F(α)为投掷角函数，α为投掷角；σ(E)为电荷交换截面，E为能量；为中性原子密度。

作为上述方法的一种改进，所述单像素探测器的几何因子G(ε,δ)为：

其中，S_A(ε,δ)是单像素探测器开窗面积在垂直视线方向的投影，s_d是单像素探测器的有效面积，b是单像素探测器到开窗的距离。

作为上述方法的一种改进，所述投掷角函数F(α)为：

F(α)＝exp(-f_α)

其中，参数f_α定义为：

其中，α_eq为能量离子在赤道面的投掷角；损失锥为α_eq≤30°或α_eq≥150°的区域；k_α为投掷角分布的修正系数，|k_α|≤3。

作为上述方法的一种改进，所述中性原子密度为：

其中，n₀＝1600cm^-3,a₀＝1.78。

作为上述方法的一种改进，所述空间第N,M,K个体元的离子辐射通量的求解过程包括：

图像C1的n个像素与C2的m个像素共有n×m个相交体元，得到矩阵C：

(C)_n+m＝(A)_{(n+m)×(n×m)}(J_ion(N,M,K))_(n×m)

其中，A是下述两个方程：

合并得到关于待求变量J_ion(N,M,K)的系数矩阵；

采用线性约束法解算J_ion(N,M,K)：将上述矩阵转换为约束条件下求下述表达式的最小二乘解：

这里，是测量协方差矩阵的逆，γ是一个常数，H是一个约束矩阵，/>为待求量；

则的最小二乘解/>为：

本发明的优势在于：

1、本发明的方法利用两幅ENA探测图像的视差反演局部三维能量离子通量，把原来ENA反演的二维全球模型升级为局部三维模型；

2、与传统的二维全球反演方法相比，本发明没有给定离子通量模型，通过解算两幅不同位置ENA探测图像中像素所有在指定磁壳层中有交汇体元处的离子通量值，它们只是磁层的一个局部；其反演结果能更大程度地反映探测真实，克服传统ENA反演结果缺少磁纬度变化的探测特征。

附图说明

图1为中性原子成像探测示意图；其中，C1和C2表示中性原子成像仪的空间探测位置，△V表示来自两幅ENA探测图像中相关像素交汇在磁层区域的能量离子辐射体元；

图2为偶极场磁力线图；其中，为磁纬度，L为壳指数，r地球径向坐标；

图3为质子H⁺、氦离子He⁺和氧离子O⁺的电荷交换截面σ随能量的变化曲线图。

具体实施方式

下面结合附图对本发明的技术方案进行详细说明。

本发明建立了利用两幅ENA探测图像的视差反演局部三维能量离子通量的理论模型，把原来ENA反演的二维全球模型升级为局部三维模型。与传统的二维全球反演方法不同的是这里没有给定离子通量模型，通过解算两幅不同位置ENA探测图像中像素所有在指定磁壳层中有交汇体元处的离子通量值，它们只是磁层的一个局部。其优点是反演结果能更大程度地反映探测真实，克服传统ENA反演结果缺少磁纬度变化的探测特征。ENA(Energetic Neutral Atom)指能量在KeV以上量级的中性原子。ENA反演是建立在探测数据基础上对与此相关的物理结果的数学推演方法。鉴于空间探测数据只能部分反映推演结果的物理特征，不足部分通常用人为模型加以补充。

两幅同时探测的ENA图像C1(ε,δ)和C2(ε,δ)中，图像C1的第(i,j)像素C1_i,j(ε,δ)与图像C2的任一(I,J)像素C2_IJ(ε,δ)视向交点处(两视线距离最近位置)的ENA辐射源体元ΔV处的能量离子通量J_ion 是唯一只对这两个像素的ENA计数有贡献的辐射体元(在三维空间视向交点定义为：进入同一辐射体元，或两条视线间距小于体元尺度的位置)，但这两个像素的ENA计数还积累了其它更多辐射体元的贡献，如图1所示。

指定磁层能量离子分布区域为：0°≤θ≤360°，2≤L≤8；在偶极场磁场构成的磁壳结构里，磁壳指数L定义为：/>r表示径向坐标，θ为磁经度，/>为磁纬度；用磁壳指数定义的磁力线方程：r＝Lcos²φ；磁力线与地球表面相交的纬度：Λ＝cos^-1(1/L)^1/2。偶极场磁力线图：这里L＝4。如图2所示。

用若干经度角元Δθ、若干纬度角元和若干磁壳指数元ΔL，把磁层能量离子分布区域划分为若干个连续分布的磁壳层的辐射体元格点；划分标准为：C1图像中的一个像素与C2图像中的两个相邻像素相交在不同的辐射体元格点内。磁壳层的体元格点大小以每个体元只对应参与反演两图像中一对像素视线方向的交点。

对于地球磁层的磁壳层结构：如用60个经度角元Δθ，30个纬度角元60个径向元ΔL(L＝2—8，其它部分设为光学薄)构成磁层的体元结构体。磁层的体元结构体的大小以每个体元只对应参与反演两图像中一对像素视线方向的交点，如果一个探测图像中的某个像素与另一探测图像中的两个像素相交在同一体元内，则需增加体元格点数将其分置在相邻的两个格点里。换言之，反演的全球辐射体元结构大小和密集程度与参与反演的两幅ENA探测图像的空间角分辨和探测位置相关，也属于模型的计算内容之一。

穷尽图C1中所有像素与图C2中个像素所对应的辐射体元，依据两者的ENA计数求解各辐射体元的辐射通量J_ion(N,M,K)。设C1上n(<i×j)个像素与C2上(m<I×J)个像素在设定的辐射磁壳体元区域有无障碍的交集：

其中，C1_i,j是C1中第i,j个像素的ENA探测计数；J_ion(N,M,K)是空间第N,M,K个体元的离子辐射通量，为待求量；G(ε,δ)是探测器的几何因子，ε和δ分别为像素相对第N,M,K辐射体元的方位角和仰角；I,J指C2图像的第I,J个像素；ΔE和Δt为能谱宽度和积分时间。当视向交点位于L＝2—8磁壳层之外时，设J_ion＝0；视线被地球遮挡时J_ion＝0。

如果有两组像素相交于同一体元，则需减小体元尺寸加以排除。这样C1的n个像素与C2的m个像素共有n×m(这里，n×m＜＜N×M，只是空间格点的一个局部。)个相交体元。最后得到矩阵：

其中

单像素探测器的几何因子为：

其中，S_A是探测器开窗面积在垂直视线方向的投影，s_d是单探测器的有效面积，b是探测器到开窗的距离。

投掷角函数F(α)为：

F(α)＝exp(-f_α)

其中，f_α定义为：

α_eq为能量离子在赤道面的投掷角；损失锥指投掷角：α_eq≤30°，或α_eq≥150°；k_α为投掷角分布的修正系数，|k_α|≤3。

中性原子密度：

其中，n₀＝1600cm^-3,a₀＝1.78。

电荷交换截面σ(E)如图2所示。

采用线性约束法解算J_ion(N,M,K)：严格地说，只有当矩阵A为非奇异，且方形矩阵时有唯一解。实际上，这两个标准不能同时满足。我们不去寻找直接的解决方案，而是在约束条件下求最小二乘解：

这里，是测量协方差矩阵的逆，γ是一个常数和H是一个约束矩阵(H＝H₀＝I，采用一阶约束矩阵的迭代的解决方案)。对仿真数据,/>是一个对角矩阵，其中的元素/>对应于第i个像素；最小二乘解：

用反演结果产生模拟恢复ENA图像与探测图像的差引导约束因子调整的迭代方向。

本发明的方法的反演结果能更大程度地反映探测真实，克服传统ENA反演结果缺少磁纬度变化的探测特征；但它只能反演两幅ENA图像中像素视线方向在磁层中有无障碍交汇的一个局部区域，且解算的磁层空间能量离子通量分布可能多是离散的。

最后所应说明的是，以上实施例仅用以说明本发明的技术方案而非限制。尽管参照实施例对本发明进行了详细说明，本领域的普通技术人员应当理解，对本发明的技术方案进行修改或者等同替换，都不脱离本发明技术方案的精神和范围，其均应涵盖在本发明的权利要求范围当中。

Claims (5)

1.一种中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，所述方法包括：

通过中性原子成像仪同时获取在空间不同位置的两幅ENA探测图像C1和C2；

穷尽ENA探测图像C1中所有统计有效像素，与ENA探测图像C2中每个统计有效像素在视线方向所交汇的磁层能量离子辐射体元；

依据两幅图像中各像素的有效ENA探测计数，求解所交汇的磁层能量离子辐射体元的能量离子通量；

所述方法还包括：

指定磁层能量离子分布区域为：0°≤θ≤360°，2≤L≤8；在偶极场磁场构成的磁壳结构里，磁壳指数L定义为：/>r表示径向坐标，θ为磁经度，/>为磁纬度；

用若干经度角元△θ、若干纬度角元和若干磁壳指数元△L，把磁层能量离子分布区域划分为若干个连续分布的磁壳层的辐射体元格点；划分标准为：C1图像中的一个像素与C2图像中的两个相邻像素相交在不同的辐射体元格点内；

所述依据两幅图像中各像素的有效ENA探测计数，求解所交汇的磁层能量离子辐射体元的能量离子通量；具体包括：

在设定的磁层的体元结构体区域，设图像C1上n个有效像素与图像C2上m有效个像素有无障碍的交集为：

其中，(C1_i,j)_n是n个像素中第i,j个像素的ENA探测计数；(C2_I,J)_m是m个像素中第I,J个像素的ENA探测计数；J_ion(N,M,K)是空间第N,M,K个体元的离子辐射通量，为待求量；G(ε,δ)是单像素对应探测器的几何因子，ε和δ分别为像素相对第N,M,K辐射体元的方位角和仰角；△E和△t为能谱宽度和积分时间；F(α)为投掷角函数，α为投掷角；σ(E)为电荷交换截面，E为能量；为中性原子密度。

2.根据权利要求1所述中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，其特征在于，所述单像素探测器的几何因子G(ε,δ)为：

其中，S_A(ε,δ)是单像素探测器开窗面积在垂直视线方向的投影，s_d是单像素探测器的有效面积，b是单像素探测器到开窗的距离。

3.根据权利要求1所述的中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，其特征在于，所述投掷角函数F(α)为：

F(α)＝exp(-f_α)

其中，参数f_α定义为：

其中，α_eq为能量离子在赤道面的投掷角；损失锥为α_eq≤30°或α_eq≥150°的区域；k_α为投掷角分布的修正系数，|k_α|≤3。

4.根据权利要求1所述的中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，其特征在于，所述中性原子密度为：

其中，n₀＝1600cm^-3,a₀＝1.78。

5.根据权利要求1所述的中性原子图像的局部三维磁层离子通量分布反演方法，其特征在于，所述空间第N,M,K个体元的离子辐射通量的求解过程包括：

图像C1的n个像素与C2的m个像素共有n×m个相交体元，得到矩阵C：

(C)_n+m＝(A)_{(n+m)×(n×m)}(J_ion(N,M,K))_(n×m)

其中，A是下述两个方程：

合并得到关于待求变量J_ion(N,M,K)的系数矩阵；

采用线性约束法解算J_ion(N,M,K)：将上述矩阵转换为约束条件下求下述表达式的最小二乘解：

这里，是测量协方差矩阵的逆，γ是一个常数，H是一个约束矩阵，/>为待求量；

则的最小二乘解/>为：