国际空间站上的阿尔法磁谱仪--第二部分前七年的结果发表时间：2020-01-13 16:21 国际空间站上的阿尔法磁谱仪 第二部分前七年的结果 一 简介 阿尔法磁谱仪(AMS)是国际空间站(ISS)上的精密粒子物理磁谱仪。实验的物理目标包括精确寻找暗物质、反物质和宇宙射线的起源以及直接探索宇宙中高能量的新现象。经过16年的建造和测试，AMS于2011年5月16日在航天飞机奋进号上发射，并于2011年5月19日安装在ISS上(见图1)。
Figure 1 AMS是唯一的位于国际空间站上的精密磁谱仪，AMS将一直持续运营到国际空间站服役结束（预计2024-2028年，有可能会更长）。
太空中存在着两种宇宙射线： 1.电中性的宇宙线（光子或中微子）：许多基于卫星(COBE，EGRET，WMAP，Planck，ROSAT，Fermi，AGILE，Chandra，INTEGRAL，哈勃太空望远镜和即将到来的詹姆斯韦伯望远镜，…)或地面的实验(HAWC，Hess，MAGIC，ICECUBE，…) 对中性宇宙线进行了详实的研究。这些研究提供了有关宇宙的基本信息。 2.带电宇宙线：除了中性宇宙射线之外，空间中还存在着大量带电的宇宙射线。和中性宇宙线不同，带电宇宙射线在到达地面之前极易被大气层所吸收，因此它们的特性只能在太空中研究。过去有许多很好的气球实验(ATIC，Bess，Caprice/Wizard，CREAM…)和卫星实验(CrIS，HEAO，PAMEA，…)对带电宇宙线进行了初期的观测。最近，高精度的无磁铁量能器实验CALET和ISS-CREAM也已经安装在空间站上，并开始取得重要的结果。此外，无磁场量能器实验“悟空号”也作为一颗人造卫星开始取得重要的结果。现在有一些很好的实验来进行最高能量的宇宙射线的研究。这包括采用全新方法的实验SPB-EUSO和POEMMA，也包括Pierre Auger天文台、HESS、TA、CTA等等一系列在地面上的实验。 与上述实验不同，AMS是第一个可以直接在太空中测量基本粒子(电子、正电子、质子、反质子)，原子核，反原子核等一系列带电粒子的电性，电荷，动量和流强的大接收度，高精度的大型磁谱仪。 二 AMS探测器 AMS的基本结构如图 2所示。图中可见，AMS是由位于中间位置的一组永磁铁和环绕其周围的一系列子探测器所构成，这些子探测器包括位于磁铁上方的穿越辐射探测器（TRD），位于磁铁上下两侧的飞行时间计数器（TOF），以及位于磁铁下方的环形切伦科夫探测器（RICH）和电磁量能器（ECAL），除此之外还有分布在磁铁上方，下方以及磁铁孔腔内部的九层硅微条径迹探测器和环绕着孔腔内部径迹探测器的反符合计数器（ACC或Veto）。这些基本组分联合在一起可以精确地测量穿过探测器的基本粒子和原子核的速度，动量和电荷。关于这些探测器的进一步介绍详见下文。
Figure 2 AMS的主要构件以及其相应的功能。AMS是一台TeV级别的高精度，多功能粒子探测磁谱仪。它通过径迹探测器，TOF，RICH，ECAL 独立测量粒子的电荷(Z),能量(E)，动量(P)来区分不同的粒子和原子核。ACC（图中未示）位于磁铁孔腔内部。图中还标识了AMS的坐标系，其中x轴平行于磁场方向，z轴竖直向上。
TRD和ECAL由磁场间隔开来确保TRD中所产生的次级粒子不会进入ECAL中。通过这种方式，TRD和ECAL的排除能力是相互独立的。 在飞往国际空间站之前，AMS在CERN用电子，反电子，质子和pi介子（来模拟高能质子）束流进行了大量的测试。这些测试涵盖了多种粒子，多种能量，多种角度和位置，不同指标的组合多达2000多个。这些测试结果将用于监测AMS在太空上的表现并确保探测器在空间中所采集的数据质量。 图3显示了ISS上的AMS，在空间站上AMS具有可靠的稳定性。另外，同之前在CERN做的测试相比，AMS在太空中各项指标都没有改变。这保证了所采集数据的质量和精确度。
Figure 3 安装在ISS上的AMS的俯视图。图片拍摄于2011年5月19日安装完毕后。此时AMS已经启动并开始收集数据。
在AMS超过10年的建造过程中，一个大型的国际科研组发展了一套关于AMS的完备的蒙特卡罗模拟程序。该程序基于GEANT4框架并不断由AMS空间数据所改进。该程序模拟构成AMS材料中的电磁相互作用，强子相互作用以及原子核的相互作用。这些过程包括 1）电磁相互作用 a. 电离能损 b. 轫致辐射 c. 对产生 d. 单一及多重库伦散射 2）TRD探测器中的X射线产生 3）RICH中的切伦科夫光子的产生和传播 4）强子和原子核的弹性散射 a. 强子的弹性散射 b. 离子与原子核的弹性散射 5）基于理论模型并有AMS测量的核散射截面数据调试的强子和原子核的非弹性散射 a. 强子作用的夸克-胶子线理论模型 b. 核相互作用的DPMJET2.5，INCL++以及BinaryCascade模型 触发判选系统的状态和信号的数字化由基于所测量的电子元器件特性来进行模拟。这些模拟事例将通过和实测数据一样的过程进行重建。 2.a 永磁铁AMS-02所用的永磁铁就是AMS-01试验飞行时使用的磁铁，并在第一份AMS物理报告中作了详细描述。这块磁铁由64块优质的Nd-Fe-B扇形块组合成了一个内径1115mm，高为800mm的圆柱筒状磁铁。该设计可以在磁场内部中心创造一个1.4kG的磁场并使得磁铁外部的磁偶矩可以忽略不计，这对于消除由于磁扭矩对空间站的影响很重要。该磁铁三维的磁场分布于2010年测绘完成并示于图5a中。测绘过程选取了120000个测量点并且测量精度小于1%。比起在1997年测试飞行之前对同一块磁铁的测量，磁场强度的变化小于1%，且精确度主要有1997年的测量所限制。两次测量的结果比较在图5b中显示。温度会引起极小幅的磁场强度的改变，该影响被实时监测且考虑进了数据的修正当中。
Figure 4（a）64块扇形永磁铁排列示意图以及其产生的磁场方向，这样的设计使得磁铁外部没有磁偶矩且在磁铁外部不存在漏磁现象。(b) 准备发射升空的AMS磁铁，磁铁长800mm，内径1115mm。
Figure 5 (a)2010年在z=0处测得的磁场(b)1997年同2010年测得的偏差
AMS 的坐标系统是与磁铁的中心线同轴的。x轴方向平行于磁铁的磁场方向，z轴平行于磁铁孔腔，y-z平面是磁铁的偏转平面。 通常情况下，ISS会携带一个速度矢量，该矢量的方向指向图3中的左侧。该矢量基本平行于AMS的y轴。在图6中可以看出AMS安装在了空间站的最高点且偏转了12度，这样可以避免空间站的太阳能电池板对AMS视野的遮挡。
Figure 6为了避免阳能电池板对AMS视野的影响，AMS相对于竖直方向偏转了12度。 2.b 径迹探测器径迹探测器通过多次测量宇宙线的坐标和能损来精确测定宇宙线的径迹和电荷量。径迹探测器由192个硅梯构成，每个硅梯的正反两面都有硅传感器，读出电子学和相应的机械结构。AMS的径迹探测器如图7所示，其中九层硅微条探测器分布在六块外面包有碳纤维的蜂窝形铝板上，其中三块铝板在正反两面都装配有硅梯，构成六个硅微条层（L3-L8），另外三块铝板只装配有单面的硅梯，形成三个硅微条层（L1，L2，L9）。九层硅微条探测器共有196608个读出通道，通过图7我们也可以看到，L1位于TRD的上方，L2紧贴着磁铁的上部，L9位于RICH和ECAL中间，L2-L8位于磁铁孔腔内部，L1-L9之间的总距离是3m。通过径迹和磁场强度能够直接获得粒子的刚度或单位电荷的动量 R=P/Z。
Figure 7 AMS中九层硅微条探测器以及其相对位置。
孔腔内部的径迹探测器层由一个特别设计的碳纤维结构来固定，它们的位置由20个测距激光束流所监测，这些测距激光器可以穿透所有的内层径迹探测器并提供微米级别精度的位置测量。L1和L9的位置由宇宙线中的质子来校正，因此它们可以在2-3微米的级别上保持稳定。
Figure 8 L1层(a)和L9层(b)的在过去7年的准直稳定性。
径迹探测器可以独立地测量x和y坐标。设计上y方向（色散方向）拥有更小的读出间距从而使得y坐标的测量具有更高的精度。下面将着重介绍y坐标的测量，这对于确定粒子的动量（或刚度）是至关重要的，x坐标的测量与之相类似就不再赘述了。 当一个带电粒子穿过一层硅微条探测器时，它的位置坐标d（d可代表x或y）可由其相邻的两个硅微条所产生的信号强弱所确定。如图9所示，箭头的位置是粒子击中硅传感器的位置（即着火点），两个相邻的硅微条会产生强度为A0和A1的信号。一般地，位置坐标d=1/(1+A0/A1)。
Figure 9硅微条探测器中坐标测量的示意图，箭头代表着火点的位置，两个相邻的硅微条在0和1的位置。最大信号强度（A0）出现在位置0，次强信号强度（A1）出现在位置1。一般地位置坐标d=1/(1+A0/A1)。
硅微条的信号的强度会正比于Z2。对于y坐标且Z>3，信号A0会开始变得不再正比于着火点位置，从而降低其分辨率。考虑到宇宙线在空间站上的分布应该是均匀且各向同性的，我们因此发展了一套优化技术来修正这种非线性效应。如图10所示，我们定义一个K(d)函数来使得A0与着火点位置恢复线性关系，即d=1/(1+(A0+K(d))/A1。
Figure 10线性优化的原理。A0是非线性信号，K(d)是修正函数。虚线箭头为修正之前坐标测量结果，实线箭头为修正之后的测量结果。
为了确定K(d),我们利用宇宙线均匀分布的特点，即若不存在非线性效应，硅微条上将看到均匀的事例密度（如图11a），然而非线性效应会导致事例密度的畸变（如图11b）。
Figure 11 (a)理想的径迹探测器测量的均匀的事例密度分布(b)由于径迹探测器的非线性响应引起的事例密度分布的畸变。
我们发现K(d)是|Z|的函数。图12展示了修正之前和修正之后的碳核的事例密度分布。
Figure 12碳核在修正前和修正后的事例密度分布，位置0代表信号A0的位置，位置+1，-1代表信号A1的位置。
图13展示了利用该技术，对氦核，碳核，氧核在偏转方向的坐标分辨率。
Figure 13对刚度R>50GV的氦核(a)碳核(b)氧核(c)的坐标测量（L3或L5）以及利用L1,L2,L4,L6,L7,L8的测量径迹拟合出的坐标的比较，相应的蒙特卡洛模拟值也绘制其中。在偏转方向，氦核的坐标精确度为6.5微米，碳核为5.1微米，氧为6.3微米。
图14 展示了从Z=2到Z=26的原子核的坐标测量的精确性。注意：由于径迹探测器读出放大器的设计，最大非线性发生在Z~9的位置。
Figure 14 AMS位置分辨σ随原子核电荷Z的变化，a)L1-L9接受度和b)L1-L8接受度。通过比较在刚度R>50 GV的原子核样本L3或L5层测量的坐标与使用来自L1、L2、L4、L6、L7和L8 测量的轨道外推的位置的差异来得到位置分辨率。
径迹刚度的测量 粒子在磁场中的径迹测量将可以用来确定粒子的刚度。确定径迹的算法基于元胞自动机，通过确定径迹的片段来重建完整的径迹。这可以提高径迹寻找效率并排除探测器上的噪声点。该算法对重核事例尤为重要，因为重核事例会经常由于俄歇射线的产生以及原子核与径迹探测器材料的作用而更易出现噪声信号。
Figure 15 径迹重建算法的原理图。(a)事件的着火点，(b)事件的所有径迹段，(c)基于段之间的角度最小化而选择正确的径迹段，(d)使用类x2的径迹质量估计器挑选的最终径迹。
一旦径迹被找到，粒子的刚度就会被确定。为了确定刚度，我们发展了一套基于Kalman滤波器的径迹拟合的算法。这套算法精确地考虑了带电粒子的能损和多重散射的影响。对于小刚度事例（<20GV）,测量误差为0.1。这对于诸如反氘核或反氦核等反物质的测量以及如3He/4He,6Li/7Li,9Be/10Be,10B/11B等同位素丰度比至关重要。这套算法的最大可观测刚度（MDR）为：2.0TV（质子），3.2TV（氦核），3.4TV（氧），3.7TV（铁）。 测试数据对于理解径迹探测器的细节表现至关重要。图16显示了在CERN用400GeV/c 质子测试束流所测量的刚度的倒数与蒙特卡罗模拟的对比。可以看出，蒙卡模拟不仅可以描述探测器的分辨率效应而且还可以描述出粒子与探测器材料之间的各种相互作用如多重散射，大角度散射，弹性或非弹性散射。图16展示了数据与蒙卡模拟在跨越五个数量级上的比较的一致性。我们利用了空间站的测量数据，通过比较上层径迹探测器（L1-L8）所测量的刚度同下层径迹探测器（L2-L9）所测量的刚度的差异来研究超越了测试束流动量时的径迹探测器的表现。图17显示了两个刚度在数据上和蒙卡模拟上的差异的比较，比较的刚度范围[1130-1800]GV，这已经非常接近对Z=1的粒子2TeV的MDR极限。
Figure 16 对400GV的质子测试束流，测量的刚度的倒数与蒙特卡洛模拟的对比。
Figure 17 L1-L8 的刚度倒数与L2-L9的刚度倒数的差在数据和蒙特卡洛模拟的比较。 在AMS上，对于所有的Z，在最高能量上的流强测量中，最大的系统误差来源于刚度标度的不确定性。AMS利用CERN的测试束流进行准直，这同时可以准直径迹探测器并且确定刚度标度（如图16所示）。在AMS升空过程中，加速和振动都会造成孔腔内部的硅梯的亚微米级别的移动，从而造成绝对刚度标度的改变。值得注意的是，内部径迹探测器出现0.5微米的同步移动足可以造成刚度标度在1/10TeV-1的移动。 通过比较由径迹探测器测量的刚度倒数1/R和由电磁量能器测量的能量倒数1/E可以获得飞行数据中的刚度度量偏移s及其不确定性。 首先正负电子数据在2-300GeV上被分为72个能量段，其组距由量能器的能量分辨率来决定。接下来，由1/|R|-1/E来算出每个能量段的概率密度函数（PDF）。然后用一个高斯函数和一个指数修正的高斯函数组成的联合函数来拟合该PDF。图18中展示了正负电子1/|R|-1/E在11GeV到13GeV能量段的分布以及拟合结果。接下来每个能量段的PDF将被参数化为能量E的函数，因此PDF变成了1/|R|-1/E 和E的二维函数f（1/|R|-1/E，E），然后利用最大似然概率拟合来得到刚度标度的对于电子的偏移s-以及对于正电子的偏移s+。最大似然概率由Σlogf(1/|R|+s+-1/E，E)+Σlogf(1/|R|-s--1/E，E)来定义，其中求和号分别包括所有的正负电子事例。然后将绝对刚度度量定义为s=(s+-s-)/2=s+/2，其中在构建PDF时已经设定s-=0。绝对刚度度量偏移的准确度为0.033TV-1，其误差主要来自于正电子数据量的限制。
Figure 18 电子（红）与反电子（蓝）在11-13GeV能量段的1/|R|-1/E分布. 拟合结果也绘制在图中，拟合优度X2/dof=65/68。
为了检查刚度度量随时间的稳定性，将前5年的操作数据分成两半，对这两个样本重复整个过程。相对于5年的刚度度量，上半部分的估计刚度尺度为s1 = 0.035±0.043 TV-1，下半部分为s2= -0.038±0.044 TV-1，如图 19所示。可见，这两个样本在统计上与完整样本一致，并且随着时间的推移没有系统的变化。
Figure 19 使用5年数据及其误差测量的前2.5年和后2.5年测得的相对刚度度量。虚线表示0.033 TV-1的刚度尺度误差。0处的粉色实线便于观察。
根据来自内部径迹探测器(层L2至L8)的外推，L1和L9的位置每2分钟动态准直。因此，预计从L1到L9层的全跨度径迹探测器的刚度度量遵循内部径迹探测器的刚度度量。为了验证这一点，使用高能宇宙射线质子和氦估计了全跨度径迹探测器和内部径迹探测器之间的刚度度量差异s(1/R19)-s(1/R28)。质子和氦样品都得到类似的结果。图20显示了氦样本的结果。
Figure 20 用L1-L9测量的和用内部径迹探测器((L2-L8), s(1∕19)−s(1∕28))测量的刚度之间的差异随氦样本ECAL能量的变化。 它们的差异为s(1∕R19)−s(1∕R28)=−0.019±0.011 TV−1且与刚度无关。校正了L1和L9位置微小的相对偏移，并且将0.011TV-1的误差加到了刚度尺度的总误差上。 总体而言，径迹探测器刚度度量的测量精度为±0.034 TV-1，主要受正电子统计量的限制。这相当于测量了L2-L8层小于0.2微米的一致移动。 我们将刚度度量的测量扩展到整7年的数据样本。为了验证这个刚度度量的校正是时间无关的，我们研究了粒子流强的时间依赖性。图21(a)显示了使用每21个月期间的数据测量的质子流强与在整个7年中测量的流强之比。图21(b)显示了氦流强的结果。
Figure 21 在四个21个月期间测量的(a)质子和(b)氦流强与7年测量的流强之比。在低刚度时，由于太阳调制，流强是随时间变化的。在刚度高于50 GV时，流强在测量误差内是恒定的。
电荷符号的甄别 能够甄别电荷符号是磁谱仪的重要特征。这能让AMS区分载有正电荷的宇宙线和载有负电荷的宇宙线。量化标准由电荷混淆度来确定。举例说明，在分析正电子时，区分正电子和误判电荷符号的负电子至关重要。负电子的电荷符号误判可能来源于径迹探测器有限的分辨率或者是电子与探测器材料的相互作用。因此由Bossted决策树来定义的电荷误判估算子 在TRD和ECAL中选取完正负电子样本后，可以通过对的样本拟合技术来获得电荷的误判。通过拟合正刚度样本，我们可以得到正电子数目Ne+，误判的电子本底Ncce-，质子本底数目。同理通过拟合负刚度样本我们可以获得负电子数目，误判的正电子本底以及质子本底。在电子样本中，电荷符号误判率为Ncce-/(Ncce-+Ne-),正电子的电荷误判同理。 电荷符号误判率在蒙特卡洛模拟中可以直接用和实际数据相同的cut选取事例样本来直接计算出来，只需要计算出被重建为正刚度的电子数即可。在图22中展示了电荷符号误判率随能量的变化以及蒙特卡洛对电荷误判率的模拟。在小于1TeV能量段上，电荷误判率小于8%。
Figure 22 电子的电荷误判比例随着电子能量的变化。在小于1TeV的能量范围内，电荷误判的比例小于8%。
电荷量的测量 9层径迹探测器可分别独立测量电荷量。在硅中沉积的粒子能损正比于Z2且该能损在沿x方向和y方向的的硅微条中均可被测量到。 粒子的能量沉积由两侧的位于着火点附近的若干硅微条所收集，其相对的信号强弱与硅微条距离着火点的横向距离有关。如图23所示，信号最强的硅微条称为种子硅微条或A0，次强信号来自于与之相邻的A1，此相邻的A2等等。
Figure 23 每个微条的电离能量沉积信号示意图，以ADC为单位; 重心COG; 入射粒子的倾斜角度θ(红色箭头)。
如图24所示，x与y向的硅微条都表现出了在高电荷区域信号强弱与电荷的非线性响应。这会导致对于高载荷粒子，电荷量测量的不确定性。
Figure 24 x侧条带上径迹探测器条A0、A1和A2对| Z |的信号响应。
优化电荷测量需要引入若干修正。为了说明问题，我们仅举两例。第一个是对于来自于径迹探测器的196608个独立信号脉冲的归一化。径迹探测器的微条通过3072个多路复用器进行读出，每个多路复用器连接着独立的放大器，每个放大器对应一组64个相邻的硅微条。如图25所示，每个放大器有不同的增益，需要逐一进行刻度。
Figure 25 对于锂(Z=3)，在各个放大器增益刻度之前(左)和之后(右)测量到的电荷。
第二个修正是由重心(COG)的位置和入射角θ产生的，两者都决定了沉积的电荷量及其在微条之间的相对分布，如图 23所示。为了校正这一因素，需要构造脉冲高度随着重心位置（COG）和入射角度（tanθ）的二维分布，并以此分布来对脉冲高度进行校正。图 26显示了修正前质子和碳原子核的脉冲高度随重心和入射角度的分布。修正之后，脉冲幅度是不依赖于重心和入射角度的。 结合x和y方向的硅微条的测量结果可以获得最终的电荷。图27展示了L2-L8层径迹探测器对从Z=1到Z=28的原子核的电荷分辨率，该分辨率使我们可以精确的测量到镍（Z=28）甚至到镍以上的原子核的流强。 最后在图28中显示了运用了优化测量技术后，径迹探测器的电荷测量与TOF的电荷测量的对比图。
Figure 26 校正前种子带A0的脉冲高度(ADC)分布随质子和碳的COG和tanθ的2D函数的变化。
Figure 27 空腔内径迹探测器的电荷分辨率，数据点间的红线为了便于观测。
Figure 28 TOF中电荷测量与径迹探测器中的电荷测量的比较。 2.c穿越辐射探测器穿越辐射探测器（TRD）位于AMS的顶部。它的功能是通过穿越辐射效应来区分电子和正电子同时在103级别上排除质子以及通过能损率来区分不同的原子核。TRD由5248个直径6mm最大长度2m的正比管组成。每16根正比管并排组成一个正比管模块，共计328组模块被分为20层，外面由一个由碳纤维组成的八角锥形的机械结构所支持。该碳纤维材料具有很小的热膨胀系数从而使得所有的TRD原件在外界温度变化的时候保持最小的相对运动。每个TRD层之间放置有由纤维 LPR375制成的辐射层，该材料的密度为0.06g/cm3。共有12层的沿y轴方向的正比管被放置在了TRD的中间，各4层沿x轴方向的正比管分别位于TRD的顶部与底部。正比管中按90:10的比例填入Xe和CO2的混合气体。氙气能够有效的捕获在辐射层产生的x射线。位于正比管中的阳极线能够测量到由x射线或带点粒子电离所产生的信号。
Figure 29 穿越辐射探测器示意图
过去7年在国际空间站上的运行经验表明，TRD中存在着如图31中所示的由扩散作用主导的微量的气体泄漏。在探测器中装配有49kg的Xe和5KgCO2备用气体，能够保证TRD在空间中稳定运行大概30年。
Figure 30 （左）带电粒子电离能损探测的示意图，图中列举了质子（蓝箭头）和正电子（红箭头）以及穿越辐射的光子（红波浪线）在一层TRD中的情形。（右）在刚度10-100GV范围上，宇宙线中质子（蓝）和电子（红）的振幅谱以及相应的蒙特卡洛模拟。在区分该两种粒子的最大似然函数中运用了这两个谱线的差异。
Figure 31 测量的TRD气体泄漏率稳定在0,47g/天
为了有效的区分正负电子和质子，来自20层的正比管信号被整合为一个TRD估算子。该估算子由正负电子假设的的对数最大似然概率与质子假设的的对数最大似然概率的比值构成。在刚度10-100GeV/c范围内电子和质子的TRD估算子
Figure 32 质子（蓝）和电子（红）在刚度10-100GV上的估算子ΛTRD分布依据其蒙特卡洛模拟。可以看出，模拟能很好的和数据在六个数量级上符合。
Figure 33 在正负电子筛选效率为90%和65%时，TRD的质子排除能力，在正负电子筛选概率90%时，质子排除在能量2-200GeV上超过1000。在高刚度区域，通过收紧正负电子筛选条件可提高质子排除能力。 2.d 飞行时间计数器飞行时间计数器（TOF）为AMS的带电粒子提供触发判选信号从而决定入射粒子的速度大小，方向以及通过测量dE/dx来确定入射粒子的电荷。 如图34所示，在磁铁的上部与下部各有两层闪烁体探测器。每一个闪烁体层都包含8到10个闪烁体条，每个闪烁体条在每端配备有2到3个PMT。四个闪烁体层的耦合信号提供带电粒子的触发判选。关于TOF的详细介绍，见ref【XXX】。
Figure 34 上层，下层飞行时间计数器（TOF）以及他们在AMS中的位置。
所有的飞行时间计数器对Z=1的原子核平均时间分辨率为160ps。随着电荷数增加，时间分辨率也会有所提高。对于Z>6的原子核，分辨率可提高至60ps，这相当于如下的速度分辨率：对 Z=1，Δ(1/β)=4%，对 Z=2，Δ(1/β)=2%，对 Z>6，Δ(1/β)=1%。图35中分别列举了Z=2的氦核和Z=6的碳核的速度分辨率。 TOF还能甄别上行和下行的粒子，所测量的方向混淆度大概在10-9。单个TOF计数器对于Z=6和Z=26的碳核和铁核的电荷分辨率如图37所示。图28显示了联合径迹探测器和TOF的探测信息对于电荷的判定。
Figure 35 TOF 对Z=2的氦(左)和Z=6的碳(右）在刚度大于20GV时所测量的速度。虚线为高斯拟合，其标准差为(a)σ=2%(b)σ=1.2%。 Figure 36 AMS上所测量的12亿个|Z|=2的事例的 Z/β分布，测量方向的误判率为10-9。
Figure 37 单个TOF 对碳(a)和铁（b）的电荷估算子分布，虚线为标准差为0.16和0.38的高斯分布。 2.e反符合计数器反符合计数器（ACC 或veto）位于磁铁空腔内部且环绕着里面的径迹探测器。它的功能是探测横向进入或离开内部径迹探测空间的非感兴趣事件。如图38所示，ACC由16个弧形闪烁体探测板所构成，每块板长800mm并在其中镶嵌有波长偏移纤维来收集光子。来自相邻两个探测板的纤维两端的光子被导入两个PMT中。为了保证ACC的气密性，长时间的测试表明计数器有接近于0.99999的探测效率。对于触发判选，来自于纤维两端的信号组成8种可能的ACC信号。
Figure 38 ACC的示意图（左）和在磁铁中的安装（右） 2.f环形切伦科夫计数器（RICH）环形切伦科夫探测器测量所穿过粒子的速度和电荷。这些量都是从切伦科夫效应所产生的几何图形，圆圈或圆环中计算而得。光子生发圆锥的顶胶theta可以用来计算相对速度，切伦科夫光子数正比于Z2，如图39所示，RICH由三部分组成：辐射层，扩展空间，光子探测层。辐射层包含有16个由氟化钠晶体构成的中心辐射器组成。每个辐射器85×85×5 mm3，折射系数1.33。中心辐射器周围包围着92块硅气溶胶晶体，这些气溶胶晶体每个113×113×25mm3，折射系数为1.05。辐射器可以在氟化钠中探测到beta>0.75的粒子，可以在硅气溶胶中探测到beta>0.953的粒子。扩展空间在Z方向上延伸了470mm并且周围有圆锥台形的反射层。光子探测层由680个16像素的光电倍增管组成，总共10880个像素点。这些像素点连同与之相联的光导和基座一起呈网格状排列从而可以有效的屏蔽AMS磁场。图40显示了RICH的速度分辨率，电荷分辨率同电荷量的关系，可以看出在Z=1时，速度分辨率在beta=1时优于0.1%。
Figure 39 RICH的示意图（左）和光子探测面以及反射器（右）。
Figure 40 RICH中速度（左）和电荷分辨率（右）与Z的关系。 2.g电磁量能器电磁量能器ECAL位于AMS的底部，其装配示意图如图41所示。 ECAL是一个能够提供超过17个辐射长度X0的电磁簇射测量的三维成像设备。ECAL是AMS用来测量正负电子的关键探测器。如图42所示，ECAL是由大概50000根闪烁体纤维和铅膜层层叠加组成，其有效探测面积为648×648mm2，厚度为166.5mm，相当于17X0。量能器可分为9个超级层，每层大约18.5mm厚，其中有十层厚度为1mm的带有凹槽的铅膜，铅膜内装有直径为1mm的闪烁体纤维。在每个超级层里，闪烁体纤维只按一个方向排列，五个沿x轴方向，四个沿y轴方向的超级层交替堆放使得ECAL可以实现三维成像。 所有的纤维只在一端被总共324个光电倍增管（PMT）读出。每个PMT包含4个阳极以及环绕着阳极的由光导，基座和前端电子学器件所组成的磁屏层。每个阳极可覆盖大约9×9mm2的区域，可观测大约35根纤维，每个这样的单元被定义为一个元组。图42a为ECAL的结构示意图，42b为一个超级层的切面图，图42c为一个元组内光纤的分布。总数为1296的元组在径向上被分为18层，每个超级层包含有两个元组层，每个元组层有72个元组，可以保证在三维中精细粒度簇射采样。ECAL可处理在一个很宽的动力学范围里的信号，包括从每个元组只能产生大约10个光电子的MIP到能在每个元组产生60000个光电子的能量为1TeV的电子，其沉积能量大约60GeV。
Figure 41 ECAL的示意图 量能器中正负电子的簇射重建利用了三维参数化法并考虑了探测器的具体情况如：量能器的有限尺寸，非均匀的信号探测效率，由于电子器件和量能器元件中过高的能量沉积所引起的溢出效应。 每个电磁簇射可用七个参数所描述，这七个参数可完整表征量能器元组中的可观测图样和能量沉积，这包括：簇射能量，簇射最高点的三个的线度坐标以及两个角度坐标。线度坐标和角度坐标一起可以定义出簇射轴以及在簇射轴上最大簇射点的位置。这是可表征簇射的最小的参数集，它能保证精确的参数化每一个电磁簇射并且不引入参数间明显的相关性。
Figure 42 (左)ECAL结构和(右)对应于一个读出单元的ECAL铅-光纤矩阵。直径为1毫米的光纤嵌入水平间距为1.35毫米的铅中。上下相邻的光纤层移动半个节距。两个光纤层之间的距离为1.73毫米。根据粒子入射的位置和角度，其穿过的光纤数量是不同的。 量能器中簇射轮廓与深度t的关系可由上述的参数和标度参数β下面的经验公式描述，
其中标度参数β取决于量能器结构和材料，在ECAL中，标度参数β是一个值为0.65的常数。 对于每一次电磁簇射，E0和T0可以由拟合能量在ECAL元组中的沉积获得。图43展示了电子的电磁簇射在很宽的能量范围内的表现。 电子元件引起的信号饱和在我们感兴趣的能量范围内是可以忽略的，其余的饱和效应来自于量能器的纤维。这与离子转换为光子的过程有关。如图44所示，该效应在接近簇射峰时最大，而其他的元组不受影响。利用不饱和的元组可以精确地计算饱和效应的大小。该效应利用空间所采集的电子数据被详细的研究并精确地刻度。首先通过观察到在离PMT很近的非衰减信号和离PMT很远的衰减信号所产生的饱和效应一致的事实来排除电子元器件与饱和效应无关。接着，利用最大簇射元组信号振幅与能量的关系来刻度饱和效应。在图45中利用高能电子样本来展示了该过程。当我们考虑了饱和效应后，蒙特卡洛的模拟数据和空间数据高度吻合。相反，如果在蒙特卡洛模拟中没有考虑饱和效应，模拟数据将明显高于空间数据。
Figure 43 每层量能器的能量沉积与经验公式的对比：(a)来自测试束流的100GeV的电子和(b)900GeV的宇宙射线电子。可见，经验公式能很好的描述簇射的能量分布。
为了验证饱和效应的修正，可以对元组信号的数据进行拟合，然后将拟合结果中高于某个特定阈值的振幅部分去除。图46中展示了重建能量与阈值的关系。可以看到，重建能量不依赖于阈值的选择。
Figure 44 ECAL中1.6 TeV电子簇射的示例。大多数簇射能量沿簇射轴线靠近簇射最大值沉积。对于高能量簇射(> 500 GeV)，一些振幅是饱和的。
Figure 45 簇射最大单元的能量沉积与入射粒子的总能量的关系：AMS宇宙射线电子样本的数据(全红色圆圈)和蒙特卡罗模拟(空心绿色方块)和没有饱和效应(空心蓝色圆圈)。未考虑饱和效应的蒙特卡罗模拟与数据的显著差异。
Figure 46 重建出的簇射能量与所设定的阈值Ethres的关系。在簇射重建时不使用高于阈值Ethres的读出单元。这可以验证饱和效应的修正。 该套能量重建技术为AMS精确地能量测量提供了可能，使得可以测得若干TeV级别的电子和正电子的能量。 在ECAL的接收度范围内，线度和角度坐标的分辨率不是均一的。图47显示了线度和角度的分辨率与能量的关系，这些分辨率由拟合参数与径迹在簇射最大处Z0之差的RMS分布来定义。径迹参数的误差比起电磁簇射拟合的误差来说是可以忽略的。
Figure 47 在整个ECAL接收度上，坐标（a）和角度（b）的分辨率与能量的关系 ECAL能量的分辨率通过10到300GeV的束流测试数据以及超出束流能量范围的蒙特卡洛数据获得。ECAL的能量分辨率要优于从径迹探测器中获得的动量分辨率，因此不能用径迹探测器中的重建动量来刻度ECAL。图48显示了正负电子能量分辨率与电子能量的关系以及与之相关的蒙特卡洛模拟结果。
Figure 48 正负电子ECAL能量的分辨率与粒子能量的关系
利用ECAL排除质子 借助前面所述的能量重建时用到的参数集合，ECAL可以用来区分正负电子和质子。这可以用ECAL的估算子来完成。共有16个物理量参与到了估算子的定义当中，其中包括与反映量能器中的能量沉积和量能器中能量沉积期望兼容性的物理量，还包括一些反映簇射参数值和簇射期望值一致性的物理量。估算子与正负电子能量的关系如图49所示。在图50中展示了质子排除能力与刚度的关系。AMS可以测量高达2TeV甚至更高能量的正负电子，通过更加严格的选择ΛECAL，比如将电子的效率从90%降到65%，可以使得质子排出能力进一步提高3倍。 在电子流强分析中使用ΛECAL模板进行拟合以确定电子信号事件的数量。在此分析中，预先选择在ECAL的前几层已经发生簇射的事例。图 51给出了能量段[290,370]、[370,500]、[500,700]和[700,1000] GeV的拟合结果。如图 51所示，ECAL估算子可以在若干TeV区域将电子信号从电荷误判质子本底分离出来。
Figure 49 ECAL簇射形状度量ΛECAL随能量的分布。可以清楚的看到电子信号和质子本底分布在不同的区域。
Figure 50 正常90%(蓝色圆圈) e±筛选效率和较严格的65%(红色圆圈)筛选效率的情况下的质子排斥能力。分析中使用动量范围[1-2000]GeV/c的10.3亿个质子数据。更严格的选择（65%效率）将质子排出能力提升约3倍。
Figure 51 不同能量段的负刚度事例的ΛECAL分布：(a) [290,370]，(b)[370,500]，(c)[500,700]和(d)[700,1000] ] GeV。所使用的样本为AMS在国际空间站6.5年收集的数据。图中显示了模板拟合得到的的电子信号(蓝色区域)，电荷误判正电子背景(绿色区域)和电荷误判质子背景(红色区域)，以及他们的总和与数据的对比。
2.h触发判选和数据获取AMS是一个基于触发判选的实验，来自30万个信号通道的数据只在一个二级触发判选信号的指挥下进行数字化从而得到我们感兴趣的穿过探测器的宇宙线信号。高速触发判选信号由下列三个输入信号每40ns通过逻辑“或”运算构成： 1. 任意三个能在240ns内耦合的TOF信号且信号强度大于0.5倍的Z=1的MIP（最小电离粒子）的能量沉积 2. 延迟了640ns的上TOF高电荷信号（大于3.5倍的MIP信号）和下TOF高电荷信号的耦合信号 3. 在ECAL中沉积能量大于1GeV的信号 当快速触发判选信号生成时，下列的七个信号将通过逻辑“或”运算在1us内生成终极触发判选信号。 a) 预分频为100的1类快速触发判选信号 b) TOF中全部4个MIP耦合信号并且没有ACC耦合信号 c) TOF中全部四个高载荷粒子耦合信号并且不能超过7个ACC耦合信号 d) 2类高速触发判选信号且不超过7个ACC耦合信号 e) 在ECAL中有能量沉积且TOF上全部四个MIP信号的耦合信号 f) ECAL中有能量沉积，且径迹指向探测器内部的信号。 g) 预分频为1000的第3类快速触发判选信号 在终极触发判选的e）输入中，最底层的TOF的最外侧的闪烁体条被排除在外。对于c）和d），在2016年2月将ACC耦合信号由4个变为7个。a）和g）用来计算其他触发信号的效率。二级触发判选的每一个输入均为一大类所感兴趣的宇宙线设计，在具体分析某一种宇宙线时，他们的效率是重合的。图52显示了电子和氧原子核的总体探测效率与刚度的关系。 AMS有300000个信号通道，对于所测量的每一个宇宙线，都要记录这300000个信号的强度或时间。为了使探测器能够达到预期的目标，需要为AMS专门设计，制作，检测能在空间中稳定使用的电子元件。每一个探测器都运用了全新设计的电路：径迹探测器，TOF，ACC，以及ECAL，使得数据在保留了有效信息后能压缩到3.6Mbit，并能够整理，缓存所收集到的宇宙线信息以及把它们发送回地面。
Figure 52 电子（a）和氧核（b）的总体触发判选效率和能量的关系，红色为数据点，蓝色为蒙特卡罗模拟，曲线为拟合结果。
来自探测器的信号会首先到达专门设计的前端电子学，在这里，信号被放大，采样保持。从TOF，ACC，ECAL中的快速信号被分拣出来并用于组建上述的触发判选信号。当生成终极触发判选信号时，电子学系统会进入“保持”状态，此时，信号会被数字化并存储到数据还原计算机的内存中。当所有的信号通道被处理完毕后，系统会进入“准备”状态来迎接下一个事例。 在国际空间站上，AMS接受范围内的事例频率变化范围会从接近赤道的200Hz到接近两极的2000Hz，见图53。这使得对每一个事例，电子学系统都会产生一个随机的探测效率。在南大西洋异常区，触发判选系统饱和使得事件率下降但探测器没受影响。总的来说，平均数据获取效率为86%，平均事例获取率为700Hz，平均数据生成率为7Gbit/s。
Figure 53 在不同的运行期间，事例获取率（左，Hz为单位）和事例获取效率（右）与精度和维度的关系。南大西洋异常带（SAA）用黑色曲线标识。在SAA触发判选系统饱和但探测器未受影响。 图54展示了总的数据获取和数据流的示意图。其中飞行电子器件在上方，路基电子元件在下方，数据流从左上方顺时针旋转，为了不降低探测效率，数据压缩电脑异步于触发判选信号来处理和储存数据。对于径迹探测器，该过程包括寻找显著高于基座信号的临近数据通道，对于RICH和ECAL，决定低增益信号还是高增益信号。
Figure 54 AMS在ISS和地面传输数据的示意图。TRD，TOF+ACC，径迹探测器，RICH和ECAL的前端电子学与数据压缩电脑相联。快速信号与触发判选处理器相联，出去TOF+ACC外，数据压缩电脑与数据读出电脑相联。数据读出电脑与DAQ电脑相联，DAQ与主数据电脑相联。主数据电脑还与一系列的监测和控制主数据电脑的系统相联，其他监测系统包括测径迹探测器的准直激光监测系统，GPS，两个星体跟踪定位器，温度传感器，TRD气体系统，电力分配系统，径迹探测器热控制系统。通过主数据电脑，数据会通过ISS的高速数据连接（HRDL）传向ISS电子系统同时被AMS的笔记本电脑接收。在ISS上，数据通过Ku射频利用跟踪与资料中继卫星（TDRS）传向白沙地面站。在那里，数据通过地面网络传向位于马歇尔航空中心（MSFC）的负载操作和集成中心（POIC），在那里数据被AMS的地面支持电脑(GSC)接收然后传输到AMS位于欧洲核子中心（CERN）的负载操作和控制中心（POCC）以及位于台湾的AMS POCC。
在零点抑制后，数据将被存回内存中。这个在线数据压缩过程能将数据速率从7Gbit/s压缩到与AMS和ISS传输带宽相匹配的10Mbit/s。根据要求，数据压缩电脑中的片段会被转移到相应的读出电脑中。读出电脑可以整理数据片段并在DAQ电脑的要求下转移数据片段。然后，DAQ电脑会整理事例数据片段集并将其转移到主数据电脑。因为TOF和ACC数据通道很少，所以他们的数据跳过了读出电脑的步骤直接转移到DAQ电脑。同样地，用来组建触发判选信号的信号以及触发判选信号本身也被直接送入DAQ。 数据在数据压缩电脑，读出电脑，DAQ电脑和主数据电脑间的传输是通过一个AMS内的点对点的,带宽100Mbit/s的串行链路完成的。每一层都设置有冗余，出了径迹探测器外，每个信号都由两个电脑接收，每个数据压缩电脑连接2-4个读出电脑，每个读出电脑连接2-4个DAQ电脑，每个DAQ电脑连接4个主数据电脑 探测器不同的指标如电压，电流，温度等等由一系列计算机来检测和控制。这些计算机都是双冗余的并且有一个冗余的CAN总线与主数据计算机相联。每一个探测器的电子学系统都为之设计了高电压电源和低电压电源。ISS为AMS提供了2KW的电源。 图55显示了数据从ISS到POCC的示意图。AMS上的数据通过ISS上的HRDL以平均10Mbit/s的速率传输。利用Ku射频，发送给对地同步的中继卫星，然后发送至位于新墨西哥州的白沙地面台。为了覆盖整个的ISS轨道，共有五个中继卫星参与数据传输。从白沙地面台，通过NASA网络数据被传输到位于阿拉巴马州负载操作和集成中心的AMS地面电脑，在这里数据被写进硬盘。然后数据利用CERN的GRID传输连接被复制到CERN的AMS指挥控制中心。在国际空间站上，有一台由宇航员操作可存储不超过2个月AMS数据的笔记本电脑。无论何时ISS和POCC直接出现掉线，丢失的数据均可由AMS笔记本恢复。AMS笔记本同样可以提供AMS指令通道。
Figure 55 2019年一月15日15:47GMT 是ISS位置以及AMS的数据传输流。其中包括向从ISS到T171W TDRS的无线电线路（橘黄色）, 从T171W到WSGT的NASA内部网络（绿色），LHC-GRID网络（红）。数据被再次传送到台湾的POCC。ISS三个地面轨迹（3154,3155,3156）也标识其中（白色）
三 宇宙线中正电子和反质子的起源 研究如正电子和反质子这样的轻反物质宇宙线对于理解宇宙中的新现象有至关重要的作用，因为由宇宙线和星际中的物质所碰撞生成这类粒子的产出是很小的。我们的数据在业内引起了对高能正电子的广泛兴趣和热烈讨论。关于结果的解释大致可以分为三类：宇宙线中的原子核和星际中的气体碰撞所产生的高能正电子；正电子被如脉冲星等天体源加速为高能正电子；反物质的粒子湮灭产生了高能正电子。不同的理论对正电子在高能区的表现做出了不同的预言。
在过去的五年里，有许多关于如质子，电子，反电子，氦核和重原子核等宇宙线流强的测量。在图56中，我们总结了在AMS之前最新的关于电子和反电子流强的测量结果，可以看出这些数据存在着很大的误差也不同的实验结果也不尽一致。
Figure 56为了展示的更清楚，电子和正电子流强Φe-和Φe+通常乘以 E3。在AMS之前测量电子（E3Φe-，蓝色数据点，左坐标轴）和正电子（E3Φe+，红色数据点，右轴）的结果。可见，尽管这些是AMS之前的最佳测量，但数据具有较大的误差并且并不总是彼此一致。
AMS 对能量高至1TeV的正电子进行的精确地测量并与观测到的宇宙线中正电子流强的行为变化进行了分析。这些结果对于理解宇宙线中的高能正电子起源至关重要。测量结果依据从2011年5月19日到2017年11月12日AMS所收集的一百九十万个正电子事例。值得注意的是，对于理解新物理现象，正电子流强 正如在第二章中所讨论的，结合TRD，径迹探测器和ECAL的信息，可以有效的去除正电子中的各类本底事例。首先，利用与能量相关的XXXcut条件来去除质子本底，接着利用电子误判估算子来区分正电子和被误判的电子。
在中心值为XXX组距为XXX的能量段中，各向同性的正电子流强可有下式表示：
XXXX 其中能量在AMS顶部定义，Ni是在该能量段中正电子的数量，该物理量考虑了微小的能量段偏移所引起的修正，该修正利用了在REFXXX中详述的解谱程序。Ai为相应的有效接受度，这其中包括了在蒙特卡洛模拟中计算而得的几何接受度，触发判选以及事例筛选的效率；Ti是数据收集时间，deltai是关于所有事例筛选的cut条件效率在比较了数据和蒙特卡洛模拟后所估算出来的微小修正，该过程所用到的探测器信息均不与所研究的cut条件相关。 正如在第二章中所讨论的，数据的分析是基于对探测器表现的深入研究的基础上的。这些研究包括在接近最大可观测刚度（2TeV）时，径迹探测器的分辨率对刚度测量的影响，电荷误判的研究，在TeV区域上电磁簇射的重建，电磁量能器对质子的排除。 图57中展示了所测量的正电子能谱。需要说明的是，图中流强被乘以了E3. 其中E ̃是是按照正比于E-3的流强计算出的加权平均能量。在这张图以及后续的有关结果的图中，误差均包含了系统误差和统计误差。图中可以看出，正电子流强显示出了复杂的对能量的依赖度。在低能区，流强的变话主要受太阳调制的影响。在高能区，如不同的色带所对应的一样，谱线分为了三个区域：平缓区，上升区和下降区。
Figure 57 为了展示的更清楚，将正电子流强Φe+乘以E3即为正电子能谱。得到的AMS正电子谱E3 Φe+(红色数据点)显示为能量的函数。E是是按照正比于E-3的流强计算出的加权平均能量。由太阳调制引起的低能量流强的时间变化由红色区域表示。为了方便观察，垂直色带表示与能谱的行为发生变化所对应的能量范围：平坦，上升和下降。 正电子流强谱独特的特性包括：（a）低能区正电子流强遵循幂律谱趋势，但在25.2 ± 1.8 GeV开始溢出。（b）能量超过 除了在第二章中所讨论的内容以外，我们还采用了诸如利用不同的分析方法，缩紧事例选取条件来获取更为纯净的正电子样本等等方法来详尽的验证结果。仅举一例说明，为了验证结果的可靠性，我们收紧了在ECAL上的cut条件从而进一步降低了信号本底比。与标准分析相比，该分析的质子排除能力提高了三倍，同时正电子事例选取的比例也从90%下降到65%。该分析的结果在图58中显示，可以看出，更严格的事例筛选并没有引起最后五个高能数据点的变化。
Figure 58 发表的数据（红色数据点）与使用严格选择条件得到的结果（蓝色空心方块）的对比。在严格的选择条件下（对ECAL的信号进行更严的筛选），与通常情况相比，质子本底排出能力提高了3倍，正电子效率从90%降低到65%（见图32）。为了清楚起见，图中将蓝色的数据点进行了稍微的水平移动。注意，使用严格的选择条件会使得最后一个能量段的统计误差由56%增加到61%。 图59展示了AMS以及之前的PAMELA，Fermi-LAT，MASS，CARPICE，AMS-01，HEAT实验结果。可以看出，AMS的数据达到了以前的实验不能企及的高能量区域。
Figure 59 AMS正电子谱(E3Φe+)以及早期测量结果 为了检验在图57中被色带高亮的区域，正电子能谱的特性，我们采用了下述的幂律近似：
在能区[7.1-55.58]GeV,[55.58-1000]GeV上分别拟合数据。第一个区域对应于能谱上升的范围（硬化）第二个区域对应于能谱下降的范围（软化）。结果在图60中显示，在能谱上升的能量范围内，[7.10−55.58] GeV的拟合得到E0 =25.2 ± 1.8 GeV。这种增加的显著性水平在6σ以上。在能量范围[55.58 − 1000] GeV的拟合得到E0 = 图60中所示的正电子流强的复杂特征与存在一个有特征截止能量的新正电子源的假说相吻合，无论该正电子源是新的天体或暗物质。而与正电子只来自于宇宙线碰撞的理论不符合。
Figure 60 能量范围[7.10-55.58] GeV 和 [55.58-1000] GeV中对正电子流强的拟合。拟合函数由上面两个图(a)和(b)中的蓝线表示。垂直虚线和色带对应于发生能谱指数变化的能量E0的值和误差。蓝色虚线是将能量低于E0的幂律谱外推到高能量。∆γ是能谱指数变化的大小。下图(c)用于说明这种变化行为。 在图61中，我们比较了AMS的正电子数据于AMS的质子数据。这两组数据归一于60GeV。可以看出在能量大于284GeV时，正电子流强开始下降而质子流强还在继续上升。两组能谱拟合曲线的差异在图61（b）中显示，质子的拟合曲线在图85（a）中显示，其显著性为3.4σ。
Figure 61 正电子（红色数据点，左轴）和质子（绿色数据点，右轴）流强（乘以E3） 有许多关于级次正电子的模型，他们基于不同的假设并给出了不同的近地正电子流强的预言。在这些模型中，基于地面加速器实验和宇宙线研究的GALPROP模型被认为是预言次级粒子流强的标准理论框架。在图62中，展示了两个GALPROP预言，可以看出，即使只用了一个模型，依然在次级正电子流强的预言上存在很大差异。然而无论采用什么样的输入参数，GALPROP都预言了在10GeV以下，次级正电子流强存在一个峰值，且在峰值之后，流强持续下降。
Figure 62 AMS正电子能谱测量结果与两种GALPROP模型预测值（蓝线和绿线）的对比 模型的预言高度依赖参数的选择以及宇宙线的传播情景。这也可以被图63中的另一个模型所证实。在图63中可以看到，在该模型中正电子流强的预言在1GeV到1TeV的能量范围里差出了2-10倍。没有一个模型与AMS的测量相符合。
Figure 63 次级宇宙线模型预测中最小值(绿线)，中间值(红线)和最大值(蓝线)（乘以E3缩放以与AMS数据进行比较）。 可以看出，所观测到的能谱的上升与下降与次级粒子生成模型无关。 AMS数据的高精确性可以使我们详细的研究能量高至1TeV的正电子来源的特性。我们利用最简单的模型来进行分析，在该模型中，正电子流强被写成一个扩散项和一个来源项相加的形式： 传播项主要描述在宇宙线与空间气体碰撞时所产生的正电子，该项在低能区占主导地位。它被一个归一化因子和一个谱指数所表征。源项具有一个指数截止，该项描述在高能区流强主要由源项所主导。源项由截至能量，归一化因子和谱指数所表征。采用了力场近似来描述太阳调制的效应，在该近似中，星际空间中的粒子能量为
Figure 64 在[0.5–1000] GeV的能量范围内拟合方程（4）得到的结果（绿线）及68%置信区间（绿色区域）。从拟合曲线中可得源项的指数型截止能量为 如图64所示，扩散项在低能区占主导地位然后随着能量增长而逐渐的消失。源项在能谱的高能区占主导地位。正是由于源项的贡献使得正电子流强在高于25.2±1.8 GeV时出现溢出。而源项的指数截止可以很好的描述在能量高于GeV时流强的下降。 为了研究截至能量Es的显著性，我们改变所有的六个参数来确定对应于置信区间为1-5σ，间隔为0.01σ的六维参数空间。举例说明，图65为六维空对应于1σ(黑线，68.26％CL)，2σ(绿线，95.54％CL)，3σ(蓝线，99.74％CL)和4σ(红线，99.99％CL)在参数1/Es -Cs的平面上上的投影。详细的研究表明，参数1/Es为0的点对应的置信区间为4.07 σ，即即源项截止能量的显著性水平大于4σ或99.99％CL。
Figure 65 1σ(黑色轮廓)、2σ(绿色轮廓)、3σ(蓝色轮廓)和4σ(红色轮廓)显著性水平区域在1/Es-Cs参数平面上的的投影 对于扩散项和源项的分别研究在图66和67中展示，可以看出，扩散项可以由宇宙线碰撞来描述且在高能区消失，而拥有截至能量的源项在高能区占主导地位。
Figure 66 对正电子扩散项的分析。低能正电子扩散项数据(即正电子数据减去源项贡献)可以通过宇宙射线的碰撞来描述。 正电子对宇宙线试验数据表明，在高能区正电子主要来源于暗物质湮灭或其他的天体。举例说明，图68中比较了AMS数据以及宇宙线碰撞结合中性微子为1.2TeV的暗物质模型。这和实验数据高度吻合但需要高能区更多的统计事例来证实。
Figure 67 对正电子源数据的分析(即正电子数据减去扩散项贡献)。
Figure 68 AMS数据与基于[J. Kopp，Phys. Rev. D 88,076013(2013)] 的暗物质模型预言的对比，还展示出了宇宙射线碰撞的模型预测 关于正电子能谱在转捩点后的下降率的研究还在进行中。图69显示了AMS当前以及预计到2024年的正电子流强结果。到那时，我们可以收集了4百万个正电子事例。随着统计的提升，我们可以将我们的测量扩展至2TeV从而使我们可以确定正电子溢出的来源，即可以区分正电子来源于暗物质或者是来源于如脉冲星之类的其他天体。需要注意的是我们还在等如下的待其他天体物理模型：（1）可以解释我们的正电子数据（2）可以解释我们的反质子数据（3）与我们其他宇宙线的精确测量如B/C相符合的模型。
Figure 69 当下所测的AMS正电子能谱（红色数据点）和2024预测的AMS正电子能谱（绿色数据点）的比较。到那时AMS会收集到大约4百万个正电子事例。与图68中相同的Mχ=1.2TeV的模型也绘制其中（棕色的线）。预测数据是基于该模型所估计的。 比起平滑的暗物质晕，像脉冲星这样的天体物理点源将会使高能正电子在到达方向上产生更大的各向异性。如果额外的正电子起源于暗物质，他应该是各向同性的。偶极各向异性可有下式定义，其中C1为偶极矩。我们测量了能量16 GeV以上正电子流强在银河坐标系任何方向上的偶极各向异性δ(参见图 70)的幅度，并且在95％CL的得到各向异性的上限δ<0.019。
Figure 70 银河系坐标中 (左)AMS曝光图(右)正电子达到方向的图。偶极各向异性δ根据偶极矩C1来定义。在95％置信度下，我们的数据得到正电子各向异性δ<0.019 图71展示了在同一测量时期AMS正电子和反质子数据的比较。为了进一步研究正电子的起源，71（b）利用最新的反质子数据，显示了正电子和反质子在60GeV以上了流强比。在REF[]中，该比值被确定为一常数。利用最新的正电子和反质子数据，用最简单的幂函数XXX拟合改比值，得到XXXX，这说明改比值确实很符合为一个常数。用破坏幂律进行你和并不会提升拟合优度。因此，反质子数据几乎和正电子数据具有一致的能量依赖性。如果高能反质子也来源于暗物质湮灭，那么可以预见反质子能谱也具有截至能量。值得注意的是脉冲星并不产生反质子。持续到2024甚至更久的反质子数据采集将为正电子和反质子的来源提供更为有力的支持。
Figure 71 AMS正电子和反质子能谱的比较。可以看出AMS和反质子在高能量区域有几乎相同的能量依赖关系 四 宇宙线中电子的起源
我们对电子的流强尤其是高能区电子的流强特性进行了精确的测量。该测量基于从2011年5月19日到2017年11月12日所收集的两千八百一十万个电子事例。数据分析的过程与第三章中正电子的分析类似。详细的描述见【】。这些精确的宇宙线电子的结果可高至1.4TeV且揭示出了一些新的特征。我们宇宙线正负电子的结果对于探究他们的起源至关重要。 我们发现，在整个能量区间，正负电子的能谱具有不同的强度以及能量依赖度。电子流强比起其低能的变化趋势，在能量为GeV时会有明显的超出，但是这不同于正电子流强从25.2±1.8 GeV开始出现的超出。不同于正电子存在GeV的指数型截至能量，电子流强以5σ排除了1.9TeV以下的截止能量。在整个能量范围内，电子流强可用两个幂律谱之和很好的描述。由AMS测量的宇宙射线电子和正电子的不同行为清楚地表明，大多数高能电子和正电子来自不同的源。 图72显示了AMS最新的正负电子能谱的精确测量结果。图73 显示了AMS最新测量的电子能谱以及其他实验所测量的能谱。
Figure 72 AMS电子(蓝色数据点)和正电子(红色数据点，乘以10)能谱(Φe±)。为显示清楚，~830 GeV处的电子数据点水平稍微偏移以避免与正电子点重叠。可以看出，与正电子相比，电子能谱具有明显不同的幅度和能量依赖性。
Figure 73 AMS宇宙射线电子能谱。为便于比较，还给出了来自PAMELA、Fermi-LAT、MASS、CAPRICE、AMS-01和HEAT的其他近期测量结果。 类似于正电子通量的分析，我们使用相同的幂律近似来检查电子谱的变化行为 在能量区间[20.04-1400]GeV上对数据进行拟合。结果显示于图74中，从该拟合得到在能量E0= GeV时能谱行为开始发生变化，这种变化的显著性超过7σ。
Figure 74 能量范围[20.04-1400] GeV对电子流强的拟合。蓝色数据点是测量的电子能谱。(a)用Eq.(5)所拟合的幂律近似（红线表示）。垂直虚线和带对应于发生能谱变化的能量E0的值和误差。红色虚线是将E0以下的幂律向更高能量的外推。Δγ是能谱指数变化的幅度(7σ效应)。下图(b)用于说明这种变化的行为。
为了脱离模型来检验电子流强的能量依赖性，在不同的能量区间利用γ= d [log(Φ)]/d [log(E)]来计算电子流强的幂律谱指数γ。所选取的能量区间并不重叠但对谱指数有足够敏感性，这些能量区间的边界为3.36、5.00、7.10、10.32、17.98、27.25、55.58、90.19、148.81、370和1400GeV。这些计算结果于正电子谱指数结果一起在图76中展示。可以看出，电子和正电子指数在能量低于〜10 GeV时迅速降低(软化)，然后它们都在> 20GeV时开始增加(硬化)。特别是，电子能谱指数在能量区间[17.98 - 27.25] GeV的γ=-3.295±0.026增加到能量区间[55.58 - 1400] GeV平均γ= -3.180±0.008，也就是说在此区间流强几乎不依赖于能量。
Figure 75 电子流强的幂律谱指数γe-和正电子谱指数γe+随能量的关系。拟合正电子和电子数据的模型(方程(4)和方程(8))分别用绿线和蓝线表示。相应的条带为模型参数的68％C.L。公式(8)稍后介绍。 能产生高能正电子的源，如暗物质，也可等量的产生高能电子。我们利用与正电子相同的源项来检验我们的假设。电子通量被写为幂律谱成分和具有指数型截断的正电子源的成分之和的形式 幂律谱成分的用归一化因子Ce-和谱指数γe-表征。常数E1 = 41.61 GeV为拟合范围的开始，它不影响γe-的拟合值。源项参数Ce +s、γe+ s、E2和Ee + s的值来自正电子数据。在能量范围[41.61-1400] GeV内将源成分的归一化系数fe-固定为1进行拟合，其中太阳调制效应可忽略不计。拟合得到Ce- =(1.965±0.010)×10-3 [m2 sr s GeV] -1和γe-= -3.248±0.007，拟合的优度为χ2/ d.o.f= 15.5 / 24。拟合的结果如图76 (a)所示。
Figure 76 (a)能量范围[41.61-1400]GeV内使用幂律谱加上正电子源项(方程(6)，fe-= 1)对电子流强数据的拟合结果 (绿线)以及与68％C.L（绿色带）。品红色区域表示与正电子相同的源项贡献，蓝色区域为幂律谱分量。(b)在能量范围[41.61-1400] GeV内用幂律谱(方程(6)，fe-= 0)对电子流强数据的拟合结果(绿线)及68％C.L（绿色带）。幂律谱由蓝色区域表示 类似于用Eq.(6)对于数据拟合，但是将fe−固定在0时，得到Ce- =(2.124±0.010)×10-3 [m2 sr s GeV] -1和γe-= -3.186±0.006，其中χ2/ d.o.f= 15.2 / 24。该拟合结果如图68(b)所示。改变源项fe−的归一化作为自由拟合参数不会改善χ2并且产生fe−=。图76 (a)和(b)所示，数据能够符合与正电子同源的模型（fe− =1）也符合缺失正电子源的模型（fe−=0）。因此，通过电子流强不可能获得关于源项存在性和相关特性的更多的信息。 为了研究电子存在和正电子类似形式的有限截止能量，我们用下式来拟合电子流强
在能量范围[41.61- 1400] GeV上拟合得到截至能量的倒数
Figure 77 能量范围[41.61-1400]GeV中电子流强数据的拟合。插图显示了通过改变方程式(7)中所有(三个)拟合参数来研究1/Es测量的显著性，进而找到对应于1至100 TeV的Es的最小∆χ2。蓝色曲线显示∆χ2对Es的依赖性，水平虚线显示从1到5σ的不同显着性水平。如图所示，低于1.9 TeV的Es值以超过5σ的置信度被排除。 除了在普通宇宙射线与星际气体碰撞中产生的次级电子之外，还存在几个原始宇宙射线电子的天体物理来源。理论认为在太阳系附近只有少数天体物理的高能电子源，它们对电子流强产生类似幂律谱的贡献。并且，还有一些物理效应可能会在初始的流强中引入一些能谱特征。因此，需要知道最少需要几个幂律谱来描述AMS电子流强是很重要的。 我们发现在整个能量范围[0.5-1400]GeV中，电子通量可以用两个幂律谱相加来很好地描述：
两个分量a和b对应于两个幂律函数。为了考虑太阳调制效应，同样使用了力场近似。在该近似中，星际空间中的粒子能量可表述为
Figure 78 对能量范围[0.5-1400] GeV用两个幂律谱拟合电子能谱的结果（绿线）和相应68%C.L.（绿色带）。两个幂律分量a和b分别由灰色和蓝色区域表示
电子通量中各个分量的分析，即幂律a和b项，同正电子数据一起，在图79和图80中显示。图79中可以看到在低能量时，正电子来自宇宙射线碰撞，而电子则不是。在途80中可以看到，正电子源项具有截止值，而电子既没有源项也没有截止值。
Figure 79 低能电子幂定律数据a的分析(即电子数据减去幂律b贡献)。为了比较，还显示了正电子扩散项数据。
Figure 80电子幂律b数据的分析(即电子数据减去幂律a的贡献)。为了比较，还显示了正电子源项数据。 在整个能量区域，正负电子的能谱具有截然不同的强度和能量的依赖关系。AMS所测量的正负电子的不同的表现清晰的证实了高能正负电子具有不同的来源。 我们测量了能量16GeV以上电子流强在银河坐标系任何方向上的偶极各向异性δ(参见图 52)的幅度，并且在95％CL的得到各向异性的上限δ<0.005。
Figure 81（左）在银河系坐标中，AMS曝光时间的分布图（右）在银河坐标里，电子入射方向的分布图。偶极各向异性δ根据偶极矩C1来定义。在95％置信度下，我们得到电子各向异性δ<0.005 图82显示了最新的关于AMS正电子比例（Φe+/(Φe-+ Φe+)）以及其他相关实验的测量结果。图83中展示了AMS正负电子总和能谱以及其他路基实验和无磁铁量能器实验的最新成果。从图83中可以看出，无磁铁的量能器实验经常会给出不一样的结果。
Figure 82 AMS正电子比例。为了比较，还给出了来自PAMELA、Fermi-LAT、MASS、CAPRICE、AMS-01和HEAT的近期测量结果。
Figure 83 (a)AMS测量的电子与正电子总和能谱以及来自CALET和HESS的测量结果。(b)除(a)外，还显示了ATIC、Fermi-LAT和DAMPE的测量结果。 五 宇宙线的质子流强 质子是宇宙线中最丰富的带电粒子。了解质子流强和刚度的关系对于理解宇宙线的起源，加速和传播至关重要。之前的实验中关于宇宙线中质子的测量已经发表了很多流强和能量的关系并由此产生了很多的理论模型。我们最近的测量是基于AMS从2011年5月到2018年5月所收集的大约10亿个质子事例，能量范围涵盖1GeV到1.8TeV。 关于质子流强的分析细节详见REFXXX，这其中也包含关于系统误差的研究。最新的AMS测量结果与之前发表的AMS结果高度一致只是误差更小。图84（a）中展示了质子流强乘以R2.7与刚度大关系以及刚度在45GV以上用{Eq(3)@REF[PF_PRL]}的拟合结果。图84（b）展示了质子流强能谱的谱指数，可以看出，质子流强并不遵循单一幂律。在200GeV时，谱指数逐渐增加，也就是说流强在200GV时偏离了单一幂律并逐渐硬化。图85展示了最新的AMS质子流强结果以及之前的结果。
Figure 84 (a) AMS质子通量乘以R2.7之后随能量的关系。实线表示方程的拟合。 (3)为了对数据进行说明，虚线曲线使用相同的拟合值，但Δγ设置为零。 (b)质子流强的幂律谱流强的幂律谱指数γ对刚度R的依赖性。
Figure 85 最新的AMS质子流强（乘以R2.7）以及其他实验的测量 六 原子核散射截面的测量 为了精确的测量宇宙线中原子核的流强，我们需要知道这些原子核与AMS材料相互作用的散射截面。AMS的材料主要由碳和铝构成，相应的非弹性散射截面只针对He和C在10GV以下测量过，其余原子核并不曾测量。 当国际空间站（ISS）改变飞行姿态使得AMS与地面平行时，可以测量原子核穿过AMS探测器时存活（即不发生非弹性散射）的概率。在这种情况下，原子核可以从L8穿过到L1或者从L2穿过到L9。无论粒子从哪个方向进入探测器，首先由孔腔内部7层径迹探测器L2-L8的电离能损dE/dx来识别原子核的种类。然后通过对比L2-L8与L1的电荷分布来测量原子核从L2到L1（穿过上部TOF和TRD，图86b）的存活概率。类似的，通过对比L2-L8与L9的电荷分布可以测量从L8到L9（穿过下部TOF和RICH，图86c）的存活概率。在AMS常规运行条件下也可测量从L8到L9的存活概率。
Figure 86 (a)AMS水平飞行示意图。(b)L2到L1生存概率测量的图形表示。(c)L8至L9生存概率测量的图形表示。 为了精确的确定散射截面，AMS发展了一套专门的蒙特卡洛事例模拟样本。该样本基于Glauber-Gribov模型，并将模型中的非弹性散射截面上下浮动了10%来和数据做比较。从中选出和数据重合度最好的散射模型。 He核所测量的存活概率随刚度的关系与模拟结果的比较在图87中显示。 从图87中可以看到，在低刚度区域（30GV以下），数据和模拟有几个百分点的分歧。因此我们进一步修正了GEANT4中的Glauber-Gribov模型来使得模拟与数据在整个刚度范围内吻合。
Figure 87 (a)飞行数据和模拟数据中氦原子核从L8到L9层的存活概率之比随刚度的依赖关系(b)飞行数据和模拟数据中氦原子核穿过整个探测器L1-L9的存活概率之比随刚度的依赖关系在(a)和(b)中，虚线表示相应的系统误差。 图88中显示了AMS所测He与C的截面与刚度的关系以及原始的GEANT4Glauber-Gribov模型还有在陆基加速器上的测量结果。 同样地，我们也测量了Li，Be，B，C，N，O和Si核的存活概率，其他的原子核还在进行当中。在30GV以下，He的非弹性散射截面将用来修正重核的Glauber-Gribov模型。
Figure 88 AMS测量的氦与碳非弹性散射截面（红色曲线）及其误差（红色虚线），同时显示了原初GEANT4 Glauber-Gribov模型（蓝色曲线）和以及地面加速器的测量结果（数据点）。 图89显示了碳和氧存活概率的数据和模拟的比较。
Figure 89 模拟数据与飞行数据中 a)碳和b)氧穿越较低TOF和RICH时的存活概率之比。实线表示对数据点的拟合，虚线表示估计的系统误差范围(68％CL)。
重要的是，AMS可以测量一些目前加速器还无法测量的截面。 Figure 90 AMS测量的He、Li、Be、B、C、N、O和Si原子核与C非弹性散射截面在[5-100]GV刚度范围内的平均值。 初级宇宙线与AMS材料相互作用产生次级宇宙线原子核的部分散射截面也需要测量。因为由于次级宇宙线原子核（Li、Be、B等）的流强小于初级宇宙线原子核，所以初级宇宙线原子核与AMS最顶部（在L1层之前）的物质相互作用的产物将构成测量次级宇宙线的本底。AMS选取L1中的初级宇宙线和L2-L8中的次级宇宙线来测量部分散射截面。通过这些测量，核反应的蒙特卡洛模拟有了很大的提升，更好的与数据相符合。
Figure 91 由径迹探测器L1层选出的刚度在192-660GV范围内的氧（O）原子核，其在内部径迹探测器L2-L8的电荷分布。蒙特卡罗模拟数据已经坐了归一化，以使模拟数据与飞行数据在氧原子核的峰处具有同样的高度。由径迹探测器L1层选出的刚度在192-660GV范围内的氧（O）原子核，其在内部径迹探测器L2-L8的电荷分布。蒙特卡罗模拟数据已经坐了归一化，以使模拟数据与飞行数据在氧原子核的峰处具有同样的高度 七 初级宇宙线（He，C，O）的流强 初级宇宙线通常被认为产生于银河系内部的源如超新星遗迹等。精确的测量刚度在GV-TV范围内的初级宇宙线能谱能够为研究银河系中的宇宙线的起源，加速和传播提供重要的信息。氦，碳和氧是其中丰都最高的宇宙线原子核。 在过去的30年里，有很多关于氦，碳，氧流强的测量。通常这些结果在50GeV/n左右会产生15%的误差。图92显示了AMS之前最新的测量的结果。不同实验的数据并不一致，这限制了我们对于宇宙线产生，加速和传播的理解。
Figure 92 AMS之前的实验测量的初级宇宙射线氦He(黑色和蓝色，左轴)、碳C(绿色，左轴)和氧O(红色，右轴)流强的结果。为了显示清楚，将流强乘了E2.7 我们发表了基于在过去7年里AMS关于氦，碳，氧的精确测量。这些测量涵盖了刚度范围1.9GV到3TV的氦和碳以及2.2GV到3TV的氧。在100GV上，碳和氧流强的总误差约为3%，而氦的误差约为1.5%。测量结果基于1亿两千五百万个氦事例，一千四百万个碳事例和一千两百万个氧事例。最新的AMS结果（2011-2018）于AMS之前发表的结果一致但是具有更小的统计误差和系统误差。 图93显示了AMS的氦，碳，氧的能谱。RR是正比于R-2.7的流强的平均刚度。可以看出来，在60GV以上，这三个谱线具有相同的对刚度的依赖关系。特别注意的是，在200GV是，他们都偏离了单一幂律并开始逐渐硬化。
Figure 93 AMS测量的2.9 GV到3.0 TV刚度范围内宇宙线氦(黑色，左轴)、碳(绿色，左轴)和氧(红色，右轴)能谱（流强乘以R2.7）。为清楚起见，高于400GV的氦和氧数据点的水平位置相对于碳置换。R是按照与R-2.7成比例的流强计算的加权平均刚度。 为了检验流强和刚度的关系，采用了一种与模型无关的方式来计算谱指数随刚度的变化。选取8.48GV以上互不重合且有足够敏感性的刚度区间，利用γ=d[log(Φ)]/d[log(R)]来计算γ。结果显示在图94中。可以看出氦，碳，氧的谱指数的大小以及与刚度的关系非常相似。特别需要指出的是，所有的谱指数在60GV以上是，在误差范围内一样而且都在200GV是开始硬化。
Figure 94氦、碳和氧幂律谱指数对刚性的依赖性。为清楚起见，氦和氧数据点的水平位置相对于碳偏移。如图所示，在60GV以上(由无阴影区域表示)，幂律指数是相同的。 这些出乎意料的结果在图95中更充分的表达，图95显示了60GV以上这三种谱线具有相同的刚度依赖关系。
Figure 95 氦(黑色，左轴)、碳(绿色，左轴)和氧(红色，右轴) 能谱（流强乘以R2.7）。为清楚起见，高于400GV的氦和氧数据点的水平位置相对于碳平移。可以看出，在60GV以上，三个流强具有相同的刚度依赖性，并且在高于~200GV范围以相同方式偏离单一幂律谱。
总而言之，在对氦，碳，氧在2GV到3TV的高精度测量中发现它们的流强都偏离了单一幂律，它们的谱指数都在200GV左右开始硬化。令人惊奇的是，它们具有相同的刚度依赖关系。 八 次级宇宙线（Li，Be，B）的流强以及初级宇宙线次级宇宙线的流强比。 宇宙线中的锂铍硼被认为产生于原子核和星级气体的碰撞。他们被称作次级宇宙线。在GV-TV上精确的测量它们的能谱能为理解宇宙线的传播提供有力的信息。在过去的50年里，只有少数几个实验在几个GV的区间上测量了锂和铍的流强。一般的，在100GV上锂铍测量误差超过50%，而硼的误差超过15%。图97展示了AMS以前锂铍硼的测量结果。
Figure 96 AMS之前的实验测量的锂、铍和硼流强 我们发表了在1.9GV到3.3TV上锂铍硼流强的精确测量结果。这些结果基于AMS在过去7年里收集的三百万个锂事例，一百七十万个铍事例和四百二十万个硼事例。在100GV时的测量总误差约为3%。最新的AMS结果（2011-2018）与早期AMS发表的结果相一致且具有更小的统计误差和系统误差。
Figure 97 AMS(a)锂Li(红色，右轴)和硼B(蓝色，左轴); (b)铍Be(橙色，右轴)和B(蓝色，左轴)乘以R2.7的流强与刚度关系。
从图99中可以看出，7GV以上时，Li和B具有相同的刚度依赖关系，30GV以上时，三种次级宇宙线都具有相同的刚度依赖关系而且Li/Be流强比为2.0XXX。注意的是，30GV以下Li和Be的差异主要源于10Be同位素的放射性，其半衰期为1.4MY。
Figure 98 AMS Li(红色，左轴)和Be(蓝色，右轴)乘以R2.7的流强与刚度的关系。 如图所示，在30GV以上，Li和Be流强具有相同的刚度依赖性，并且它们的比率为2.0±0.1。 精确的对He，C，O等初级宇宙线等测量表明60GV以上时，这三种宇宙线具有相同的刚度依赖关系，并且在200GV以上时，三种宇宙线能谱均出现硬化现象。 详细的研究Li，Be，B的流强与刚度的依赖关系对理解宇宙线流强硬化来源十分重要 现在有很多描述宇宙线行为的理论模型。举例说明，如果宇宙线硬化现象与产生源有关，那么初级宇宙线与次级宇宙线应具有相类似的硬化表现。然而，如果硬化现象与宇宙线在银河系中的传播有关，则慈济宇宙线应具有比初级宇宙线更强的硬化现象。理论总有他的局限，目前为止还没有理论能完整的解释AMS对初级宇宙线和次级宇宙线的测量结果。 为了检验流强和刚度的关系，采用了一种与模型无关的方式来计算谱指数随刚度的变化。选取7.09GV以上互不重合且有足够敏感性的刚度区间，利用γ=d[log(Φ)]/d[log(R)]来计算γ。刚度区间的边界值为7.09，12.0，16.6，22.8，41.9，60.3，192和3300GV。结果显示在图100中，图中还显示了氦碳氧的谱指数。可以看出Li，Be，B的谱指数的大小以及与刚度的关系非常相似但是和氦碳氧的谱指数有明显区别。另外，在200GV以上时，Li，Be，B的硬化程度要高于He，C和O。
Figure 99 Li、Be和B幂律谱指数的刚度依赖性以及He、C和O幂律谱指数的刚度依赖性。为了让数据看得清楚，Li、B、He和O数据点水平移动了一下。 这些所观测到的特征完全出乎意料。 为了检验初级宇宙线和次级宇宙线对刚度依赖性的不同，我们计算了Li，Be，B对C和O的流强比。并用与之前相类似的方法在[60.3,192]和[192，3300]GV的区间上计算了流强比的谱指数。其结果显示在图101中，可以看出在200GV以上时，流强比开始出现硬化，平均硬化程度0.13XXX，这说明在高刚度区域，次级宇宙线比初级宇宙线硬化程度强并且硬化现象来自于宇宙线在银河系中的传播。这是一个新发现。
Figure 100 AMS次级与初级流强比幂律谱指数Δ中(a)Li/C、Be/C和B/C与刚度的函数关系。 (b)是Li/O、Be/O和B/O的结果。对于(a)和(b)垂直虚线表示两区间的边界。Li/C、Be/C、B/C、Li/O、Be/O和B/O的幂律指数平均为0.14±0.0025
图102显示了次级宇宙线Li，B，B的流强与初级宇宙线He，C，O的流强的对比，可以看出，这三种次级宇宙线在30GV以上具有相同的刚度依赖关系，初级宇宙线在60GV以上也具有相同的刚度依赖关系，初级宇宙线和次级宇宙线对刚度的依赖关系是完全不相同的。
Figure 101 AMS次级宇宙线流强与初级宇宙线流强乘以R2.7 在刚度大于30 GV刚度下的依赖性以及比较。为了显示起见，C、O、Li、Be和B通量按图中所示重新标度。为清楚起见，400 GV以上的He、O、Li和B数据点水平做了移动。 总的来说，锂铍硼在1.9GV到3.3GV上流强的高精度测量显示了在7GV以上，Li，B具有相同的刚度依赖关系，在30GV以上这三种流强具有相同的刚度依赖关系，以及Li/Be流强比为2.0±0.1.这三种流强在200GV以上时以相同的方式偏离单一幂律。如图103所示，次级宇宙线的这些表现也在初级宇宙线中有所体现，但是初级宇宙线与次级宇宙线的刚度依赖关系截然不同。特别注意的是，在200GV以上时，次级宇宙线的硬化谱指数比初级宇宙线平均多出了0.13±0.03. 这是高能宇宙线中所观察到的新特性。 九 宇宙线中的氮核流强 宇宙线中的氮核通常认为产生自宇宙中的天体源以及重核与星际气体的碰撞。因此，氮核流强被认为包含有初级宇宙线的组分以及次级宇宙线的组分。精确地测量氮流强可以提供有效的探究天体源以及银河系中宇宙线传播的信息。 再过去的50年里，只有少数几个实验测量过氮流强，且这些测量都包含有较大的误差。
Figure 102 AMS氮流强ΦN乘以R2.7随刚度的关系。 AMS发表了在最初五年所测量的两百二十万个氮核事例的数据，这些数据涵盖的刚度范围为2.2GV-3.3TV。在100GV时，测量的总误差大约4%。结果在图102中所示，AMS测量与动能的关系在图103中所示，同在图104中的还有其他的实验测量结果以及GALPROP模型对氮流强的预言。可以看出来GALPROP模型并不能解释我们的数据
Figure 103 AMS氮流强ΦN乘以EK2.7后与核子动能的函数关系以及早期测量值和宇宙射线传播模型GALPROP(虚红曲线)的预测值。 为了确定氮流强中初级宇宙线组分以及次级宇宙线组分，我们选取了氧流强能谱作为初级宇宙线的特征能谱以及硼能谱作为次级宇宙线的特征能谱。这样选择的原因是在氦碳氧中，氧具有最小的次级宇宙线组分，而硼没有初级宇宙线组分且主要来源于C和O与星际气体的碰撞。定义ΦNP与ΦNS为氮流强ΦN中的初级组分和次级组分，则ΦN=ΦNP+ΦNs。为了获得ΦNP和ΦNs，用加权的特征初级宇宙线能谱Φo和次级宇宙线能谱ΦB在整个刚度上拟合氮能谱。如图104所示，拟合得到ΦNP=（0.090±0.002）×Φo 以及ΦNS=（0.62±0.02）×ΦB，拟合优度χ2/d.o.f=51/64。
Figure 104 AMS氮通量ΦN 用氧流强Φo和硼流强ΦB的加权相加的函数进行拟合。图中阴影部分为的初级成分（黄色）和次级成分（绿色）。 图105展示了氮和氧的流强比（N/O）以及氮和硼的流强比（N/B）与刚度的关系。可以看出，随着刚度增加，初级宇宙线的比例增加，次级宇宙线的比例下降。
Figure 105 (A)ΦN/ΦO比值随刚度的变化规律。(B) ΦN/ΦB比值与刚度的关系。初级成分和次级成分的贡献由上色部分(分别为黄色和绿色)表示。从a)和b)可以看出，随着刚度的增加，次级成分在氮流强中的贡献减小，初级成分的贡献相应增加 在整个刚度区间，能将氮流强拟合为一个简单的初级组分和次级组分的线性叠加的形式为一个新的发现，这可以让我们决定Ni和O的风度比而不需要考虑宇宙线在银河系中的传播。测量到的产生源的N/O丰度比为0.090±0.002而在太阳系中测量到的N/O丰度比为 最后在图106中展示了氦碳氧，锂铍硼，和氮在30GV以上的流强与刚度的关系，可以看出，三种次级宇宙线有完全相同的刚度依赖关系，三种初级宇宙线在60GV上有完全相同的刚度依赖关系，氮的关系与前两者都不同。
Figure 106 AMS测量的初级和次级宇宙线的流强乘以R2.7之后随刚度的关系。为显示目的，C、O、Li、Be、B和N流强按指示重新标度。为了清晰起见，He、O、Li和B数据点在400 GV以上的水平位置被移动，而C、Be和N没有被移动。 总的来说，我们精确的测量了2.2GV-3.3TV上的氮流强，并且该流强可以写成9%的氧流强与62%硼流强向加的形式。 十 碳流强组分的测量 与上述氮流强一样，我们也发表了相似的碳流强的初级和次级组分。次级的碳可由氮和氧与星际气体碰撞产生。如图107所示，我们拟合了前七年碳流强的数据并得到ΦcP=（0.84±0.01）×Φo 以及ΦcS=（0.66±0.02）×ΦB，拟合优度χ2/d.o.f=41/64
Figure 107 AMS碳通量ΦC 用氧流强Φo和硼流强ΦB的加权相加的函数在整个刚度范围进行拟合。图中阴影部分为的初级成分（黄色）和次级成分（绿色）。 十一 质子和氦流强与时间的关系 进入日光层的宇宙射线会受到扩散、对流、绝热能量损失和磁漂移的影响。这些过程的时间演化导致宇宙射线强度在地球环日轨道上的变化。这些变化与太阳活动有关，太阳活动有几个周期。最重要的是11年的太阳周期，在这个周期里太阳黑子的数量从最小变化到最大，然后又回到最小。另一个是磁场极性的22年周期，它每11年在太阳周期的极大值期间逆转一次。因为宇宙射线与磁场中的强扰动相互作用，宇宙射线谱也可能会暂时减少，特别是在极大值期间，这种作用可以持续几天到几个月。在基于Parker方程的宇宙射线输运模型中，由于太阳调制，不同粒子谱(p、He)之间存在低刚度的时间关联。这是因为与时间有关的宇宙射线在日光层的传输是刚度依赖的，并且与太阳活动的变化有关。目前有许多带电粒子在日光层中传播的模型，它们预测了流强随时间不同的变化。AMS的大接受度和高精度使我们能够对通量进行时间和能量函数的精确测量。这为探索太阳调制的动力学，改善暗物质搜索的约束条件，研究银河宇宙射线传播过程，减少深空人类探索中的辐射剂量预测的不确定性提供了独特的信息。 我们基于8.46亿个事件，测量了质子流强从1到60 GV的时间演化，以及基于1.12亿事件测量了氦流强从1.9 GV到60 GV的时间演化。2011年5月至2017年5月，对79次巴特尔旋转(每次选择27天)的质子流强和氦流强进行了测量。这是第一次用同一精密仪器对质子和氦流强进行了较长时间的测量。 图108显示了(A)质子流强从1-10GV和(B)氦流强从1.9到10GV与时间和刚度的关系
Figure 108 AMS(A)质子和(B)氦的通量与时间和刚性的三维直方图。质子的刚度范围为1~10 GV，氦的刚度范围为1.9~10 GV。颜色检索以[m2 sr s GV]−1为单位表示流强强度。在观测期间，这两种流强在2014年2月有明显的最低值(蓝线)，最大值出现在2017年2月(红线)。 图109显示了在八个不同的特征刚度段，质子流强和氦流强与时间的依赖关系。可以看出，质子和和氦流强都对时间有精细结构，分别具有最大值和最小值。他们的流强对时间的依赖关系以及相对振幅几乎相同。总的来说，振幅随刚度的增加逐渐减小。AMS的精度能让我们在高至40GV的刚度上观测到这种结构。当质子和氦流强稳定增加时，从太阳极大值后一年开始的这段时间内，时间结构的振幅降低。
Figure 109 8刚度带下AMS质子(蓝色，左侧坐标轴)和氦(红色，右侧坐标轴)流强随时间的变化。误差包括了统计误差和系统误差。40GV以下清可以清楚的观测到详细结构(绿色阴影和虚线为了便于观察)。垂直虚线表示 I) September 27, 2011; II)March 7, 2012; III) July 20, 2012; IV) May 13, 2013; V) February 7, 2014; VI)December 1, 2014; VII) March 19, 2015; VIII) November 17, 2015; IX) June 20,2016; X) November 28, 2016.之间的边界。红色虚线表示也可在AMS正负电子流强中观测到的结构。 图110显示了在九个不同的刚度段上，AMS所测的p/He流强比随时间的关系。可以看出，p/He流强比对不同的刚度区间表现出两种不同的时间行为，在3GV以上时，流强比不依赖于时间，在大约3GV以下时，流强比有长期的时间依赖性。为了研究这两种行为之间的转换，我们对每个刚度区间i将p/He通量比ri拟合为时间t的函数，
其中ai是从2011年5月到ti的平均p/He流强比，ti是p/He通量比偏离平均ai的时间，bi是时间变化的斜率。高于3.29 GV，p/He流强比率与95％置信水平下的恒定值一致。这表明宇宙射线核在相对论刚度下的太阳调制的普遍性。低于3.29 GV观察到的p/He流强比率在t1后随时间稳定下降。在前五个刚度区间中，ti的最佳拟合值彼此一致。它们的平均值等于2015年2月28日，精度为±42天，与图109的边界VII一致，之后质子和氦流强开始增加。最后这一观测显示了关于日光层中低能宇宙射线传播的一个新的重要特征。 AMS数据的精确性发展精确的太阳调制模型提供了信息。
Figure 110 对于9个特征刚度区间的AMS p/He流强比与时间的函数关系。误差包括统计误差和时间相关的系统误差。实线是公式Eq.(9)从[1.92-2.15] GV到[2.97-3.29] GV的前5个刚度区间的最佳选择。蓝色垂直带(2015年2月28日±42天)是这些刚度区间的过渡时间的最佳拟合值的平均值。 总之，AMS观测到的精确质子流强和氦流强在时间和相对振幅上都具有几乎相同的精细时间结构。流强的时间结构的振幅随着刚度的增加而降低，并在超过40 GV时消失。结构的振幅在太阳最大值后一年开始的时间段内减少，此时质子和氦流强稳定增加。另外，在~3GV以上，p/He通量比与时间无关。在~3GV以下，该比率在流强开始上升的时段内也同步出现了长期降低。 十二 正负电子的流强随时间的变化 我们精确地测量了从2011年5月到2017年5月在1至50GeV能量范围内的超过79 Bartels旋转的宇宙射线电子流强和正电子流强的详细时间和能量依赖性 这些数据可用于研究以月为时间单位的与太阳活动有关的短期效应和以年为单位的与22年太阳周期有关的长期效应对不同能量和电荷符号的宇宙线的影响。
Figure 111 5个代表性能量段内，宇宙线正电子(红色，左轴)和电子(蓝色，右轴)的通量随时间的变化。图中的误差为统计误差。在不同能量段可观测到的正电子和电子流强表现出的明显的但不相同的时间结构并由垂直虚线标记出来。 太阳能调制涉及对流，扩散，粒子漂移和绝热能量损失过程。只有粒子漂移引起太阳调制对粒子电性的依赖性。由于电子和正电子仅在电荷符号上不同，因此它们的同时测量提供了一种研究电性依赖的太阳调制效应的独特方法。 流强能谱与时间的关系是由于宇宙线进入日光层是太阳调制的结果。太阳能调制涉及对流，扩散，粒子漂移和绝热能量损失过程。其中只有粒子漂移会对不同电荷符号的宇宙线太阳调制的差异。因为正负电子只有电荷符号的差异，对他们同时进行测量提供了一种研究电荷符号与太阳调制效应关系的特别方法。 AMS测量的轻子是第一次在太阳能最大值期间对电荷符号相关调制的研究。基于2350万个事件，我们发表了电子流强和正电子流强在以月为单位的时间尺度上的短期时间结构。图111显示了5个特征能量区间里流强随时间的变化。我们发现在低能量下流强随时间的变化明显，在高能量下逐渐减小。在最低能量下，电子流强和正电子流强的幅度变化均为3倍。两种流强都表现出明显的短期和长期变化。短时变化在两个流强中同时发生，具有大致相同的相对振幅。观察到几种突出且不同的结构。它们的特征是在10GeV以下，在电子和正电子流强中都出现了最小值。这些在图111中用虚线垂直线标记。当能量高于20GeV，电子流强和正电子流强都没有显示出显著的时间依赖性。 111中数据的长期时间结构表明，相对振幅的变化对于电子和正电子是不同的。为了量化这种影响，我们定义比率Re（图115展示了一个能量段中的Re）。在Re中，最重要的是新发现的短期的流强变化在很大程度上消失了，并且出现明显的总体长期趋势。在低能量时，Re首先是平坦的，然后在太阳磁场反转之后平滑地增加，达到新的更高的平台。 我们使用模型独立方法来提取表征Re中观察到的转变的量的能量依赖性。通过一组四个参数，作为能量和时间函数的3871个独立Re测量可以使用Logistic函数很好地描述。
在给定的能量E下，时间依赖性与函数中的三个参数有关：转变的幅度C，转变的中点t1/2和转变的持续时间Δt。我们选择Δ= 4.39，使得Δt是转变从幅度变化的10％到90％进行所花费的时间。应用能量范围[1.01-1.22] GeV的数据拟合Logistic函数的行为如112所示。
Figure 112用Logistic函数拟合Re来描述其对时间和能量依赖性，图中参数仅以能量区间[1.01-1.22] GeV中的拟合作为示例。拟合结果以红色曲线表示。太阳磁场极性不明确的时间段由阴影区域标记。我们选择的太阳磁场翻转的有效时间trev用黑色虚线垂直线标出。转表的时间中点t1/2的拟合结果由红色虚线垂直线标记。红色水平条的宽度表示转变的持续时间Δt，对应整个转变幅度的10%进行到90%。 图113中显示了从1到21GeV的几个能量区间的拟合结果。我们得到所有拟合的χ2/d.o.f. ≈ 1。 参数t1/2和Δt只能在低能量、当转变的幅度较大时才能由拟合得到，如图114所示。这些参数的能量依赖性如图114所示。可见，过渡持续时间Δt与能量(图114a)无关，我们得到的值为830±30天。转变的中点相对于磁场翻转的延迟具有能量依赖性，并且从1到6GeV变化260±30天，如图117（b）所示。 为了研究图114中的幅度C，在6GeV以上，我们将Δt固定为其平均值830天，并且我们使用从等式(10) 计算的t1/2。在高能量下，振幅的拟合结果仅微弱地取决于Δt和t1/2的值的选择。如图114c所示，幅度C在E = 1GeV时接近于1并且随着能量平滑地减小。这与包括漂移效应在内的太阳能调制模型的期望定性的一致。高于20 GeV时幅度与零一致。
Figure 113 正电子流强与电子流强之比Re随时间的变化。误差条是统计误差。Logistic函数的拟合结果由红色曲线显示。日光层磁场的极性由A <0和A> 0表示。太阳磁场极性不明确的时间段由阴影区域标记。 总之，AMS第一次对太阳最大期间仅用轻子（电子和正电子）对与电性相关的太阳调制进行了详细的研究。我们在几个月的时间尺度上观察到正电子流强和电子流强同时发生了显著的和独特的结构。这些结构在e+/e−流强比中不可见。我们还观测到在e+/e−流强比中存在长期特征，即在太阳磁场的极性反转之后从一个值到另一个值的平滑过渡，转换的持续时间为83030天，与能量无关，转变幅度随能量而减小。转变的时间中点相对于太阳磁场翻转的时间延迟具有能量相关性，从1到6GeV变化26030天。这些关于正电子和电子的高统计精确数据为理解太阳调制提供了准确的参考。
Figure 114 对比率Re用Logistic函数拟合的参数与能量的依赖关系(蓝色圆圈)： (a)Δt和最佳拟合常数值830天(红线)，(b)t1/2-trev与其参数化(红色曲线)，(c)跃迁幅度C，虚线为零，以方便观察。 十三 总结 AMS上最新的关于电子，正电子，质子，反质子，以及初级宇宙线，次级宇宙线流强的结果包含精确且始料未及的信息。数据的精确性，多样性以及数据所反映出来的特性为研究宇宙线的产生和传播提供了珍贵的信息。理解这些数据需要更新更完整的天文模型。 随着时间的进展，我们还要进一步复杂反物质（反氦核，反碳核）相关的物理，与暗物质相关的物理（反氘核，反质子和正电子）以及高带电量的宇宙线原子核。这些探索均涉及全新领域的全新研究。 AMS在下一个十年仍是太空中唯一的磁谱仪，目前为止还没有来自任何一个国家的将另一台磁谱仪放入太空的计划。所以最为重要的是确保AMS数据在整个太阳周期里能精确地覆盖最高能量，最高电荷。 |
