научно-технический отчет
реклама
К исх. № xxxxxxxxxxx
от
xx.08. 2008 г.
К вх. № xxxxxxxxxxx
от
xx.xx. 2008 г.
МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА
НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ
имени Д. В. СКОБЕЛЬЦЫНА
Номер госрегистрации
УДК 621.375
Инв. №
Экз. № 1
УТВЕРЖДАЮ
Зам. директора НИИЯФ МГУ
В. И. Оседло
НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ОТЧЕТ
«Разработка предложений по созданию научной аппаратуры
для прецизионного излучения потоков ядер космических лучей и
поиска продуктов взаимодействия темной материи»
Шифр темы: НИР «Нейтроний»
(пп. 2.3.1, 2.3.2, 2.3.3 ТЗ
пп.2.3.5, 3.2.8 доп. №1 к ТЗ)
( этап № 1 Договора № 125от 16.96. 2009 г.)
Руководитель темы
Заведующий лабораторией
Д.М.Подорожный
2009
Список исполнителей:
НИИЯФ МГУ
Н.Н.Калмыков, д. ф.-м. н., г.н.с
А.Н.Константинов, к.ф.-м.н., м.н.с.
Д.М.Подорожный, к.ф.-м.н., зав. лабораторией
Л.Г.Свешникова, д. ф.-м. н., в.н.с.
А.Н.Турундаевский, к. ф.-м. н., с.н.с.
Институт ядерных исследований РАН
Р. А. Мухамедшин, с.н.с., д.ф.-м.н.,
2
Содержание
Вступление
1 Тяжелые установки на околоземной орбите.
2.
Предварительный
вычислительных
обеспечения
для
анализ
методов
и
возможностей
современных
существующего
константного
рассмотрения
воздействия
космического
излучения (КИ) сверхвысоких энергий на вещество поверхности
Луны (реголит).
3
Оценка нейтронного, гамма, радиоизлучения альбедо при
воздействии КИ сверхвысоких энергий на реголит
3.1
Решение задачи о нейтронном выходе из каскадов,
рожденных в реголите КИ сверхвысоких энергий с учетом
процессов диффузии, поглощения и замедления.
3.2
Оценка альбедо гамма - компоненты при воздействии КИ
сверхвысоких энергий на реголит.
3.3
Оценка альбедо-радиоизлучения при воздействии КИ
сверхвысоких энергий на реголит, оценка радиоизлучения при
воздействии КИ ультравысоких энергий на поверхность Луны при
больших углах к горизонту.
Заключение
ЗАКЛЮЧЕНИЕ ……………………………………………………………...117
Приложение 1. Выписка из решения Ученого Совета
3
ВВЕДЕНИЕ
Уникальные возможности Луны для исследования состава
космического излучения
1) Самым
важным
преимуществом
Луны
для
задач
изучения
космического излучения является отсутствие атмосферы, в которой частицы
космических лучей (КЛ) взаимодействуют и либо поглощаются, либо
рождают ливень вторичных частиц. Поэтому все задачи связанные с прямой
регистрацией
частиц,
особенно
тяжелых,
которые
гораздо
сильнее
поглощаются в веществе, можно решать гораздо более эффективно в лунных
экспериментах.
2) Кроме того, на Земле частицы низких энергий не доходят до
поверхности из-за относительно сильного магнитного поля Земли, а у Луны
такое поле отсутствует, что приводит к снижению порога регистрируемых
частиц, и дает возможность измерять потоки очень редких сверхтяжелых
элементов.
3) Луна обладает уникальным грунтом (реголитом), в составе которого
отсутствуют
водосодержащие
соединения,
поглощающие
тепловые
нейтроны, а присутствуют лишь те, которые замедляют. В результате,
реголит представляет собой почти идеальный материал для создания
огромного
нейтронного
калориметра
(прибора
полного
поглощения
энергии), т.к. нейтроны, рожденные на больших глубинах, замедляются, но
при этом почти без поглощения достигают лунной поверхности, на которой
расположены нейтронные детекторы.
4) Возможность регистрации нейтронного сигнала с больших расстояний
при прохождении частиц высоких энергий дает возможность а) различать
частицы электромагнитной и ядерной природы; б) измерять энергию
ядерного каскада; в) искать экзотические частицы с большим отношением
массового числа к заряду.
4
1. Актуальность исследования состава космического излучения
Установление состава и свойств различных излучений Галактики в
области сверхвысоких энергий является важнейшей задачей астрофизики.
До сих пор происхождение космических лучей (заряженных ядер различных
химических элементов, путешествующих по Галактике по запутанным в
магнитных полях траекториям в течении миллионов лет) остается
невыясненным, по крайней мере, в области энергий выше 10 13 эВ, хотя этим
серьезно занимаются десятки лет. Актуальность этих исследований не
только не уменьшается, но и растет, поскольку космические лучи являются
фоном
при
поиске
продуктов
аннигиляции
темной
(несветящейся)
небарионной материи, в несколько раз по массе превышающей видимую
барионную
материю
(звезды,
планеты,
межзвездный
газ
и
т.д.).
Установление природы темной материи, является наиважнейшей задачей в
астрофизике и космологии.
Космические лучи являются важнейшей составляющей межзвездной
среды Галактики, так как характеризуются большой плотностью энергии ~1
эВ/см3, сравнимой с плотностью энергии магнитных полей и света звезд. По
современным представлениям такую энергию космические лучи набирают в
самых катастрофических процессах во Вселенной: в расширяющихся
оболочках сверхновых, возможно, в магнитосферах пульсаров и в процессе
аккреции вещества в двойных системах, в ядрах активных галактик,
аккумулируя и распространяя по Галактике значительную часть выделяемой
в этих процессах энергии.
Состав ускоренных частиц (в том числе массовый состав ядер) весьма
сложен, включает протоны, ядра (в основном, от He до Fe, но также и более
тяжелые ядра), электроны, позитроны, и гамма-кванты (рис. 1). Состав
частиц впрямую отражает тип источника и состав околозвездной среды в
месте ускорения. Поэтому исследование массового состава КЛ является
мощным инструментом исследования их происхождения.
5
При энергиях частиц КЛ ниже 1015 эВ существуют прямые данные,
полученные в экспериментах на высотных аэростатах и спутниках. При
энергиях выше 1015 эВ все данные получены только косвенным путем в
результате изучения характеристик т.н. широких атмосферных ливней
2.5
-2
-1
-1
F(E) x E , м с ср ГэВ
-1.5
(ШАЛ) на уровне гор и моря.
10
5
10
4
10
3
10
2
10
1
10
0
Протоны
10
-1
10
-2
10
-3
10
-4
10
Гелий
Электроны
Диффузные гамма
Странглеты по
энергии на частицу
с z=8, A=138
Странглеты по
энергии на частицу
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
10
4
10
5
10
6
10
7
10
8
E/нук, ГэВ
Рис. 1. Потоки различных компонент космического излучения:
измеренные в настоящее время (точки) и ожидаемые из теории (линии)
6
7
10
6
2
Поток КЛ *E на м сек стер ГэВ
-1.5
10
3
Hoerandel
Нормированные спектры
(по С.Григорьевой)
Yakutsk Ex0.75
HiresII Ex1.2
HiresI Ex1.2
Agasa Ex0.9
Akeno Ex0.9
10
5
10
6
10
7
10
8
10
9
10
10
10
11
Энергия частиц в ГэВ
Рис. 2. «Колено» в спектре всех частиц при E0 ~3·1015 эВ 3·106 ГэВ,
измеренное в некоторых экспериментах. В разных экспериментах разброс
данных по составу частиц в «колене» очень широкий – от протонов до
чистого железа.
Наиболее интересным результатом, появившимся в последний десяток
лет, является удивительно резкое утяжеление химического состава КЛ в
области 1015-1016 эВ, полученное косвенным (!) методом при исследованиях
ШАЛ. Хотя такое утяжеление состава помогает качественно объяснить
происхождение излома (т.н. «колена») в спектре ПКЛ при энергии ~3·1015 эВ
7
(открытого еще 50 лет назад) (рис. 1 и 2), но количественная интерпретация
этого результата допускает несколько альтернативных толкований: в этой
точке может достигаться предел ускорения в основном классе сверхновых,
или может происходить смена режима диффузии космических лучей в
Галактике, или в точке излома может давать вклад некий близкий источник,
или источник типа пульсара, с увеличенным содержанием тяжелых
элементов, или это могут быть частицы от неизвестных источников.
Наконец, нельзя исключить, что это является появлением новых частиц и
новой физики. Измерение прямыми методами состава частиц КЛ в этой
области позволит, наконец, решить проблему «колена».
Исследование состава первичного излучения подразумевает также поиск
необычных экзотических частиц. Одним из возможных кандидатов, которая,
с одной стороны, имеет достаточно простую сигнатуру для поиска, а, с
другой стороны, огромную важность с точки зрения фундаментального
строения вещества, является «странная» материя. «Странная» материя –
гипотетическое состояние вещества, состоящего из равного количества u, d,
s кварков, которое может иметь меньшую энергию на барион, чем обычные
ядра, и поэтому быть действительно базовым состоянием материи. Общим
для всех моделей странной материи, обсуждамых в литературе, является то,
что отношение массы к барионному числу находится ниже этого отношения
для ядер (это условие их стабильности) и отношение заряда к массе очень
маленькое (Z/M « 1 или даже 0) по сравнению с ядрами из-за исчезновения
заряда в случае, когда up, down и «странный» s кварк оказываются в равном
количестве. Поиски странной материи на Земле пока не привели к ее
обнаружению, но поиск частиц странной материи (т.н. «странглетов») в КЛ
за пределами атмосферы может быть более обнадеживающим.
Огромную важность с точки зрения фундаментального строения
вещества представляет поиск т.н. «нейтральных» ядер, т.е. ядер, в которых
как и у «странглетов», очень мало отношение заряда к массе (Z/M « 1). С
одной стороны, современная теоретическая ядерная физика не запрещает
8
существование ядер, состоящих, в основном, из нейтронов. С другой
стороны,
до
сих
пор
такие
ядра
не
обнаружены.
Если
удастся
зарегистрировать подобные ядра, то это может дать новый толчок ядерной
физике и, возможно, окажет влияние на атомную энергетику.
Кроме того, поэлементное измерение отдельных групп ядер в КЛ
позволит исследовать редкие элементы, образующиеся только в процессах
распространения КЛ по Галактике (а не недрах звезд, как остальные
элементы легче железа), как фрагменты более тяжелых ядер (например, бор,
бериллий, титан). Это, так называемое, отношение первичных к вторичным
ядрам в области высоких энергий является мощным и возможно
единственным инструментом исследования процессов распространения КЛ в
Галактике
и
особенностей
спектров
магнитных
турбулентностей
межзвездной среды.
По расчетам основная масса КЛ, регистрируемых на Земле, собирается с
расстояний до 1.5 кпс, (а радиус Галактики 15-20 кпс). Чтобы оценить
интенсивность космических лучей на гораздо больших расстояниях (из
центра или периферии Галактики) исследуют потоки диффузных гаммаквантов, образуемых при взаимодействиях КЛ с межзвездным газом, и
летящих, в отличие от заряженных КЛ, по прямой. Потоки диффузных
гамма-квантов прямо пропорциональны потокам КЛ вдалеке от Солнечной
системы и плотности газа. Первые данные орбитального эксперимента
EGRET указывают на заметное превышение потока диффузного гаммаизлучения в области энергий 1–10 ГэВ над ожидаемым потоком,
производимым заряженными космическими лучами вдалеке от Солнечной
системы.
Для объяснения этого различия предложено несколько гипотез, как
непосредственно связанных с проблемой происхождения КЛ (более жесткий
спектр протонов и/или электронов КЛ вдали от Солнечной системы, вклад
локальной компоненты КЛ малых энергий у Солнца, недоучтенный вклад
9
неразрешенных
точечных
источников
или
прямого
излучения
от
Сверхновых, пространственные вариации КЛ), так и с проблемами
космологии (сигнал от аннигиляции частиц темной материи, поиск которой
в настоящее время является одним из приоритетных направлений
исследований в космосе). Получение диффузного излучения в нескольких
точках по шкале энергий безусловно является мощным инструментом
анализа его избытка.
Рис. 3. Измеренное отношение вторичных ядер к первичным (точки) и
предсказания 3-х наиболее популярных моделей распространения КЛ в
Галактике (линии).
10
Рис. 4. Сравнение интегрального потока гамма-квантов, низких энергий
(эксперимент EGRET, синие точки), с потоком, ожидаемым от КЛ (желтая
область).
Наблюдается
заметный
избыток,
который
может
быть
интерпретирован как гамма-кванты от аннигиляции темной материи в
Галактике.
11
Рис. 5. Измеренные спектры электронов (точки) и ожидаемые спектры
электронов, в случае близких сверхновых Monogem, Vela, Cygnus Loop
(линии).
В рамках современных представлений источники КЛ дискретны и
случайны (поскольку по всей Галактике сверхновые взрываются лишь раз в
30 лет), поэтому ожидаются пространственные и временные флуктуации КЛ.
Но до сих пор такие вариации не обнаружены ни по величине
пространственной анизотропии (она очень мала при всех энергиях), ни по
исследованию
геологическими
методами
временных
изменений
интенсивности КЛ на протяжении существования Земли. Хотя относительно
близкие и молодые источники гамма-квантов ТэВ-ных энергий уже
зарегистрированы. Наиболее чувствительной компонентой КЛ к близким
источникам являются электроны в области 1–10 ТэВ, которые могут
доходить до Земли только в случае их происхождения в близком (1 кпс по
расстоянию) и молодом (не более 105 лет по возрасту) источнике. При этом
спектр уже не будет иметь степенной вид, а будет иметь некоторую
структуру [5] (рис. 5), и должна наблюдаться анизотропия [6] электронов в
области 1-10 ТэВ.
Задача измерения ядерного состава КЛ в области тяжелее железа важна и
при низких энергиях. Эта задача для сверхтяжелых элементов очень трудна,
поскольку
тяжелые
элементы,
во-первых,
очень
интенсивно
взаимодействуют с веществом и поэтому фрагментируют, во-вторых,
методы определения одновременно и массы и заряда частицы хорошо
работают только при очень низких энергиях.
2. Постановка научной задачи
1. Измерение массового состава КЛ в области энергий 1015−1017 эВ, в том
числе поиск частиц с аномальным отношением массы к заряду в
указанной области энергий, что позволит установить прямыми методами
12
природу феномена первого излома («колена») в энергетическом спектре
КЛ.
2. Поиск ближнего источника КЛ высоких энергий при помощи изучения
спектров электронов при энергиях выше 1011 эВ и анизотропии КЛ.
3. Экспериментальная
проверка
существования
избытка
диффузного
гамма-излучения высоких энергий при энергиях выше 1011 эВ и его
интерпретация.
4. Исследование энергетической зависимости отношений вторичных ядер
Li, Be, B к ядрам C,N,O, и ядер группы суб–Fe к Fe для построения
модели
распространения
КЛ
от
источников
до
околоземного
пространства.
5. Исследование возможной пространственной анизотропии отдельных
групп ядер.
6. Поиск экзотических частиц с малыми величинами Z/А.
7. Исследование сверхтяжелых элементов в области низких (~ГэВ) энергий.
13
НИР: «Нейтроний»
Пункт 2.3.1 «Анализ использования тяжелых установок на околоземной
орбите в исследованиях космического излучения высоких энергий»
2.3.1.1 Введение
2.3.1.2
Основные направления исследований по п. 2.3.1
2.3.1.3 Проведение математического моделирования нейтронного фона в ТНА от
протонов и ядер ПКИ низких энергий
2.3.1.3.1
Постановка задачи
2.3.1.3.2
Зависимость
множественности
вторичных
частиц
от
энергии
первичных частиц
2.3.1.3.3
Оценка массового числа первичной частицы
2.3.1.3.4
Выделение первичных электронов из фона
2.3.1.3.5
Геометрический фактор прибора
2.3.1.3.6
Оценка нейтронного фона
2.3.1.4 Проведение математического моделирования ожидаемых результатов по
регистрации протонов, ядер ПКИ и гамма-квантов
2.3.1.4.1
Состав и энергетический спектр ПКИ в области 1015 – 1016 эВ
2.3.1.4.2
Поиск экзотических частиц и исследование взаимодействий
2.3.1.4.3
Регистрация гамма-квантов от аннигиляции частиц темной материи.
2.3.1.5 Проработка проблем, связанных с привязкой ТНА к космическим
аппаратам.
2.3.1.5.1
Введение
2.3.1.5.1
Средства выведения КА
2.3.1.5.2
Основные характеристики КА
2.3.1.5.3
Схема полета
2.3.1.5.4
Конструкция КА
2.3.1.5.5
Требования к ИД для компоновки агрегатов, приборов и узлов
2.3.1.6 Анализ теплофизических условий работы ТНА «Нейтроний» и обеспечение
заданного теплового режима ее элементов в составе КА "Яхта"
2.3.1.6.1
Расчет внешних тепловых потоков, действующих на элементы
комплекса ТНА «Нейтроний»
2.3.1.6.2
2.3.1.7
Общие сведения об экранно-вакуумной теплоизоляции
Разработка предложений по конструктивному оформлению элементов
СОТР грани электроники с использованием контурной тепловой трубы
2.3.1.8
Основные результаты исследований
15
2.3.1.1 Введение
Для современной астрофизики фундаментальное значение имеет изучение взрывов
сверхновых звезд, которые являются наиболее важным источником частиц первичного
космического излучения (ПКИ) высокой энергии и во время которых выделяется
огромное количество энергии (~1053 эрг). Часть этой энергии передается протонам и
ядрам космических лучей, которые ускоряются ударными волнами в расширяющейся
оболочке сверхновой звезды до высоких энергий, недостижимых на современных
ускорителях, а затем случайным образом распространяются через магнитные поля
Галактики со временем жизни ~2·107 лет. Наблюдаемые на Земле частицы ПКИ
перемешаны межзвездными магнитными полями и представляют суперпозицию вкладов
всех источников. Таким образом, информация о конкретных источниках большей частью
теряется. Однако именно поэтому так важны экспериментальные данные, которые
помогли бы пролить свет на характеристики вышеописанных процессов. Необходимую
информацию можно получить, изучая энергетический спектр ПКИ, который имеет почти
неизменный вид, описываемый степенным законом более чем на 11 порядков по энергии
и 29 порядков по интенсивности. Спектр несет информацию о процессах, происходящих
как в источниках ПКИ (сверхновых, пульсарах, и др., возможно, гипотетических
сверхтяжелых частицах, оставшихся со времени Большого Взрыва), так и в межзвездном
и межгалактическом пространстве. Еще около 40 лет назад исследования галактических
космических лучей высоких энергий, точнее, инициируемых ими так называемых
широких атмосферных ливней (ШАЛ) – потоков вторичных частиц, генерированных в
каскадах взаимодействий, инициированных первичными частицами и наблюдаемых на
наземных установках, – привели к открытию одной из его наиболее принципиальных
особенностей – излому спектра галактического ПКИ в области энергий E0 ~3·1015 эВ (т.н.
«колено»). За прошедшее с тех пор время данная особенность спектра ПКИ
стимулировала очень большое число экспериментальных и теоретических исследований,
проведенных в различных странах. В настоящее время существует длинный ряд
разнообразных теоретических объяснений данного эффекта. «Колено» интерпретируется
как в терминах галактической модуляции (т.е. растущей неспособности галактического
магнитного поля удерживать заряженные частицы – протоны и ядра), так и в рамках
других механизмов (фотоядерная фрагментация тяжелых ядер в окрестности источников
ПКИ, ограниченное ускорение в остатках суперновых звезд, вклад экстрагалактических
протонов, рожденных в активных ядрах галактик, и даже изменение характеристик
16
сильных взаимодействий протонов и ядер). С другой стороны, было показано, что
«колено» имеет более сложную структуру, чем простое укручение, а резкость его излома
не согласуется с его происхождением от многих источников или модуляцией в Галактике,
но может рассматриваться как вклад относительно близкого взрыва ближней сверхновой
звезды.
В ряде экспериментов были получены свидетельства в пользу присутствия в
области «колена» т.н. «странглетов», т.е. массивных частиц с высоким содержанием
«странных» кварков. Предполагается, что подобные частицы во много раз тяжелее
протонов и ядер, имеют аномально низкое отношение заряда к массе, а какая-то их часть
может быть ускорена до высоких энергий.
Таким образом, прямые прецизионные измерения энергии, массового и изотопного
составов компонент ПКИ в области «колена» являются астрофизической задачей
первостепенной
важности
и
остро
необходимы
как
для
выяснения
природы
происхождения ПКИ, так и исследований в области физики элементарных частиц.
Однако до сих пор нельзя сделать определенные заключения относительно состава
и формы спектров протонов и ядер ПКИ даже в области энергий в нескольких десятков
ТэВ. Еще более запутанная ситуация наблюдается в области «колена» (1015 – 1016 эВ),
определяемого максимальными энергиями частиц ПКИ, произведенными ударными
волнами сверхновых звезд. В этой области энергий вообще отсутствуют прямые
измерения, а доступные данные относительно массового состава и, например, средней
массы первичных частиц, полученные с помощью наземных установок на основе
косвенных наблюдений с помощью ШАЛ весьма неоднозначны.
Интенсивность частиц в области «колена» мала (~ 1 частица в год на площади 1
м2). Поэтому до сих пор прямые измерения частиц ПКИ с помощью установок на
спутниках не давали информации об этой области. Однако использований новых идей и
развитие современных технологий позволяет начать разработку орбитальной научной
аппаратуры (НА), способной решить эту задачу. Поэтому в последнее время эта задача
вызывает большой интерес исследователей, как в России, так и за рубежом.
Таким образом, прецизионные исследования спектров частиц первичного
космического излучения сверхвысоких энергий (начиная с области «колена») имеет
очень важное значение для современной астрофизики и физики элементарных частиц.
17
Не менее важное значение имеет изучение ПКИ при ещё более высоких энергих,
где дефицит информации еще острее.
В России разрабатывается несколько проектов, направленных на исследование
области «колена», в частности, проект ОЛВЭ. НИР «Нейтроний», во многих отношениях
представляющий по отношению к проекту ОЛВЭ следующую ступень развития
прецизионного исследования галактического ПКИ при еще более высоких энергиях и с
более высокой точностью, является весьма сложной задачей, требующей решения
большого объема методических, технологических, теоретических и научных проблем.
Причиной этого является то, что в соответствии с физикой развития каскадов в веществе
для более точных измерений требуются более толстые и, соответственно, более тяжелые
установки.
Центральным моментом при разработке НА «Нейтроний» является новый подход
для регистрации космических лучей высоких энергий – техника ионизационнонейтронной калориметрии, которая позволяет измерять энергию частицы, измеряя как
поток заряженных частиц, так и выход нейтронов, испаряемых ядрами поглотителя,
возбужденными в процессе развития каскадов, инициированных исследуемыми
первичными частицами. Подобный подход является совершенно новым словом в
практике не только космических, но и
наземных экспериментов.Кроме того,
рассматривается методика 4-геометрии прибора, реализуемого в виде кубического
калориметра и способного регистрировать частицу независимо от направления ее
прихода.
Целью научно-исследовательской работы является разработка предложений по
созданию трех компонентов комплекса НА «Нейтроний» для изучения космических
лучей первичного космического излучения (КЛ ПКИ) в очень широком диапазоне
энергий: а) орбитальной тяжелой научной аппаратуры (ТНА); б) лунной сверхтяжелой
НА (ЛТНА) для проведения научных экспериментов на поверхности Луны; в) лунной
орбитальной НА (ЛОНА), предназначенной для проведения научных экспериментов на
орбите Луны с целью измерений спектра ПКИ при ультравысоких энергиях (УВЭ) при E0
> 1019 эВ с помощью регистрации нейтронной и гамма-компонент, возникающих при
развитии УВЭ-каскадов в лунном грунте. Все компоненты включают в качестве
основного элемента ионизационно-нейтронный калориметр для проведения научных
экспериментов в космическом пространстве с целью прецизионного измерения энергии
ядерных частиц, спектра первичного космического излучения (ПКИ) вплоть до
18
ультравысоких энергий (УВЭ) E0 > 1019 эВ, а также электромагнитной компоненты в
широкой
области
энергий.
При
продолжительном
(>
5
лет)
параллельном
экспонировании ТНА, ЛТНА и ЛОНА единой методикой будет определена форма
энергетического спектра и зарядовый состав ядер космических лучей (КЛ) в уникально
широкой области энергий E0 = 1014–1019 эВ, а также измерен спектр и анизотропия
диффузного гамма-излучения с энергий E > 1011 эВ. Решение данной задачи позволит
построить единую астрофизическую картину, связывающую феномен первого излома
энергетического спектра КЛ при E0 = 3·1015 эВ, возможные нерегулярности спектра ПКИ
в области 1016–1017 эВ и область УВЭ. Кроме того, будет произведен поиск сигналов от
темной материи в очень широком диапазоне энергий.
2.3.1.2
Основные направления исследований по п. 2.3.1
В ходе выполнения НИР основные направления работ по п. 2.3.1 были
посвящены вопросам определения общей концепции научного прибора и
характеристик его отдельных элементов, удовлетворяющих требованиям
решения физической задачи, и рассмотрению возможности размещения ТНА
на борту тяжелого КА.
При
исследовании
характеристик
научного
прибора
решались
следующие задачи:
Разработка предложений по созданию тяжелого научного аппарата, включающего в
качестве основного элемента тяжелый ионизационно-нейтронный калориметр.
Разработка предложений по использованию ТНА для проведения прецизионных
измерений ядерного состава и формы первичного космического излучения (ПКИ) в
области «колена» (1015 – 1016 эВ), спектров электронов и гамма-излучения.
Проведение математического моделирования условий научного эксперимента на
ТНА (фоновая и событийная загрузка, условия наблюдения частиц ПКИ во всей
области энергий, потенциальные возможности ТНА, ожидаемые результаты)
Проработка проблем, связанных с привязкой ТНА «Нейтроний» к космическим
аппаратам (механика, тепловой режим и др.)
19
2.3.1.3.1 Постановка задачи
Невозможно без тщательного моделирования процессов, происходящих
в приборе, провести анализ данных, получаемых в экспериментах, которые,
с одной стороны, используют столь сложную аппаратуру, непредсказуемый
отклик приборов, сильно флуктуирующий даже при фиксированных
параметрах
частиц,
падающих
на
прибор,
а
с
другой
стороны,
характеризуются такими случайными и неконтролируемыми природными
факторами, как энергия, тип, направление прилета частицы и место ее
попадания на прибор, точка взаимодействия в аппаратуре. В настоящее
время необходимо провести начальные расчеты, необходимые для (а)
выработки и проверки концепции прибора (ионизационно-нейтронного
калориметра); (б) оценки эффективности выделения каскадов от электронов
из фона, создаваемого протонами и ядрами; (в) оценки точности измерения
энергии каскадов от протонов и ядер в области энергий 1015-1016 эВ при
измерении
ионизационного
и
нейтронного
сигналов;
г)
оценки
геометрического фактора (произведения эффективной площади на угол
«зрения») установки.
Одной из важнейших проблем является учет фона, создаваемого в
научной аппаратуре, в первую очередь, протонами и ядрами ПКИ низких
энергий, интенсивность которых достаточно высока. Прежде всего, эту
проблему
необходимо
решить
для
проведения
измерения
спектра
электронов, поскольку именно регистрация нейтронов, образуемых при
развитии каскадов в приборе, дает возможность выделять каскады от
электронов на фоне электронно-подобных каскадов, создаваемых протонами
и ядрами.
Для решения этой задачи нужно пройти несколько последовательных
этапов и рассчитать вначале ряд более элементарных характеристик,
которые в совокупности влияют на конечные результаты, такие, как,
20
например, зависимость множественности частиц в каскаде от энергии,
эффективного пути, проходимого каскадом в приборе и т.д.
Моделировалось развитие ядерно-электромагнитных каскадов (ЯЭК) в
многослойной периодической среде ТНА, в которой чередовались слои
свинца (10 г/см2) и слой полиэтилена (20 г/см2) (рис. 1). Свинцовые слои
обеспечивают эффективную генерацию нейтронов при взаимодействии
адронов
и
-квантов
ядерно-электромагнитного
каскада
(ЯЭК),
инициируемого первичной частицей, с ядрами свинца и развитие
электромагнитных (ЭМ) каскадов, тогда как легкое вещество обеспечивает
необходимое развитие ядерных каскадов и замедление нейтронов, а также (в
случае применения сцинтилляторов) служит детектором. Подобная слоистая
структура является принципиальным пунктом концепции ионизационнонейтронного калориметра.
Для моделирования взаимодействий адронов с веществом мишени
использовался код MC0 [1], который принимает во внимание (а) мягкие
взаимодействия адронов в рамках модели кварк-глюонных струн [4]; (б)
широкий набор данных ускорительных экспериментов, включая генерацию
струй, резонансов, чармированных частиц; (c) результаты экспериментов с
рентген-эмульсионными камерами [3]. Применялась версия, немного
модифицированная по сравнению с [1] для решения рассматриваемых
проблем, которая дополнительно учитывала следующие процессы: (1)
энергетические потери частиц на ионизацию и Комптон эффект; (2)
генерацию испарительных нейтронов возбужденными ядрами после (i)
адронных взаимодействий; (ii) неупругих взаимодействий -квантов; (iii)
поглощение -квантов низких энергий ядрами через процесс гигантского
резонанса.
21
Рис. 1. Многослойная периодическая среда, в которой моделировалось
развитие ЯЭК.
В концепции ионизационно-нейтронного калориметра очень важное
место занимает генерация испарительных нейтронов и их регистрация. В
поведенной
работе
рассматривался
только
процесс
генерации
испарительных нейтронов, но не их дальнейшая история. Последующие
термализация нейтронов до тепловых энергий и их диффузия в веществе,
краевые эффекты, эффективность нейтронных детекторов и счетчиков
заряженных частиц, роль первичного спектра, реальная геометрия и отклик
установки будут тщательно анализироваться с использованием различных
специализированных кодов, включая, например, код SHIELD [4,5]. Однако
полученные результаты не должны потерпеть принципиальных изменений.
Средняя множественность испарительных нейтронов nnисп на одно
неупругое взаимодействие адрона (или фотона) с ядром свинца меняется с
энергией взаимодействия E от nnисп ~1 при 10 МэВ до ~22 при 2 ГэВ и
остается почти постоянной при E 10 ГэВ (nnисп 26). Именно это позволяет
использовать нейтронный сигнал для измерения энергии первичных частиц,
если она достаточно высока (E » 10 ГэВ).
Взаимодействия адронов дают главный вклад (> 60%) в выход
нейтронов даже на начальной стадии (x <100 гсм-2) развития ЯЭК от
22
протонов при рассматриваемых энергиях. Этот вклад растет с энергией,
тогда как соответствующая доля в каскадах от электронов равна только ~5%
(в этом случае ~95% нейтронов рождаются через гигантский резонанс и
неупругие взаимодействия -квантов).
23
2.3.1.3.5 Зависимость множественности частиц ЯЭК от первичной энергии
А)
Множественность заряженных частиц
На рис. 2 показаны зависимости по числу вторичных заряженных
частиц nch от Leff – эффективной длины развития ЯЭК в каскадах,
инициированных протонами и ядрами с E0 = 1 ПэВ. Вид кривых со многими
пиками объясняется многослойной структурой ТНА. Максимальное число
nch соответствует глубинам 200 – 300 гсм-2, после чего каскадные кривые
почти не зависят от массы первичного ядра. При меньших глубинах
амплитуда ионизационного сигнала зависит от типа первичной частицы.
На рис. 3 показаны зависимости каскадных кривых по nch от Leff в
каскадах от протонов с E0 = 10 ТэВ и 1 ПэВ. Точность измерения энергии
зависит от дисперсии числа каскадных частиц 2(nch) при данной энергии.
Рис. 4 дает зависимость от Leff отношения (nch)/nch для nch,
проинтегрированного по Leff для каскадов от первичных протонов и ядер с E0
=
10 ТэВ (а) и 1 ПэВ (б). Видно, что на начальной стадии каскадов
относительная дисперсия велика и точность измерений мала. Стандартное
отклонение достигает приемлемого значения (~ 30% для протонов и еще
меньше для ядер), когда толщина прибора соответствует глубине максимума
каскада (250–300 гсм-2).
24
Рис. 2. Зависимость nch от Leff в каскадах от 1-ПэВ протонов и ядер.
Рис. 3. Зависимость nch от Leff в каскадах от протонов с энергией 10 ТэВ и 1
ПэВ.
25
Рис. 4. Зависимость nch от Leff в каскадах от протонов с энергией а) 10 ТэВ;
б) 1 ПэВ.
Б)
Зависимость множественности нейтронов от энергии первичных частиц
Интенсивность испарительных нейтронов может дать дополнительную
информацию
об
энергии
первичной
частицы.
Рис.
5
показывает
энергетическую зависимость среднего полного числа испарительных
нейтронов nneut от Leff каскадов, инициированных первичными протонами в
широком диапазоне энергий.
Как видно из рис. 6, выходы испарительных нейтронов для каскадов от
протонов и ядер железа отличаются примерно в два раза, начиная с глубин
~200 гсм-2. При меньших глубинах амплитуда сигнала сильно коррелирует с
типом первичной частицы. Этот факт может быть использован для оценки
массового числа ядра.
Точность измерения энергии по нейтронному сигналу иллюстрируется
рис. 7, где показана зависимость от Leff отношения (nneut)/nneut для
нейтронной компоненты, где nneut – число нейтронов, проинтегрированное
по Leff для каскадов от протонов и ядер с энергией 1 ПэВ. Относительная
точность измерений мала на начальной стадии каскадов и достигает
приемлемого значения (~30% для протонов), когда толщина прибора
соответствует глубине максимума каскада (300–350 гсм-2).
26
Рис. 5. Зависимость полного числа испарительных нейтронов от энергии при
различной Leff каскадов, инициированных первичными протонами.
Рис. 6. Зависимость выхода испарительных нейтронов от Leff в ЯЭК от
первичных протонов и ядер железа.
27
Рис. 7. Зависимость от Leff отношения (nneut)/nneut для различных
первичных ядер.
28
2.3.1.3.3 Оценка массового числа первичной частицы
На начальной стадии каскада различие по амплитуде между сигналами,
как ионизационным, так и нейтронным, между каскадами от протонов и
каскадами от ядер железа, как видно из рис. 8 и 9, достигает одного порядка.
Таким образом, для оценки массового числа первичной частицы могут
использоваться как нейтронный, так и ионизационный сигналы
Рис. 8. Зависимость числа заряженных частиц от Leff на начальной стадии
ЯЭК, инициированных протонами и ядрами с энергией 1 ПэВ.
29
Рис. 9. Зависимость числа нейтронов от эффективной длины развития ЯЭК
на начальной стадии ЯЭК, инициированных протонами и ядрами с энергией
1 ПэВ.
Рис. 10. Зависимость числа заряженных частиц от Leff на начальной стадии
ЯЭК, инициированных протонами и ядрами с энергией 1 ПэВ.
Рис. 11. Зависимость полного числа нейтронов, проинтегрированного по
эффективной длине каскада Leff на начальной стадии ЯЭК от протонов и
ядер с энергией 1 ПэВ.
30
Рисунки 10 и 11 показывают соответствующие распределения числа
заряженных частиц на глубине 50 гсм-2 и полное число нейтронов,
проинтегрированное по эффективной толщине 40 гсм-2, соответственно, для
каскадов, инициированных протонами и ядрами железа с энергией 1 ПэВ.
Распределения для различных типов частиц существенно различаются, хотя
определенное перекрывание имеет место.
Расчеты показывают, что стандартные отклонения дифференциальных
распределений по числу нейтронов в сравнительно тонких слоях вещества
равны, примерно, 35% и 15% для каскадов от протонов и ядер железа,
соответственно. Этот факт делает возможным разделение между основными
группами ядер (p, He, CNO, , Fe).
В то же время остается возможным детектирование гипотетических
частиц с очень большой массой и относительно малым зарядом. Однако это
требует детектирования нейтронов, генерированных только на начальной
стадии каскадного развития.
2.3.1.3.4 Выделение первичных электронов из фона
Важной научной задачей является исследование спектра первичных
электронов. Основной трудностью в этом случае является выделение
каскадов, инициированных электронами, на фоне электрон-подобных
каскадов, порождаемых, в первую очередь, первичными протонами,
интенсивность которых примерно на три порядка выше.
Для
выделения
электронов обычно
используются
два
фактора
подавления (режекции) протонного фона.
(1) Если каскад начинается в пограничном слое из свинца толщиной x
10 гсм-2, то вероятность, что ЯЭК инициирован протоном составляет
31
только K 1 = x/intp-Pb 1/20, где intp-Pb – пробег протона до взаимодействия
с ядром свинца. Т.о. доля дискриминированных протонов составляет ~ (1- K
1)
95%.
(2) Если энергия, переданная после 1-го взаимодействия протона в
электромагнитную
(ЭМ)
компоненту
фиксирована
и
равна
E,
то
соответствующая средняя энергия такого протона равна Ep E /K 5 E,
где K 0,2 – средняя доля энергии протона, переданная в ЭМ компоненту.
Т.к. интегральный спектр протонов падает как Ep-1,7, эффективный поток
протонов, выделяющих ту же энергию E, что и электроны, уменьшается в
соответствие с фактором K2 0,21.7 1/15, т.е. доля протонов,
дискриминируемых по этому параметру, составляет ~ (1- K2) 93%.
Использование факторов K1 и K2 позволяет рассматривать далее только
небольшую часть (~K1K2 310-3) каскадов от протонов, имитирующие
каскады от электронов с энергией Ee, а именно каскады, начинающиеся в
верхнем свинцовом слое толщиной 10 гсм-2, в которых в ЭМ-компоненту
выделилась энергия E = (0.8-1.2) Ee.
Детектирования
испарительных
нейтронов
позволяет
ввести
совершенно новый эффективный фактор режекции для дискриминации фона
от протонов. Энергетическая зависимость среднего числа испарительных
нейтронов nneut в каскадах от электронов и протонов как функция
эффективной толщины ТНА показана на рис. 12. Можно видеть весьма
существенные отличия для каскадов различной природы. Однако очевидно,
что эффективное разделение возможно только в случае хорошего разделения
соответствующих распределений вокруг средних значений.
Рис. 13 демонстрирует, как пример, распределения полного числа
нейтронов в каскадах, генерированных в ТНА с эффективной толщиной 300
гсм-2 электронами с энергий 1000 ГэВ и протонами, выделившими в
32
верхнем свинцовом слое толщиной 10 гсм-2 энергию E =800-1200 ГэВ.
Узкое
распределение
в
каскадах
от
электронов
практически
не
перекрывается с широким распределением для каскадов от протонов.
Концепция ТНА использует это свойство как новый критерий для
режекции электроно-подобных каскадов от протонов в дополнение к
критериям K1 и K2.
Количественно это может быть описано фактором режекции K3,
который зависит как от толщины поглотителя, так и от эффективности
детектирования первичных электронов (рис. 14). Здесь – доля событий от
электронов, оставшихся после отсечения каскадов из правого крыла
распределения,
которое
может
перекрываться
с
левым
крылом
распределения каскадов от протонов. Даже для тонкого (~100 гсм-2) ТНА, K3
≈ 10-2 при =0,8. Для толщины 100 гсм-2 K3 ≈ 10-3- 10-4 при = 0,9. Расчеты
показывают, что фактор K3 слабо зависит от Ee вплоть до 10 ТэВ.
Рис. 12. Энергетическая зависимость среднего полного числа испарительных
нейтронов nneut в каскадах от первичных электронов и протонов для
различных толщин ТНА.
33
Рис. 13. Распределение полного числа испарительных нейтронов nneut в
каскадах, инициированных электронам с Ee=1000 ГэВ и протонами,
выделившими энергию от 800 до 1200 ГэВ в ЭМ компоненту в верхнем слое
свинца толщиной 10 гсм-2 в ТНА с эффективной толщиной 300 гсм-2.
Рис.
14.
Фактор
K3
для
режекции
электрон-подобных
каскадов,
инициированных протонами, как функция эффективной толщины ТНА при
различной эффективности детектирования электронов : (а) Ee = 100 ГэВ;
(б) Ee = 1000 ГэВ.
2.3.1.3.5 Геометрический фактор прибора
34
Потенциальные
возможности
прибора
зависят
от
его
т.н.
геометрического фактора, т.е. произведения эффективной рабочей площади
на «угол зрения» (апертуру). Это значение необходимо знать хотя бы для
того, чтобы вычислить интенсивность первичных космических лучей,
падающих на прибор, а также фон, создаваемый частицами низких энергий.
Это значение зависит от многих параметров (геометрические размеры,
форма, реальная конструкция детекторов и т.д.). и требует точных и
кропотливых вычислений. Однако в грубом приближении его можно
оценить по упрощенным формулам. Вдали от Земли в первом приближении
геометрический фактор прибора ТНА определяется ≈4-геометрией, т.е.
имеется в виду, что прибор может регистрировать первичные частицы,
пересекающие его практически в любом направлении. Для прибора,
имеющего форму куба, в литературе иногда встречается формула 4L2
[6], используемая в этом случае, где L – линейный размер ребра куба. В этом
случае для L =2 метра мы имеем 48 м2ср.
Если потребовать чтобы траектория частицы всегда проходила через
две противоположные стороны куба, то для такой системы, состоящей из
двух квадратов со стороной L, расположенных на взаимном расстоянии L,
имеем [7] геометрический фактор 1/6=L2/4. Если такой куб, имеющий 6
сторон, находится
вдали
от
всех
небесных
тел, то
его
полный
геометрический фактор =6 1/6= 6L2/4. При L =2 м 20 м2ср.
Однако на околоземной орбите необходимо учесть затенение Землей
видимой с прибора области неба. В этом случае = CEarth = CEarth 6L2/4,
где
CEarth
–
множитель,
учитывающий
уменьшение
реального
геометрического фактора (см. ниже). Очевидно, данный эффект имеет место
для любого прибора, характеризующегося ≈4-геометрией.
Для
приборов,
имеющих
структуру
подобную
той,
которую
предполагается применять в ТНА (т.е. большое число слоев, состоящих из
35
отдельных длинных блоков (или полос) детекторов), необходимо исключить
случаи, когда траектория прихода частицы совпадает или очень близка к
направлению одного из блоков ионизационно-нейтронного калориметра (т.н.
«мертвые» углы). В этом случае = Cdead .
Для более точного вычисления геометрического фактора прибора
необходимо принять во внимание такие факторы, как влияние критериев
отбора событий, краевых эффектов, функций отклика регистрирующей
аппаратуры и т.д., что требует детальных расчетов и будет проведено в ходе
дальнейшей разработки проекта.
С другой стороны, требование, чтобы траектория частицы всегда
проходила через две противоположные стороны куба, является довольно
жестким.
Реальные
требования
будут
более
либеральными,
и
геометрический фактор станет больше.
Однако если ограничиться учетом только двух вышеприведенных
факторов, можно оценить значение эффективного геометрического фактора
как = CEarth Cdead , где CEarth и Cdead – факторы, учитывающие затенение
прибора Землей и эффект «мертвых» углов, соответственно.
Из геометрических соображений следует, что при затенении Землей из
4-геометрии необходимо вычесть пространственный угол Earth, под
которым видна Земля c радиусом REarth с аппарата, расположенного на
высоте H над поверхностью Земли. В этом случае, Earth = 2 (1 – сos ), где
= arcsin [REarth/(REarth+H )], и CEarth =1 – Earth / 4 = 0,5 (1+ cos ). Для REarth
= 6371 км и H = 400 км ≈ 70,2 и CEarth ≈ 0,67. Таким образом, CEarth ≈ 0,67
и Cdead ≈ 0,77. Т.е., = CEarth Cdead = 0,52 ≈ 10 м2ср.
Если направление прихода частицы совпадает с направлением блока
калориметра (например, каскад
развивается вдоль одной
пластины
сцинтиллятора), то, несомненно, часть информации о таком событии
36
теряется. Однако часть информации – остается, поскольку средние
поперечные размеры ионизирующей компоненты ядерного каскада в
области максимума и за ним не являются пренебрежимо малыми и
превышают поперечные размеры полосы. Следовательно, каскад не
локализован в одной полосе, начинают работать соседние (как параллельно,
так и перпендикулярно расположенные) полосы сцинтилляторов.
Если для измерения энергии используется нейтронная компонента, то в
этом случае ситуация еще лучше, в первую очередь из-за того, что
регистрация нейтронов распределена не только по объему, но и во времени.
Как результат, эффекты насыщения не должны играть существенной роли, и,
следовательно, энергия каскада, измеряемая по выходу нейтронов, вообще
должна слабо зависеть от количества сцинтилляторных полос, используемых
для их регистрации.
При условии, что ось каскада проходит через середины, как минимум,
четырех полос шириной d=2,5 см, расположенных рядом (т.е. общее
смещение l = 7,5 см), то, поскольку L=200 см, получаем, что для одной
стороны куба «мертвый» телесный угол равен dead ≈ l 2/L. Прибор имеет 4
стороны, подверженные влиянию эффекта, но в случае отсутствия
определенной ориентации аппарата периодически одна из этих сторон будет
обращена к Земле, т.е. будет нерабочей. В этом случае среднее число сторон,
подверженных влиянию эффекта, будет равно 3,3 и мы имеем
dead
≈ 3,3
dead ≈ 3,3 (3l)2/L ≈ 0,928 . Т.о. Cdead =1- dead / 4 ≈ 0,77.
2.3.1.3.6 Оценка нейтронного фона
Нейтронный фон Nnb (число нейтронов, регистрируемых во всём объеме
прибора ТНА за время tmeas определяется как
Nneutrфон= JCR ( Emin) tmeas nneutr (n(E0, L eff,))
37
(1.1), где
nneutr (n (E0, Leff)) – среднее число нейтронов, создаваемых в приборе каскадом с
эффективной длиной L
eff
частицей ПКИ с энергией E0, = 4,8·105 см2 ·ср
–
геометрический фактор прибора, JCR (Emin) – интегральная интенсивность КЛ с энергией
E > Emin , tmeas = 3·10-4 с – время счета нейтронов для анализируемых событий,
отобранных по каким-то критериям.
На высоких и низких широтах, соответственно, JCR (Emin) = 0,3 и 0,015 см-2 ·с-1 ·ср-1
Emin = 2 и 15 ГэВ. Среднее число нейтронов на одну частицу
n( E , L
0
nneutr (n( E0 , Leff )
eff
) J CR ( E0 )dE0
E min
J
CR
1.2
( E0 )dE0
E min
Среднее возможное геометрическое расстояние, которое проходит частица при
изотропном падении на куб со стороной L от входа до выхода, получено методом МонтеКарло. На рис. 15 показано полученное распределение относительного возможного
геометрического пути z = l/L, проходимого через куб при изотропном падении.
Моделирование показало, что в этом случае среднее возможное геометрическое
расстояние, которое проходит частица от входа до выхода из куба равно l = (2/3) L, что
для данного прибора соответствует количеству вещества l = (2/3) L = 166 г/см2.
Рис. 15. Распределение относительного возможного геометрического пути z
= l/L, проходимого частицей через куб при изотропном падении.
38
Чтобы получить интенсивность фона, нужно взять зависимость среднего числа
нейтронов n (E0, Leff) в каскаде длиной L
eff,
рожденном частицей с энергией E0, и
подставить в формулу (1.2), а затем воспользоваться выражением (1.1). При энергиях в
несколько ГэВ протон проходит до первого взаимодействия путь
int
≃ 85 г/см2 и
поэтому длина среднего каскада, возникающего на участке длиной l = 166 г/см2,
будет L eff = l – int ≃ 80 г/см2. В результате, среднее число нейтронов, рождающихся
во всем приборе за время t = 310-4 с, равно 1440 215 и 147 96 на высоких и низких
широтах, соответственно.
Пробеги термализации и захвата нейтронов ядрами вещества прибора равны,
соответственно, Ltherm ≃ 6 см, Lcapt ≃ 2 см, а поперечный линейный размер интересующей
нас эффективной области можно оценить, примерно, как R
eff
≲ 20 см. Следовательно,
даже для каскада, проходящего через всю установку (200200200 см3), эффективный
объем (в котором вклад частиц каскада превышает фон), в ≃ 100 раз меньше полного
объема. Поэтому фон в эффективной области установки будет не выше, чем ≃ 15 2 и
≃ 2 1 на высоких и низких широтах, соответственно.
Расчеты показывают, что сократить во много раз нейтронный фон путем
уменьшения времени регистрации нейтронов tmeas становится возможным при введении в
материалы НА нейтронопоглощающих добавок (10B, Cd или Gd), что в ~ два раза
уменьшает Ltherm и Lcapt, (т.е. уменьшается эффективная область R
eff)
и во много раз –
время захвата нейтронов capt, что позволяет уменьшить tmeas. В конечном счете, эти
факторы позволяют весьма существенно снизить интенсивность фона.
Литература
1. Fedorova G.F. and Mukhamedshin R.A. Bull. Soc. Sci. Lettr. Lodz, Ser. Rech. Def. 1994.
V. XVI, p.137.
2. Shabelsky Yu., Zh.Phys.C {\bf 38} (1988), no. 4, 569.
3. Pamir Collaboration, Proc. 22nd ICRC, Dublin, 1991, V.4, P. 113.
39
4. Dementyev A.V. and Sobolevsky N.M. Proc 3rd Workshop on Simulating Accelerator
Radiation Environments (SARE3), KEK, Tsukuba (1997). KEK Proceedings 97-5, p.21.
5. Dementyev A.V., Sobolevsky N.M., and Stavissky Yu.Ya. Nucl. Instr. and Meth., A374
(1996) P. 70.
6. Мурзин В.С. Введение в физику космических лучей. Атомиздат, 1979.
2.3.1.4 Проведение математического моделирования ожидаемых результатов по
регистрации протонов и ядер ПКИ.
В проекте ТНА «Нейтроний» впервые в практике космических исследований
планируется
применить
для
измерения
энергии
каскадов
регистрацию
как
ионизационного, так и нейтронного сигналов, что позволяет, с одной стороны, улучшить
точность измерения энергии каскадов и выделения электронов из протонного фона, а с
другой стороны, дает возможность выделять каскады с нестандартным развитием от
экзотических частиц и взаимодействий.
2.3.1.4.1 Cостав и энергетический спектр ПКИ в области 1015 – 1016 эВ
Одна из важнейших задач астрофизики – изучение спектра ПКИ в широком
диапазоне (~11 порядков по энергии) (Рис. 16) и несущем информацию о разнообразных
процессах, происходящих как в источниках ПКИ (сверхновых, пульсарах, и др.), так и в
межгалактическом и межзвездном пространстве. Одним из наиболее интересных
вопросов является природа резкого излома («колена») – укручения спектра в области
энергий E0 ~ 1015 – 1016 эВ, т.е. увеличения показателя дифференциального спектра
протонов и ядер с ~ 2,7 до ~ 3,0 – 3,2 при E0 > Ek ~ 31015 эВ (Рис. 17).
40
Рис. 16. Энергетический спектр всех частиц.
Рис. 17. Область «колена» спектра первичного космического излучения.
Разнообразие теоретических моделей связано как с недостатком информации об
этой области, так и с неоднозначностью имеющихся данных. Было показано, что
«колено» имеет более сложную структуру, чем простое укручение с быстрым ростом
показателя наклона. Во-первых, резкость излома «колена» не может быть согласована с
41
его происхождением от многих источников космических лучей или модуляцией в
Галактике. Во-вторых, существует второй пик интенсивности в спектре при энергиях в ~
4 раза выше, чем энергия «колена».
Массовый и изотопный составы компонент спектра ПКИ также несет весьма
богатую информацию о происхождении и распространении космических лучей. Однако
до сих пор практически нет прямых экспериментальных данных о массовом и изотопном
составах при достаточно высоких энергиях (E0 ≳ n1014 эВ). Из-за низкой интенсивности
ПКИ все данные в области «колена» являются непрямыми и получены путем наблюдения
вторичных
компонент
ядерно-электромагнитных
каскадов
(ЯЭК)
в
атмосфере
(компоненты ШАЛ, гамма-адронные семейства, группы мюонов высоких энергий,
черенковский свет). Как результат, данные различных экспериментов часто сильно
противоречат друг другу. Более того, даже данные одного эксперимента могут
находиться в существенном противоречии, как это имеет место с данными эксперимента
KASCADE. В частности, разброс полученных значений средней массы первичных частиц
простирается от среднего между протонами и ядрами гелия в экспериментах CASABLANKA и CASA-DICE до ядер магния в BASJE. Результаты
по энергетической
зависимости отношения спектра протонов к спектру всех частиц ПКИ при E0 ~ 21015 эВ
по данным экспериментов KASCADE и TIBET различаются примерно в 2,5 раз. При этом
основной вывод KASCADE заключается в том, что «колено» определяется очень крутым
изломом спектра протонов ( > 2) при Ek ~ 21015 эВ, а более тяжелые ядра вымирают
также резко, но в соответствии со своим зарядом, интегрально определяя более плавное
изменение полного потока всех частиц. Вывод эксперимента TIBET совершенно
противоположен и заключается в том, что плавный излом спектра протонов имеет место
при энергиях на порядок меньше, т.е. при
E0 ~ 21014 эВ, а «колено» определяется
изломом спектра ядер железа. Очевидно, эти две точки зрения полностью противоречат
друг другу и подразумевают совершенно различную физику процессов, происходящих в
космосе. Они получены из сравнения наземных данных с результатами расчетов по
ШАЛ, которые очень сильно зависят от применяемых моделей..
Но проблема выбора «правильной» модели выглядит практически неразрешимой в
ближайшей перспективе. Таким образом, новые измерения в области «колена» с
улучшенным разрешением по энергии и массе остро необходимы не только для
выяснения природы происхождения КЛ путем сравнения новых экспериментальных
данных со специфическими предсказаниями современных теорий, но и для того, чтобы
42
получить информацию о характеристиках взаимодействия частиц, и на этой основе
уточнить результаты наземных установок при еще более высоких энергиях ПКИ.
Однако очень важно понять возможности запускаемой аппаратуры. Для ответа на
этот вопрос было проведено моделирование с учетом геометрии ТНА и интенсивности
спектра первичных космических лучей. В данном отчете рассматриваются некоторые
аспекты регистрации протонов и ядер.
Поскольку нет единой точки зрения на состав и формы спектров частиц ПКИ в
области «колена» спектра ПКИ, для иллюстрации ожидаемых результатов мы используем
выражение dI0 tot/dE0 =
9
9
dI0 i /dE0 =
спектра
I0 i E0-E0/(ZEb)]2}-0,5i
для двух версий
i 1
i 1
аппроксимации
ПКИ,
предлагаемых
группами
KASCADE
и
TIBET,
отличающихся, в первую очередь, поведением протонов и ядер гелия.
В Табл. 1 приведены значения интенсивностей отдельных компонент dI0tot/dE0,
величины показателей дифференциальных спектров , используемые в обоих случаях,
условно обозначенных «KASCADE» и «TIBET», величины их изменений = 2,1 и 0,4;
при Eb=310
6
и 10
5
ГэВ для версий
«KASCADE» и «TIBET» спектра ПКИ,
соответственно.
На Рис. 18 показаны ожидаемые результаты по спектрам протонов, ядер гелия и
железа, в области «колена» для версий «KASCADE» и «TIBET» спектра ПКИ за время
экспозиции T exp = 3 года и эффективном геометрическом факторе Г eff =20м2 ср.
Табл. 1. Параметры, используемые для аппроксимации спектра ПКИ (E0 = 1 ТэВ).
Частица
10 5dI0 i /dE0
(м2 с ср ГэВ)-1
p
He
Li
C
О
Mg
Si
V
Fe
8,73
5,71
0,255
1,267
1,950
1,164
1,223
0,679
2,04
2,64
2,70
2,63
2,59
2,64
2,70
2,63
2,59
Спектр «KASCADE»
i
2,71
2,64
2,54
2,70
2,70
Спектр «TIBET»
i
2,74
2,75
2,54
43
2,70
2,70
Рис. 18. Ожидаемые для ТНА «Нейтроний» результаты по протонам, ядрам гелия и
железа для версий спектра ПКИ «KASCADE» и «TIBET».
На Рис. 19 показаны ожидаемые для ТНА «Нейтроний» результаты по значению
среднего массового числа ln A для обеих версий спектра ПКИ. Там же показаны
результаты прямых измерений группами RUNJOB и JACEE, а также некоторые данные,
полученные на основе характеристик ШАЛ. Можно надеяться, что ТНА «Нейтроний»
позволит, наконец, поставить точку в многолетнем споре о спектрах протонов и ядер в
области «колена».
44
Рис. 19. Ожидаемые для ТНА «Нейтроний» результаты по значению среднего
массового числа ln A для версий спектра ПКИ «KASCADE» и «TIBET».
За за время экспозиции Texp = 3 года и эффективном геометрическом факторе Г eff
=20 м2 ср число упавших на прибор протонов и ядер ПКИ будет равно N (E0 > 1015 эВ) ≃
2000 и N (E0 > 1016 эВ) ≃ 30. Подобная статистика представляется достаточной для
решения основных задач проекта. Полученные результаты позволят прояснить многие
важные проблемы, связанные с локальными источниками ПКИ.
2.3.1.4.2 Поиск экзотических частиц и исследование взаимодействий
Бóльшая часть массы Вселенной невидима и содержится в несветящихся объектах
неизвестного типа, о которых до сих пор можно судить только по их гравитационному
воздействию на светящуюся материю. Обычно предполагается, что частицы темной
материи нейтральны (нейтралино, аксионы, массивные нейтрино и т.д.) и слабо
взаимодействуют с веществом. Однако было показано, что с ТМ совместимы также и
различные типы массивных частиц, взаимодействующих как электромагнитно, так и (в
некоторых моделях) сильно (SIMP). Эти частицы (X) могут иметь очень высокое
массовое число A=MX/mp >> 1, и аномально низкое отношение Z/A << 1.
45
Представляется, что определенная малая часть таких частиц может быть ускорена
до высоких энергий подобно нормальным ядрам. Свидетельства в пользу существования
таких быстрых экзотических частиц были обнаружены в эксперименте и, возможно, в
проводимых
в
LEP
множественностей,
экспериментах
относящихся
к
по
изучению
области
групп
энергий
мюонов
«колена».
наибольших
Подобные
высокоэнергичные X-частицы могли бы регистрироваться ТНА «Нейтроний» как
сверхтяжелые ядра с аномально низким отношением Z/A. Заряд таких частиц будет
измеряться зарядовым детектором, тогда как значения A будет оцениваться с
использованием способности ТНА «Нейтроний» грубо оценивать барионное число
первичной частицы (при условии, что X-частицы взаимодействуют подобно массивным
ядрам). Это наиболее справедливо для странглетов. Рис. 20, где показаны примерные
распределения по числу нейтронов в поглотителе толщиной 1 int, генерируемых
различными ядрами, качественно иллюстрирует возможности ТНА «Нейтроний» по
измерению массового числа A «сверхтяжелого ядра». Ожидается, что около 10-6 от всех
частиц, регистрируемых ТНА «Нейтроний», будут экзотическими.
Возможно, с этой проблемой связан феномен т.н. «Кентавров» –взаимодействий,
наблюдаемых на уровне гор, которые характеризуются аномально высокой долей
высокоэнергичных адронов при очень малом числе (или отсутствии) электромагнитных
частиц. Если ранее предполагалось, что это результат специфических взаимодействий
протонов в области энергий «колена», то сейчас появляется возможность проверить
также астрофизическое происхождение данного явления, в частности, его объяснения
распадом странглета высокой энергии. Характеристики разрабатываемого прибора
позволят оценить, по крайней мере, верхние пределы сечения взаимодействия адронов с
рождением события типа «Кентавр».
Наконец, большая статистика взаимодействий (N(>1014 эВ) ≃ 105) позволит
исследовать распределение взаимодействий протонов и легких ядер по глубине прибора
и получить энергетическую зависимость сечений до энергий E0 ≲ 1015 эВ.
46
Рис. 20. Распределения по числу нейтронов в ТНА «Нейтроний», создаваемые
первичными ядрами (A = 1, 4, 14, 31 и 51) с E0=1,0 – 1,78 ТэВ (предполагается, что Xчастицы взаимодействуют как «сверхтяжелые» ядра с A=370).
2.3.1.4.3 Ожидаемые результаты по регистрации гамма-квантов от аннигиляции
частиц темной материи
Независимость от электрических и магнитных полей и низкое поглощение в
межзвездной и межгалактической среде делает космическое -излучение уникальным
инструментом
для
астрофизических
исследований
галактических
(пульсары)
и
экстрагалактических (активные ядра галактик или АЯГ) дискретных источников квантов, а также поисков сигналов от аннигиляции темной материи.
Экспериментальные данные по спектру космического γ-излучения, в основном,
получены при E < 31010 эВ в исследованиях космических лучей на спутниках и
высотных аэростатах, а также в области E 31011 эВ при регистрации ШАЛ.
Информация о поведении спектра γ-квантов в промежуточной области энергий крайне
скудна.
Для экспериментального исследования γ-излучения необходимо решить следующие
методические проблемы:
уметь моделировать электромагнитные каскады, рожденные в приборе γ-квантами;
уметь отличать электромагнитные каскады, рожденные в приборе γ-квантами, от
ядерно-электромагнитных каскадов, рожденных протонами и ядрами;
47
знать энергетическое разрешение, угловое разрешение, геометрический фактор
прибора.
Для компьютерного моделирования развития электромагнитных каскадов была
разработана программа моделирования электромагнитных и ядерно-электромагнитных
каскадов (ЯЭК) ECSim 2.0. Эта программа может также использоваться для решения
более широкого круга задач детального моделирования развития ЯЭК от различных
частиц, включая ядра, через сложную неоднородную среду в широком диапазоне энергий
от ~ 104 до ~ 1017 эВ.
Пакет ECSim 2.0 обеспечивает следующие возможности:
генерация адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействий при энергиях выше 80
ГэВ/нуклон на основе генератора ядерного взаимодействия QGSJET;
учет
эффекта
Ландау-Померанчука-Мигдала
(ЛПМ)
при
моделировании
электромагнитных процессов при сверхвысоких энергиях.
моделирование ЯЭК от адронов разнообразных типов (нейтронов, пионов, каонов и
т.д.), электронов, позитронов и γ-квантов.
Было проведено компьютерное моделирование выделения электромагнитных
каскадов в ТНА «Нейтроний» из фона, создаваемого, в основном протонами первичного
космического излучения (ПКИ).
Было показано существенное различие между регистрацией каскадов различной
природы. Эффективное разделение возможно только в случае хорошего разделения
соответствующих распределений вокруг средних значений. В основе концепции ТНА
«Нейтроний» лежит использование детектирования нейтронов, генерируемых при
развитии каскадов рот частиц различной природы, в приборе. Расчеты показали, что при
Leff > 100 гсм-2 узкое распределение полного числа нейтронов в каскадах от γ-квантов
слабо перекрывается с широким распределением для каскадов от протонов. Концепция
ТНА «Нейтроний» использует это свойство как новый критерий для режекции γквантоподобных каскадов, создаваемых протонами.
Было показано, что заложенные в проекте ТНА «Нейтроний» конструктивные идеи
позволяют добиться более высокой эффективности регистрации γ-квантов по сравнению
со всеми другими действующими экспериментами и планируемыми проектами.
Конструкция ТНА «Нейтроний» позволяет обеспечить угловое разрешение ~ 1 (одной
48
минуты), что существенно увеличит эффективность поиска неизвестных источников.
Конструкция ТНА «Нейтроний» позволяет обеспечить энергетическое разрешение
порядка ~5% в области энергий E0 ~ 1011 – 1012 эВ, что является лучшим значением из
всех близких по целям космических аппаратов.
Вычислено энергетическое разрешение
калориметрического прибора ТНА
«Нейтроний» при регистрации гамма-излучения. Расчеты показали, что при энергиях
E0~1013 эВ энергетическое разрешение составляет порядка E ~ 5%, т.е. достаточно
высокое для решения поставленных перед проектом научных задач.
Одной из принципиально новых идей в прямых исследованиях космических лучей
высоких энергий, предлагаемой в настоящем проекте, является использование легкого
материала (полиэтилена) как основного материала поглотителя, что позволяет получить
максимальный
геометрический
фактор
прибора,
недостижимый
всеми
другими
методами. Для его точного вычисления необходимо принять во внимание влияние
критериев отбора событий от различных первичных частиц, краевых эффектов, функций
отклика аппаратуры и т.д.
Конструкция ТНА «Нейтроний» позволяет получить максимальный геометрический
фактор прибора, недостижимый всеми другими методами. Вычисленный геометрический
фактор прибора ТНА «Нейтроний» составляет порядка 20 м2ср.
Вычисленная эффективность регистрации γ-излучения в приборе ТНА «Нейтроний»
при всех энергиях как минимум на порядок превосходит эффективность космических
аппаратов (EGRET, GLAST), а в области энергий 1011 эВ < E < 1012 эВ даже сравнима с
эффективностью наземных установок, предназначенных для регистрации γ-квантов.
Таким образом, ТНА «Нейтроний» будет представлять уникальный прибор, способный
измерить спектр диффузных γ-квантов, а также изучать известные и искать неизвестные
дискретные источники γ-квантов в области 31010 эВ E 31012 эВ с наилучшей
эффективностью по сравнению со всеми другими космическими действующими и
планируемыми проектами.
Существование несветящейся темной материи (предпочтительно небарионного
происхождения), в несколько раз превышающей обычную материю, общепринято в
настоящее время. Поиск темной материи является одним из приоритетных направлений
исследований в космосе. Наиболее популярными кандидатами на темную материю
являются легчайшие суперсимметричные (предсказываемые т.н. SUSY теориями)
49
нейтралино и Kaluza-Klein B1 калибровочный бозон. Аннигиляция частиц темной
материи приводит к рождению обычных мезонов, барионов и лептонов (e+, p¯, d¯, гаммаквантов) и позволяет их детектировать. Даже, если прибор не различает знака заряда
частицы (что имеет место в проекте ТНА «Нейтроний») и выделение позитронов
невозможно, то ожидается, что в районе 100 GeV позитроны могут быть сигнатурой как
нейтралино из SUSY теорий, так и Kaluza-Klein частицы темной материи (KKDM),
свидетельствующий о существовании более высоких размерностей. KKDM частицы
+ –
могут аннигилировать в e e пары. Это приведет к инжектированию моноэнергетических
электронов и, следовательно, может наблюдаться как резкий край спектра (при
отсутствии значительного доускорения в межзвездном пространстве). В приборе с
хорошим энергетическим разрешением будет наблюдаться пик на плавном падающем
спектре.
На Рис. 21(а) показан суммарный спектр электронов и позитронов, ожидаемый в
случае генерации позитронов в процессе аннигиляции частиц темной материи,
являющихся
Kaluza-Klein частицами с массой mB1= 300 ГэВ, и их регистрации
космическим аппаратом с геометрическим фактором Г = 1 м2ср в течение 3-х лет. На Рис.
21(б) показаны спектры позитронов в случае их генерации при аннигиляции Kaluza-Klein
частиц с массами 300, 500, 750 и 1000 ГэВ.
Широко рассматривается возможность проявления в спектре гамма-квантов сигнала
от аннигиляции т.н. WIMP частиц (weakly interacting massive particles) – основных
кандидатов на темную материю Галактики. Диффузные гамма-кванты от аннигиляции
темной материи предпочтительнее заряженных космических лучей, так как они приходят
с гораздо больших расстояний и направлений. Данные спутника EGRET обнаруживают
«возмущенный» профиль гало из темной материи в Млечном пути, (возможно,
свидетельствующий о слиянии галактик в прошлом). При хорошем энергетическом
разрешении при высоких энергиях может быть измерена линия гамма-квантов от
аннигиляции SUSY частиц, если эти частицы существуют.
На Рис. 22 виден пик в спектре гамма-квантов при энергии E = 690 ГэВ, ожидаемый
при аннигиляции нейтралино с массой m = 690 ГэВ, при регистрации гамма-квантов
космическим аппаратом с геометрическим фактором Г = 1 м2ср в течение 3-х лет и
энергетическим разрешением E ~ 1.2%.
50
В проекте ТНА «Нейтроний» энергетическое разрешение составляет E ~ 5%. Это не
должно заметно повлиять на измерения довольно широкого максимума в суммарном
спектре электронов и позитронов, но должно привести к расплыванию пика в спектре
гамма-квантов. С другой стороны, гораздо больший геометрический фактор Г = 20 м2ср
позволит
компенсировать
этот
недостаток
статистической обеспеченностью результатов.
51
соответствующей,
гораздо
большей
Рис. 21. а) Пик в суммарном спектре электронов и позитронов, ожидаемый в случае
генерации позитронов e+ в процессе аннигиляции Kaluza-Klein частиц темной материи с
массой mB1= 300 ГэВ, для КА с Г = 1 м2ср в течение 3-х лет; б) спектры e+ в случае их
генерации при аннигиляции Kaluza-Klein частиц с массами 300, 500, 750 и 1000 ГэВ.
Рис. 22. Пик в спектре гамма-квантов, ожидаемый при аннигиляции нейтралино с m
= 690 ГэВ, при их регистрации ТНА с геометрическим фактором Г = 1 м2ср в течение 3-х
лет и энергетическим разрешением ~1.2%.
2.3.1.5 Проработка проблем, связанных с привязкой ТНА к КА
2.3.1.5.1 Введение
52
Была проработана конструктивно-компоновочная схема КА, разработанная с
учетом следующих основных требований:
конструкция КА должна обеспечивать размещение и условия функционирования
оборудования в составе КА;
космический аппарат должен состоять из конструктивно законченных модулей;
космический аппарат должен быть адаптирован к условиям выведения и
размещения под головными обтекателями соответствующих средств выведения;
конструкция КА должна обеспечивать высокую стабильность посадочных
поверхностей под установку некоторых приборов, в том числе от температурных
деформаций конструкции;
конструкция КА должна позволять проводить все виды работ при изготовлении,
испытаниях КА, в том числе проведение необходимого объема стендовой отработки с
технологическими изделиями и подготовку к пуску на техническом и стартовом
комплексах;
конструкция КА должна базироваться на технологических решениях, освоенных
ГКНПЦ им. М.В. Хруничева и кооперацией с использованием действующего
технологического оборудования;
в
конструкции
должны
использоваться
унифицированные
элементы
и
типоразмеры.
С учетом указанных требований было рассмотрено два варианта компоновочных
схем, с размещением НА на КА типа Яхта и ФГБ.
Рассмотрение системы обеспечения теплового режима проведено для КА типа
«Яхта» с расположением НА вне гермоотсека. Данная компоновочная схема отражает
современное направление разработки КА для научных исследований и представляется
более реализуемой из-за меньшей стоимости подготовки и проведения эксперимента.
2.3.1.5.1 Средства выведения КА
Была рассмотрена возможность привязки ТНА к современным космическим
аппаратам с целью определения основных требований, принципов построения и
характеристик КА и научной аппаратуры.
53
Была рассмотрена возможность создания КА на базе двух космических «платформ»:
1) с герметичным приборным отсеком; 2) с негерметичным приборным отсеком.
При разработке КА использовался задел, созданный в рамках работ по КА ФГБ и
КА “Монитор-Э” (УКП «Яхта»), прежде всего по значительной части приборного состава
и кооперации основных исполнителей космических платформ, производственнотехнологической и экспериментальной базе ФГУП ГКНПЦ им. М.В.Хруничева.
В качестве средства выведения КА рассматривались разрабатываемые ГКНПЦ
КРК тяжелого класса «Протон-М» и «Ангара-5» с эксплуатируемым в настоящее время
РБ “Бриз-М” (рис. 23).
54
Рис. 23 Общий вид и основные характеристики РН «Протон-М» и «Ангара-А5»
55
2.3.1.5.2 Основные характеристики КА
В таблице 2 представлены основные характеристики КА.
Таблица 2.
Характеристика
Значение
Рабочая орбита:
─ средняя высота
500 км
─ наклонение
51,6 град.
±5 км
Точность поддержания орбиты по высоте
Масса КА
14000...22000* кг
Масса НА
11050 кг
Энергопотребление максимальное при работе НА
до 2600 Вт
Номинальное энергопотребление НА
500 Вт
Установленная мощность СБ в начале САС
3600 Вт
САС на рабочей орбите
до 5 лет
РН «Протон-М»,
Средство выведения на рабочую орбиту
«Ангара-5»
с РБ “Бриз-М”
*) в зависимости от используемой космической платформы
Бортовая аппаратура КА делится на оборудование служебных систем и научную
аппаратуру (НА).
Состав служебных систем:
система управления (ИСУ);
телекомандная система (ТКС, включающая систему телеметрических измерений и
бортовую аппаратуру командно-измерительных систем);
система электроснабжения (СЭС);
двигательная установка (ДУ);
56
средства обеспечения теплового режима (СОТР);
датчиковая аппаратура СТИ с БКС;
Функциональные
задачи
систем
в таблице 3.
57
служебного
борта
приведены
Таблица 3.
Системы
Функциональные задачи систем
1.Система управления (СУ):
управления движением центра масс и вокруг центра масс КА
заданного качества по ПЗ НКУ или стартовому ПЗ совместно с аппаратурой
двигательной установки (ДУ);
управление работой активных средств обеспечения теплового режима
КА;
управление через аппаратуру ориентации солнечных батарей (АОСБ)
ориентацией солнечных батарей;
коммутация электропитания, получаемого от СЭС, в приборах,
входящих в состав СУ;
коммутация электропитания на пиропатроны раскрытия выносных
элементов (ППРВЭ);
получение от БА КИС информации, управляющей работой СУ и
служебных систем;
формирование команд управления работой бортового оборудования
служебных систем;
выполнение команд управления работой аппаратуры СУ, получаемых
от БА КИС;
формирование
телеметрической
информации
о
состоянии
оборудования СУ и процессах управления движением и тепловыми
режимами КА;
автоматический контроль работоспособности своей аппаратуры и
восстановление ее работоспособности при возникновении отказов путем
задействования резервов.
58
2. Телекомандная система (ТКС):
2.1. Бортовая аппаратура командно-измерительной системы (БА КИС):
реализация радиосвязи с НКУ для управления работой бортового
оборудования КА (передача полученной управляющей информации и
радиокоманд в системы КА);
обеспечение
проведения
внешнетраекторных
измерений
(ВТИ)
движения КА по орбите средствами НКУ;
коммутация электропитания в приборах, входящих в состав БА КИС и
СТИ;
выполнение команд управления работой аппаратуры БА КИС,
получаемых от НКУ;
формирование телеметрической информации о состоянии аппаратуры
БА КИС.
2.2. Система телеметрических измерений (СТИ):
сбор телеметрической информации о состоянии КА, его движении и
тепловых режимах;
передача через информационно обратный канал (ИОК) БА КИС в
наземный комплекс управления (НКУ) всей телеметрической информации о
состоянии КА;
выполнение
команд
управления
работой
аппаратуры
СТИ,
получаемых от СУ или БА КИС;
формирование телеметрической информации о состоянии аппаратуры
СТИ.
3.Система электроснабжения (СЭС):
электроснабжение
бортовых
систем
стабилизированным
напряжением;
управление зарядно-разрядными процессами и тепловыми режимами
АБ.
коммутация электропитания в приборах, входящих в состав СЭС;
выполнение
команд
управления
работой
аппаратуры
СЭС,
получаемых от СУ или БА КИС;
формирование
телеметрической
информации
о
состоянии
аппаратуры СЭС.
4.Двигательная установка (ДУ):
управление аппаратурой ДУ при реализации корректирующего
импульса и создания управляющих моментов для разгрузки двигателеймаховиков СУ;
коммутация электропитания, получаемого от СЭС, в приборах,
входящих в состав ДУ;
выполнение
команд
управления
работой
аппаратуры
ДУ,
получаемых от СУ;
формирование
телеметрической
информации
о
состоянии
оборудования ДУ.
5.Средства обеспечения тепловых режимов (СОТР):
поддержание тепловых интерфейсов бортового оборудования и
конструкции КА.
поддержание тепловых режимов двигателей и рабочего тела
двигательной установки
2.3.1.5.3 Схема полета
Функционирование КА- состоит из следующих этапов:
предстартовая подготовка;
выведение в составе КГЧ;
эксплуатация на рабочей орбите;
Процесс функционирования КА начинается с предстартовой подготовки на ТК и
СК, в ходе которой осуществляется подготовка системы энергоснабжения (СЭС) и
контроль транзитных цепей связи КА с РБ.
А)
Выведение в составе КГЧ
Данный этап функционирования КА начинается с момента старта РН и
заканчивается отделением КА от РБ.
В течении выведения аппаратура КА включена, шины питания приборов находятся
под напряжением от аккумуляторной батареи (АБ) СЭС. БЦВС ИСУ отрабатывает
заложенное полетное задание (ПЗ), включая соответствующие системы КА.
В соответствии с ПЗ БЦВС сначала задействует средства обеспечения тепловых
режимов (СОТР) КА. Это связано с необходимостью поддержания требуемых
температурных режимов аппарата. Происходит опрос температурных датчиков СОТР и
сравнение их показаний с установленными значениями (уставками) для каждого агрегата
и панели КА, заложенными в БЦВС. В случае выхода температур за уставки БЦВС
принимает решение о включении (отключении) соответствующих поверхностных
нагревателей (ПЭН), расположенных на агрегатах и панелях КА.
Электропитание систем КА обеспечивается за счет энергии, запасенной в АБ, а
также энергии, получаемой от солнечной батареи (СБ). Конструкция СБ позволяет
получать электроэнергию (до 1000 Вт) при ориентации сложенной батареи на Солнце.
Данная ориентация (“солнечная”) обеспечивается средствами РБ на всем этапе
выведения, кроме участков, где требуется иная ориентация РБ (выдача корректирующего
импульса, сеанс связи с Землей, ограничения по тепловым режимам РБ и др.).
Таким образом, непосредственно до отделения КА обеспечивается функциональная
готовность приборов, участвующих в операции демпфирования, следующей после
отделения КА.
61
Отделение КА от РБ происходит в расчетное время и разрывает перемычки в
разъеме связи РБ-КА. В БЦВС от КПУ подается команда “КО”, сигнализирующая факт
отделения КА. В КПУ снимается блокировка подачи питания на шины пиросредств.
Также по разрыву перемычек включается аппаратура бортового комплекса управления и
передачи информации (БКУПИ) модуля целевой аппаратуры (МЦА). По команде “КО”
БЦВС дает дублирующую команду на включение СТИ, а также команду на включение
комплекса приборов ориентации на Солнце и на Землю (ПОС и ПОЗ). Через 2 с после
“КО” БКУПИ МЦА дает дублирующую команду на включение БЦВС КП.
Б)
Построение ориентации
Построение ориентации начинается после отделения КА от РБ и завершается
ориентацией СБ КА на Солнце. Продолжительность участка - 12 минут.
Через 30 секунд после отделения КА от РБ и достижения безопасной дальности
между КА и РБ производится гашение остаточных угловых скоростей КА. В этой
операции задействуются БЦВС, ГИВУС а также ДУ. После демпфирования возмущений
управление угловым движением аппарата производится с помощью КУДМ. По
достижении определенных угловых скоростей КА (менее 0,5 градус / с по команде от
БЦВС происходит расчековка и раскрытие солнечных батарей (СБ), открывающихся
боковых отсеков и антенны НА.
Далее следует построение ориентации. При этом задействуются БЦВС, ГИВУС,
КУДМ и ПОЗ, а также может использоваться априорная информация об ориентации РБ
при разделении. Аппарат строит орбитальную систему координат (ОСК): ось +Х КА
направлена в надир, ось +У - по вектору орбитальной скорости, ось +Z - дополняет до
правой системы координат.
Сразу после построения ОСК происходит разворот солнечных батарей на Солнце с
помощью аппаратуры ориентации солнечных батарей (АОСБ) с целью получения
максимального энергопритока.
Следующий участок подготовки КА начинается после ориентации СБ на Солнце и
заканчивается тестовыми включениями двигателей. При этом происходит проверка всех
систем космической платформы (КП), а также подготовка всех узлов и агрегатов ДУ к
работе. В конце участка происходят тестовые включения каждого двигателя.
62
На данном участке КА поддерживает ОСК с помощью КУДМ. При необходимости
происходит разгрузка КУДМ с помощью ДУ. Также проводятся сеансы связи с Землей, в
течение которых производится сброс телеметрической информации о состоянии
бортовых систем КА.
В)
Эксплуатация на рабочей орбите.
Эксплуатация на рабочей орбите производится в соответствии с целевым
назначением.
2.3.1.5.4 Конструкция КА
А)
Основные требования к конструкции КА
Конструктивно-компоновочная схема КА разработана с учетом следующих
основных требований:
конструкция КА должна обеспечивать размещение и условия функционирования
оборудования в составе КА;
космический аппарат должен состоять из конструктивно законченных модулей;
космический аппарат должен быть адаптирован к условиям выведения и
размещения под головными обтекателями соответствующих средств выведения;
конструкция КА должна обеспечивать высокую стабильность посадочных
поверхностей под установку некоторых приборов, в том числе от температурных
деформаций конструкции;
конструкция КА должна позволять проводить все виды работ при изготовлении,
испытаниях КА, в том числе проведение необходимого объема стендовой отработки с
технологическими изделиями и подготовку к пуску на техническом и стартовом
комплексах;
конструкция КА должна базироваться на технологических решениях, освоенных
ГКНПЦ им. М.В. Хруничева и кооперацией с использованием действующего
технологического оборудования;
в
конструкции
должны
использоваться
типоразмеры.
63
унифицированные
элементы
и
Б)
Основные элементы конструкции
С учетом указанных требований рассмотрено два варианта компоновочных схем
КА. Два варианта общего вида КА на рабочей орбите представлены на рис. 24 и. 25.
64
Научная аппаратура «СКЛ»
65
Космическая платформа (КП) типа «Яхта»
Рис.24 Размещение ТНА «Нейтроний» на КП типа «Яхта»
66
Научная аппаратура
«КОСМИК»
Рис.25 Размещение ТНА «Нейтроний» на платформе ФГБ
67
2.3.1.5.5 Требования к ИД для компоновки агрегатов, приборов и узлов
Для более детальной проработки компоновочных схем и выбора приемлемых
вариантов необходимо ответить на ряд следующих вопросов.
Общие требования
1. Масса, положение ЦМ.
2. ГУЧ (с посадочными и габаритными размерами).
3. Местоположение такелажных точек.
4. Требования к установке (точности, жесткости и т.п.).
5. Желательное место установки агрегата, к какой аппаратуре имеет тяготение.
6. Место (зоны) подключения кабелей.
7. Ограничения по длинам БКС, трубопроводов, волноводов.
8. Необходимое количество гермопроходников.
9. Усилия сочленения и разъединения (электро-, гидроразъемы).
10. Требования по перегрузкам (направления, величины).
11. Величины перегрузок на местах крепления (приходящие от изделия).
12. Необходимость демпфирования.
13. Наличие
пиротехники.
Перегрузки
от
ее
срабатывания.
Возможность
демпфирования.
14. Требуется ли микрометеоритная защита (ММЗ).
15. Необходимость термостатирования (активное, пассивное, плита, трубы, экранновакуумная изоляция (ЭВТИ)).
16. Выделения из аппаратуры, необходимость их отвода или нейтрализации,
воздействие на окружающую аппаратуру.
17. Поля обзора, соосность.
18. Требования к защите оптических поверхностей (пыль, копоть, тепловой градиент и
т. п.).
19. Защита от наводок, облучения и т.п.
68
20. Физика и циклограмма работы. Взаимодействие со служебными системами КА.
21. Условия эксплуатации и обслуживания на всех этапах.
22. Средства приведения в рабочее состояние.
23. Загрузка в изделие и выгрузка из него.
24. Транспортирование в составе изделия или отдельно.
Требования к ИД по СОТР
25. Состав с местом расположения (внутри, вне гермоотсека), тепловыделение каждого
блока.
26. Габариты каждого прибора (объединенных в один конструктив), его масса,
примерная теплоемкость и материал начинки (основные по массе).
27. Способ охлаждения каждого блока (обдув или жидкость)
28. Требования к теплоносителю. Для жидкости – тип теплоносителя, ее расход,
диапазон температур входа и гидравлическое сопротивление при определенном
расходе и температуре.
29. Воздушное охлаждение (азот):
-
скорость обдува;
-
собственный вентилятор;
-
температура среды работы прибора, специальные требования на разных
циклах работы.
Ограничения температур.
Перечень параметров РЭС.
Передатчики
30. Частота передачи
F прд.
31. Полоса передачи
дельта Fизл.
32. Вид модуляции и ее параметры.
33. Мощность передатчика
Р прд.
34. Уровень гармоник передатчика
Pi прд.
69
35. Тип выходного прибора.
Приемники
36. Частота приема
F прм.
37. Полоса приема
дельта Fпрм.
38. Промежуточная частота
F пр.
39. Частота гетеродина
F гет.
40. Мощность гетеродина
Р гет.
41. Допустимый уровень помехи на входе приемника
Р доп.
42. Избирательность приемника на частотных побочных каналов приема F пр.
mF гет., где m=-3; 3.
43. Вид модуляции принимаемого сигнала.
Развязки между антеннами
44. Развязки между фланцами передатчика и приемника через антенны на частотах
каналов побочного приема и на 1 – 3 гармониках излучения передатчика.
45. Эффективность экранирования корпуса.
Предварительное рассмотрение возможности вывода научной аппаратуры на
высоты до заметного воздействия на элементы этой аппаратуры электронов и протонов
естественных радиационных поясов Земли показало, что имеется несколько вариантов
размещения аппаратуры и ее вывода на КРК.
Для
выбора
конкретного
варианта
и
подготовки
инженерной
записки
разработчикам комплекса научной аппаратуры необходимо ответить на вопросы
данного раздела.
2.3.1.6 Анализ теплофизических условий работы ТНА «Нейтроний» и обеспечение
заданного теплового режима ее элементов в составе КА "Яхта"
2.3.1.6.1 Расчет внешних тепловых потоков, действующих на элементы комплекса
НА «Нейтроний»
70
А)
Конструктивно ТНА «Нейтроний» является моноблоком кубической формы
с ребром 200 см (Рис.3.1).
Рис.26. Схема ионизационно- нейтронного калориметра. Обозначения:
1 – свинец, 2 – полиэтилен, 3 – пластические сцинтилляторы, 4 – нейтронные счетчики
СНМ-17, 5 – счетчики «Гелий-2», 6 – платы электроники, 7 – фотоприемники (ФЭУ,
фототриоды), 8 – зарядовые детекторы.
Внутренняя часть, или калориметр имеет 50 слоев, каждый из которых, в свою
очередь, состоит из слоев свинца, полиэтилена толщиной 1 и 29 мм, соответственно, и
слоя, собранного из длинных (200 см) блоков пластиковых сцинтилляторов, толщиной
10 мм. Каждый из сцинтилляторных блоков может включать сместители спектра
(оптическое волокно или полосы световодов – сместителей спектра), а также
пластиковые
фоточувствительные
пластины,
установленные
на
поверхности
сцинтилляторных полос. Полиэтилен и свинец составляют 78% и 22% от общего веса.
71
В единицах пробега протонов до взаимодействия это эквивалентно 4,3 и 0,3 int, а в
радиационных единицах – 4 и 9 t0, соответственно.
Полосы
пластикового
сцинтиллятора
используются
как
позиционно
-
чувствительные детекторы нейтронную и ионизационную составляющие ядерноэлектромагнитного каскада . На их концах установлены фототриоды для регистрации
сцинтилляционного свечения развитых каскадов в режиме измерения амплитуд.
Фототриоды
устойчивы
к
попаданию
большого
светового
потока;
их
фоточувствительность слабо зависит от изменения напряжения.
Для регистрации нейтронов сцинтилляторами в счетном режиме возможны три
следующих варианта: 1) через сцинтилляторы проходят световоды, передающие
сигналы от одиночных импульсов на лавинные диоды; 2) на поверхности
сцинтилляторных полос устанавливаются пластиковые фоточувствительные пластины;
3) на 20% сцинтилляторных полос устанавливаются чувствительные ФЭУ. В режиме
регистрации нейтронной компоненты сцинтилляторы будут в основном регистрировать
сигналы от запаздывающих -квантов, рождающихся при захвате нейтронов и
уходящих затем на относительно большое расстояние от точки их генерации. Для
регистрации нейтронов вблизи места их генерации предназначены 100 газовых
счетчиков СНМ-17 длиной 200 см, проходящие через полиэтилен через каждый 5-й
слой и расположенные в слое на расстоянии 20 см друг от друга.
Внешняя часть состоит из двух слоев (условно, А и Б), разделенных зазором (Рис.
3.1.). Самый внешний слой А представляет собой слой полиэтилена толщиной 1 см, на
котором расположен полупроводниковый детектор заряда толщиной 1 мм, разбитый на
секции 5,5 см×5,5 см, покрытый защитной пленкой полиэтилена толщиной 3 мм. Под
этим слоем расположен слой Б внешней части, изготовленный из полиэтилена
толщиной 5 см, через отверстия в котором проходят фотодетекторы (ФЭУ,
фототриоды), собирающие свет с сцинтилляторов, и в котором находятся нейтронные
счетчики "Гелий-2", предназначенные для измерения нейтронной компоненты.
Элементы ТНА «Нейтроний» находятся в различных тепловых условиях:
а) 4 грани куба не содержат активных электронных устройств, выделяющих тепло;
б) верхняя грань с расположенными детекторами заряда (поз. 8 рис. 3.1) содержит
кремниевые детекторы с источниками вторичного питания, выделяющие при своей
работе 110 Вт.;
72
в) боковая грань куба с платами электроники, фотоприемниками и источниками
вторичного питания (поз 6, 7 рис. 3.1), выделяющих при своей работе 340 Вт.
Б)
На ТНА «Нейтроний», как и на любой объект, находящийся в открытом
космосе, действуют следующие внешние тепловые потоки:
-
прямой солнечный тепловой поток;
-
отраженный от Земли солнечный тепловой поток;
-
земной тепловой поток;
-
тепловой поток от влияния атмосферы Земли (учитывается лишь для низких
орбит, и в нашем случае им можно пренебречь).
Направление этих тепловых потоков и их величина зависят, в основном, от
следующих параметров: высоты орбиты, положения плоскости орбиты по отношению к
Солнцу и ориентации КА. Выбор значений этих параметров определяет следующие
расчетные случаи, в качестве которых для КА "Яхта" целесообразно рассмотреть
следующие:
1) угол между плоскостью орбиты и направлением на Солнце составляет 0
(солнечно-синхронная орбита), КА ориентирован на Землю;
2) та же орбита, КА ориентирован в инерциальной системе координат, при этом
панели солнечных батарей направлены на Солнце, а грань с детекторами заряда
направлена в сторону зенита от поверхности Земли.
Кроме указанных выше тепловых потоков, на ТНА «Нейтроний» действуют также
тепловые потоки от КА:
-
солнечный поток, диффузно отраженный от КА;
-
собственное излучение КА;
В)
Расчет
внешних
тепловых
потоков
для
расчетного
случая,
соответствующего ориентации КА в орбитальной системе координат, проведен с
помощью пакета программ «Терм», разработанного ЦНИИМАШ.
Результаты расчетов приведены в таблицах 4 и 5. В этих таблицах q1 – q6
означают плотности тепловых потоков соответственно на грани ТНА «Нейтроний»:
нижнюю, левую, заднюю, правую, переднюю и входное окно (наименование граней
связано с направлением полета).
73
Таблица 4. Плотность прямого и отраженного солнечных потоков на грани ТНА
«Нейтроний» на витке солнечно-синхронной орбиты; Вт/м2
t, с
q1
q2
q3
q4
q5
q6
0
462
155
163
155
155
23
300
429
144
151
144
144
21
600
350
117
123
117
117
17
900
232
78
82
78
78
11
1200
143
35
436
35
34
7
1500
126
0
1237
0
0
3
1800
10
0
95
0
0
0
2100
0
0
0
0
0
0
2400
0
0
0
0
0
0
2700
0
0
0
0
0
0
3000
0
0
0
0
0
0
3300
0
0
0
0
0
0
3600
0
0
0
0
0
0
3900
109
1
27
1
951
25
4200
149
25
61
25
1384
246
4500
193
66
90
66
1304
612
4800
322
109
114
108
998
803
5100
416
140
147
140
168
44
5400
452
152
159
152
151
20
5700
439
147
154
147
147
22
6000
376
126
132
126
126
18
74
Таблица 5. Плотность инфракрасных потоков на грани ТНА «Нейтроний» на
витке, Вт/ м2
t, с
q1
q2
q3
q4
q5
q6
0-6000
198
66
67
66
66
2
Примечание. Время t отсчитывается от момента прохода КА «подсолнечной» точки.
Обеспечение теплового режима НА в условиях работы в открытом космосе,
обеспечивается комплексом пассивных и активных способов обеспечения теплового
режима.
К
пассивным
способам
обеспечения
теплового
режима
относят
теплоизоляцию, терморегулирующие покрытия, термические сопротивления и т. д. К
активным способам обеспечения теплового режима относят электрические нагреватели,
тепловые трубы и тд.
Учитывая
крайне
неоднородное
тепловыделение
в
ТНА
«Нейтроний»,
рассматривается обеспечение теплового режима с помощью пассивных средств и
одновременно отвод тепла от грани с элементами тепловыделения с помощью тепловой
трубы.
В качестве пассивного способа обеспечения теплового режима рассматривается
применение экранно-вакуумной теплоизоляции.
2.3.1.6.2 Общие сведения об экранно-вакуумной теплоизоляции
А)
Структура и свойства экранно-вакуумной теплоизоляции
Экранно-вакуумная теплоизоляция (ЭВТИ) представляет собой многослойную
систему, составленную из тонких слоев – экранов, имеющих высокую отражательную
способность поверхностей и разделенных между собой прокладочным материалом,
которая помещается в вакуумированное пространство [1].
В современных ЭВТИ, использующихся в различных областях техники, в качестве
экранов используются пленки из полимерных материалов толщиной 3-15 мкм,
покрытые с одной или двух сторон алюминиевым покрытием, напыляемым в вакууме.
В особо ответственных случаях напыляются и другие металлы, например, золото или
серебро. Толщина слоя металла в этом случае составляет доли микрона. Использование
75
тонких, но достаточно прочных алюминизированных пленок позволяет на несколько
порядков уменьшить перенос теплоты излучением и обеспечивает достаточную
технологичность изготовления ЭВТИ без существенного увеличения массы.
В
качестве
прокладочного
материала,
имеющего
целью
не
допустить
непосредственного контакта соседних слоев пленки, используются стекловуали,
капроновые сетки, стеклоткани, базальтовые бумаги и др. [1]. Указанные материалы
позволяют значительно увеличить термическое сопротивление изоляционной системы
и тем самым существенно уменьшить перенос теплоты теплопроводностью по твердым
телам.
Перенос теплоты в ЭВТИ осуществляется одновременно излучением, молекулами
газов
и
теплопроводностью
по
тепловым
мостам,
образующимся
за
счет
дистанцирующего слои прокладочного материала. Относительное значение каждого из
указанных видов переноса теплоты зависит от ряда факторов – температуры граничных
поверхностей,
давления,
радиационных
и
аккомодационных
свойств
теплообменивающихся поверхностей, степени перфорирования экранов, геометрии
изоляционных систем и т.д.
В настоящее время в инженерной практике расчет теплообмена в ЭВТИ, как
правило, осуществляется на основе уравнения Фурье, а входящий в него эффективный
коэффициент теплопроводности определяется экспериментальным путем.
К
настоящему
времени
проведено
значительное
количество
экспериментальных и расчетно-теоретических исследований, в которых
рассматривается теплообмен в ЭВТИ как для установившихся тепловых
режимов, так и для нестационарных режимов работы изоляционных
систем. Оба режима имеют практическое значение.
Существуют два принципиально различных подхода к расчету
теплообмена в ЭВТИ, условно названных гомогенным и дискретным [1].
При гомогенном подходе многослойная теплоизоляция считается
однородной средой, имеющей приведенные теплофизические свойства
(коэффициент теплопроводности среды, теплоемкость и др.). Такой подход
76
затрудняет проведение анализа влияния на теплообмен различных
факторов.
При
дискретном
подходе
многоэкранная
изоляция
считается
дискретной системой, какой она и является на самом деле. При таком
подходе имеется возможность при математическом описании процесса
теплообмена использовать реальные теплофизические характеристики, что
является важным преимуществом.
В ряде исследований используется смешанный гомогенно-дискретный подход.
Б)
Применение экранно-вакуумной теплоизоляции на космических аппаратах
Одной
из
важнейших
систем
космических
аппаратов
является
система
обеспечения теплового режима (СОТР), в задачу которой входит формирование
заданных тепловых условий работы аппаратуры. В общем случае под СОТР
понимается комплекс взаимосвязанных подсистем и элементов оборудования, а также
инженерно-технических мероприятий пространственного и функционально-временного
взаимодействия, призванных обеспечить работоспособность аппаратуры КА в полете
[2].
В СОТР входят как активные, так и пассивные средства. Экранно-вакуумная
теплоизоляия широко применяется на КА в качестве пассивного средства.
ЭВТИ обладает целым рядом положительных свойств, обуславливающих ее
применение в космической технике. Сюда можно отнести высокое термическое
сопротивление при малой плотности (и, соответственно, массе), надежность,
сравнительная простота установки на поверхности сложной формы и т.д.
В практике эксплуатации КА теплоизоляция работает в интервале температур от
минус 150 до +150. В этом случае применяется полимерная пленка с алюминиевым
напылением, для изготовления которой используются полиэфирные смолы, в
частности, полиэтилентерефтолат. К достоинству такой пленки относится высокая
удельная прочность и малая масса.
Толщина полиэтилентерифтолатной пленки, применяемой для ЭВТИ КА
составляет 5-12 мкм. На пленку напыляется методом испарения в вакууме слой
алюминия
толщиной
0,01-0,02
мкм.
77
Поверхность
пленки
имеет
оптические
коэффициенты Аs 0,13, 0,06. Очень важное преимущество пленки – низкий
коэффициент теплопроводности материала, что уменьшает теплообмен как в
поперечном, так и в продольном направлениях теплоизоляции, и приводит к
увеличению ее эффективности.
В
качестве
теплоизолирующих
полиэтилентерифтолатной
пленки
прокладок
используются
между
слоями
стекловолокнистые
холсты,
стеклобумаги и стеклосетки.
Для теплозащиты ТНА «Нейтроний» была выбрана теплоизоляция марки ЭВТИ2В (ОСТ 92-1380-83) на основе гофрированной полиэтилентерифтолатной пленки ПЭТДА и стекловолокнистого холста марки ХСВИ-7.
Также возможно применение в единой конструкции изоляции марки ЭВТИ-ВВ по
353У.4641.002.
Она
изготовлена
на
основе
металлизированной
полиэтилентерифтолатной пленки с использованием в качестве теплоизолирующего
слоя вискозного ворса. Ворс наносится с помощью метода электрофлокирования на
клеевые точки диаметром 1 мм, расположенные на поверхности пленочного экрана с
шагом
10
мм
в
продольном
и
поперечном
направлениях.
Характеристики
теплоизоляции марок ЭВТИ-2В и ЭВТИ-ВВ приведены в таблицах 6 и 7.
Таблица 6. Теплофизические характеристики ЭВТИ
Марка
Плотность
Диапазон рабочих
Коэффициент
Термическое
ЭВТИ
укладки,
температур, С
теплопроводности,
сопротивление,
10-5, Вт/(м К)
R, (м2 К)/Вт
n, 1/см
Т1
Т2
ЭВТИ-2В
30
20
-196
4,7
212
ЭВТИ-ВВ
20
20
-196
5,8
200
Таблица 7. Массовые характеристики ЭВТИ
Марка ЭВТИ
ЭВТИ-2В
Масса 1 м2, г, не более
Толщина, мкм
экран
прокладка
экран
прокладка
7,79
7
5
50
78
ЭВТИ-ВВ
--
100,5
5
100
Очень важное значение для ЭВТИ имеет наружный слой пакета, предназначенный
для защиты от механических повреждений пленочных экранов и обеспечения
необходимых оптических коэффициентов As и . На большинстве изделий для этих
целей применяются стеклянные ткани оптического назначения марок ТСОН-СОТ-«бц»
и ТСОН-ИПМ-«С», ТУ 5952-001-17547599-94.
Но в связи с повышением требований по чистоте и увеличением срока активного
существования перспективных изделий возникла необходимость в поиске и внедрении
новых материалов для наружного слоя ЭВТИ. Это обусловлено тем, что ткань ТСОН
имеет
нестабильные
оптические
коэффициенты
при
длительном
воздействии
ультрафиолетового радиационного облучения, характерного для условий открытого
космического пространства. Кроме того, материалам из стеклянных волокон
свойственны такие недостатки, как хрупкость, истираемость при механических
воздействиях, что приводит к повышенному образованию стеклянной пыли в процессе
изготовления и сборки ЭВТИ.
Поэтому, в мировой практике наибольшее распространение получают ткани из
аримидного волокна, относительно темные (коэффициент As имеет значение от 0,5 до
0,7). Аримидные волокна имеют высокий кислородный индекс – 57-60, т.е. ткани из
этого материала негорючи. Эти ткани в процессе эксплуатации в изделиях космической
техники сохраняют практически без изменений свои оптические характеристики.
Сравнительные характеристики аримидной ткани и стеклянной ткани приведены в
таблицах 8 и 9.
Сравнительный анализ данных, приведенных в таблицах, показывает, что по
совокупности свойств аримидная ткань обеспечивает более высокую надежность
работы ЭВТИ и предпочтительна для использования на перспективных изделиях.
Для лучшего вакуумирования ЭВТИ и предотвращения резкого изменения
линейных размеров матов и их разрушения при выводе КА на орбиту предусмотрена
перфорация экранов ЭВТИ отверстиями диаметром 8 мм с шагом от 50 до 60 мм и
перфорация наружного защитного слоя ткани отверстиями диаметром 8 мм с шагом
200 мм. Также для этих целей маты ЭВТИ площадью более 0,5 м2 простегиваются по
79
всей площади мата в шахматном порядке нитками ручными прямыми стежками с
подложенными под каждый стежок шайбами из стеклянной лакоткани.
ЭВТИ, изготавливаемая отдельными матами, монтируется на изделии встык или
внахлест в виде цельной конструкции из послойно набранных экранов. Края, вырезы,
разрезы матов обшиваются термо- и радиационностойкими материалами. Между собой
маты крепятся с помощью завязок, кнопок, шнуровки и текстильной застежки. К
поверхности изделий маты рекомендуется крепить через втулки-термостаты.
Перед окончательной установкой ЭВТИ проводят ее макетирование на макетном
или штатном изделии. При макетировании проводят следующие мероприятия:
- уточнение конфигурации отдельных сборочных единиц и деталей
теплоизоляции, которые не могли быть определены на стадии разработки
конструкторской документации;
- определение наиболее рациональных мест разъемов теплоизоляции;
- оценку качества совмещения и стыковки отдельных элементов и
деталей ЭВТИ, плотности прилегания теплоизоляции к поверхности
изделия;
- оценку крепления деталей ЭВТИ (их прочность и надежность);
- решение технических вопросов монтажа деталей теплоизоляции,
датчиков, кабелей;
- утверждение конструкции теплоизоляции на соответствие ее условиям
эксплуатации на изделии.
80
Таблица 8. Физико-механические характеристики аримидной и стеклянной тканей
Поверхно
Наименование ткани
Разрывная нагрузка
Термовакуумное
полоски 50 х 200 мм,
воздействие
Изгибоустойчивость на
кгс
по ГОСТ Р 50109-92
180 до разрушения,
стная
плотность
, г/м
По
2
основанию
Легко кон-
тыс. циклов,
потери
денсируемые
основание / уток
массы, %
продукты, %
Общие
По утку
Истираемость
до разрушения,
тыс. циклов
Ткань техническая каркасная
аримидная, ТУ 17-
110
103
103
1,1
0,12
20,4 / 15,1
177
120
30
30
2,08
0,9
Нестойкая
Нестойкая
04/00320963-00, арт. 56420
Ткань стеклянная ТСОНИПМ-С, ТУ 5952-00117547599-94
Таблица 9. Термооптические характеристики тканей после облучения электронами в вакууме
Наименование ткани
Доза облучения, Мрад
81
Температура
облучения, С
Оптические коэффициенты
As
Исходные образцы до
Ткань техническая каркасная аримидная,
облучения
20
0,63
0,76
150
0,63
0,75
20
0,86
0,89
150
0,88
0,91
ТУ 17-04/00320963-00, арт. 56420
1500
Исходные образцы до
Ткань стеклянная ТСОН-ИПМ-С,
облучения
ТУ 5952-001-17547599-94
3
82
В)
Проработка вопросов обеспечения термоградиентной стабильности
элементов конструкции ТНА «Нейтроний»
Опыт эксплуатации КА в открытом космическом пространстве указывает на
необходимость проведения опытно-конструкторской проработки вопросов обеспечения
термоградиентной стабильности элементов крепления НА к КА для чего необходимо
провести:
- разработку тепловых математических моделей для определения возможных
величин воздействующих на конструкцию внешних тепловых потоков;
- разработку моделей теплового состояния элементов конструкции на основе
уравнений
теплового
баланса
с
сосредоточенными
параметрами,
для
оценки
среднемассовых значений температур элементов и соответствующих значений
разностей температур;
- расчеты величин температурных перепадов для назначенных сечений и между
фиксированными точками для элементов конструкции,
Проведенные оценочные расчеты определяют выбор конструкционных материалов
с целью обеспечения размерной стабильности конструкции (значений линейных и
угловых перемещений не более требуемых).
Работы проводились с использованием программных пакетов TERM разработки
ЦНИИМаш и
ANSYS
и позволили, в основном, определиться с подбором
соответствующих материалов, конструктивному исполнению ТНА «Нейтроний»,
составу и характеристикам применяемых средств обеспечения теплового режима.
В качестве конструкционных материалов в ТНА «Нейтроний» используется
алюминий-магниевый сплав АМг6.
Конструкция штанг крепления выполнена в виде труб квадратного сечения
диаметром 80 мм, толщиной стенки 5 мм.
Для обеспечения теплового режима принимаются следующие меры-грани ТНА
«Нейтроний» закрывается 30-ти слойным пакетом ЭВТИ-ВВ, облицованным тканью
ТСОН с термооптическими коэффициентами AS < 0,3 и = 0,8 0,9, на поверхность
детекторов заряда наносится эмаль 40-1-28 с термооптическими коэффициентами AS
0,15 – 0,17 и > 0,9.
Состав пакета, необходимое количество экранов определялось исходя из требуемых
теплофизических характеристик ЭВТИ: коэффициента теплопроводности, термического
сопротивления и ее минимальной массы.
В соответствии с ОСТ 92-1380-83 и 92-1381-83 работоспособность ЭВТИ-2В
гарантируется в диапазоне температур от минус 269 до 150 ºС. Анализ расчетных
режимов аппаратуры «ТУС» показал, что температура на поверхности ЭВТИ может
изменяться в диапазоне от минус 120 до 100 ºС при обеспечении заданных диапазонов
температур элементов и температурных градиентов по конструкции, что гарантирует
нормальную работоспособность как выбранного пакета ЭВТИ так и НА «ТУС».
В качестве экрана в выбранном пакете применена полиэтилентерефтолатная пленка
ПЭТ по ТУ 2255-21680878-001 металлизированная алюминием с двух сторон.
Металлизация с двух сторон обеспечивает высокую отражательную способность экранов
и как следствие минимальную теплопроводность пакета при меньшей толщине пакета.
Кроме отражательной способности экрана на толщину пакета оказывает влияние
плотность укладки пакета.
Для выбранного пакета ЭВТИ-2В плотность укладки пакета в необжатом состоянии
составит n = 14,3 1/см. Таким образом максимальная толщина пакета в необжатом
составит = 21 мм.
Масса 1 м2 экрана составляет m1 = 7,79 г, масса прокладки m2 = 7 г. Масса 1 м2 30-ти
слойного пакета выбранной ЭВТИ составит mп = 443 г.
Для получения необходимых тепловых радиационных характеристик пакета ЭВТИ
As 0,3; = 0,8 0,9 наружную поверхность пакета изоляции обшивают тканью
стеклянной оптического назначения марки ТСОН-сот массой 1м2 m3 = 120 г. Таким
образом суммарная масса 1 м2 пакета составит m = 560 570 г. С учетом закрываемых
ЭВТИ площадей можно говорить о незначительном влиянии теплоизолирующих пакетов
на массу НА.
Таким
образом,
выбранные
пакеты
ЭВТИ
отвечают
всем
требованиям,
предъявляемым со стороны ТНА «Нейтроний» по теплообмену.
К сказанному выше можно добавить, что оптимальное число экранов ЭВТИ – 30
подтверждается материалами [2], согласно которым величина теплового потока сильно
зависит от числа экранов в пакете ЭВТИ только при сравнительно небольших значениях
этого числа экранов. Добавление к пакету дополнительных экранов при n 20 приводит к
84
очень незначительному снижению величины теплового потока. Из этого следует, что
применение пакетов ЭВТИ с большим числом экранов нецелесообразно, тем более, что
увеличение количества слоев приводит к подъему общего уровня температур в пакете.
Выбранные материалы, конструктивное решение и приведенные выше
рекомендации позволяют обеспечить необходимую термоградиентную
стабильность конструкции ТНА «Нейтроний» для условий штатной
эксплуатации.
Дальнейшее уточнение и оптимизация характеристик СОТР, при
необходимости, могут быть проведен на этапе рабочего проектирования, с
привязкой к конкретной конструкции КА и условиям его эксплуатации.
Задача минимизации разностей температур конструкции между теневой
и освещенной частями витка в рамках рассматриваемых допустимых
пассивных СОТР ТНА «Нейтроний» в общем случае решается за счет:
- минимизации
отношения
коэффициентов
AS /
на
элементах,
облучаемых Солнцем и Землей;
- увеличения термического сопротивления пакетов ЭВТИ;
- увеличения эффективной теплоемкости соответствующих элементов
конструкции.
Исходя из этих соображений, отработанных технологий, были выбраны
покрытия и материалы с приведенными выше значениями AS и .
На этапе рабочего проектирования должны быть рассмотрены вопросы
экспериментальной
отработки
тепловых
режимов
и
СОТР
ТНА
«Нейтроний» при моделировании возможных условий эксплуатации и
режимов функционирования аппаратуры.
Таким образом, применение предложенных средств обеспечения
теплового режима (ЭВТИ и эмаль) обеспечивает следующие температурные
условия (в целом на витке):
85
1. Изменение среднемассовой температуры устройства (основания) от
293 до 260 К.
2.3.1.7 Разработка предложений по конструктивному оформлению элементов
СОТР грани электроники с использованием контурной тепловой трубы
А)
Принцип действия
Тепловая труба (ТТ) – это устройство для переноса тепла из одной зоны в другую
при малом градиенте температур. Тепловые трубы, как высокоэффективное средство
теплопередачи,
применяется
во
многих
областях
–
космонавтика,
энергетика,
электроника, приборостроение, технологические процессы, медицинская техника и др.
Среди многих преимуществ использования ТТ можно выделить: простоту конструкции,
исключительную маневренность в работе, легкость регулирования и возможность
передачи тепловых потоков на значительные расстояния при малых температурных
напорах. К тому же тепловые трубы не требуют энергии на перекачивание
теплоносителя.
Тепловая
труба
представляет
собой
закрытую
трубу или
камеру самой
разнообразной формы, внутренняя часть которой выложена капиллярно-пористым
фитилем. Фитиль насыщен жидкой фазой рабочей жидкости (теплоносителя), а
остающийся объем трубы заполнен паровой фазой теплоносителя. Тепло, поступающее
от внешнего источника тепла, вызывает испарение теплоносителя на этом участке трубы.
Возникающая при этом разность давлений побуждает пар двигаться от испарителя к
конденсатору, где он конденсируется, отдавая при этом тепловому стоку на этом участке
трубы скрытую теплоту парообразования. [3]
В результате постоянного испарения количество жидкости уменьшается и
поверхность раздела фаз жидкость - пар сдвигается внутрь поверхности фитиля, что
вызывает возникновение здесь капиллярного давления. Это капиллярное давление
заставляет сконденсировавшуюся жидкость возвращаться обратно в испаритель для
последующего испарения.
Таким образом, в тепловой трубе может непрерывно осуществляться перенос
скрытой теплоты парообразования от испарителя к конденсатору при постоянно
смоченном фитиле. Этот процесс будет продолжаться бесконечно, если не произойдет
86
запирание каналов для прохода рабочей жидкости и будет поддерживаться достаточное
капиллярное давление.
Количество тепла, которое может быть перенесено в виде скрытой теплоты
парообразования, обычно на несколько порядков выше количества, которое может быть
перенесено в виде энтальпии рабочей жидкости в обычной конвективной системе.
Поэтому тепловая труба может передавать большое количество тепла при малом размере
установки. Температурный напор в тепловой трубе равен сумме температурных напоров
в испарителе, паровом канале и конденсаторе. Благодаря тонкой структуре фитиля и
малому температурному напору, который необходим для движения пара, разработаны
тепловые трубы, имеющие тепловые характеристики на порядок лучше характеристик
любых известных твердых тел.
В отличие от твердых проводников характеристики тепловых труб зависят не только
от размера, формы и материала, но также от конструкции, типа теплоносителя и
коэффициента теплоотдачи.
Важным условие работы тепловых труб является циркуляция теплоносителя. Для
достижения максимально эффективной теплопроводности ТТ требуется максимально
возможная интенсивность циркуляции. Ограничения рабочих параметров (переносимой
мощности) в трубах связаны предельной перекачивающей способностью капиллярной
структуры фитиля, запиранием парового потока, уносом жидкости с межфазной границы
«жидкость – пар» паром, движущимся с большой скоростью, разрушением потока
жидкости пузырьковым кипением в фитиле. Дополнительными факторами, влияющими
на эффективность работы тепловой трубы, являются температурная характеристика
трубы, условия контакта между ТТ и ее внешним источником и стоком тепла, а также
различная контрольно-измерительная аппаратура, установленная на ТТ.
Б)
Теплоносители
Для осуществления рабочего процесса тепловой трубы необходимо, чтобы ее
фитиль оставался все время насыщенным жидкой фазой теплоносителя. В настоящее
время разработаны ТТ с различными теплоносителями: от криогенных жидкостей до
жидких металлов. По этому признаку тепловые трубы можно разделить на криогенные,
трубы для умеренных температур и жидкометаллические. Границей между криогенными
трубами и трубами для умеренных температур является 122 К (-151С), а между ТТ для
умеренных температур и жидкометаллическими
логически обоснованы так:
87
– 628 К (+355С). Эти границы
- нормальные точки кипения так называемых «постоянных» газов, таких как
водород, неон, азот, кислород, и метан лежат ниже 122 К;
- точки кипения таких металлов, как ртуть, цезий, натрий, литий и серебро, лежат
выше 628 К;
- обычно все применяемые хладагенты и жидкости такие, как аммиак, вода, хладон,
метанол, кипят при нормальном атмосферном давлении при температурах между 122 К и
628 К.
Наиболее существенными различиями между тремя типами тепловых труб, кроме
наиболее целесообразных для каждого типа температурных интервалов, являются
значения их максимальной переносимой мощности (максимального теплового потока) и
температурные напоры при одинаковом значении теплового потока в тепловых трубах
одинаковых размеров и формы. Например, типичная тепловая труба для умеренных
температур (например, с аммиаком в качестве теплоносителя) может передать тепла на
порядок больше, чем такая же криогенная труба (например, на азоте) при работе обеих
труб в наиболее благоприятных для них условиях.
Различия характеристик объясняются главным образом большими значениями
коэффициента поверхностного натяжения, скрытой теплоты парообразования и
теплопроводности жидких металлов и криогенных жидкостей. Эти и многие другие
особенности, например явление кипения, динамика запуска, совместимость материала
трубы и теплоносителя, являются теми причинами, которые обусловливают различные
требования к расчету и конструкции различных типов ТТ. [3]
В)
Фитили
Назначение фитиля состоит в следующем:
- обеспечить
необходимые
каналы
для
возврата
сконденсировавшегося
теплоносителя;
- обеспечить поверхностные поры на границе раздела «жидкость – пар» для
создания требуемого капиллярного давления;
- обеспечить тепловой контакт между внутренней стенкой корпуса и поверхностью
раздела фаз «пар – жидкость».
В качестве фитилей используются проволочная сетка, стекловолокно, материал из
спеченного металлического порошка, канавки, прорезанные во внутренней поверхности
стенки корпуса. В общем, для наиболее эффективной структуры фитиля необходимы
88
небольшие поверхностные поры, обеспечивающие высокое капиллярное давление,
крупные внутренние поры для минимального сопротивления движению жидкости и
надежный непрерывный контакт («тепловой мост») с высокой теплопроводностью через
все сечение фитиля для обеспечения нужного теплового напора.
Фитили могут быть разделены на два основных класса: однородные и составные
(композитные). Однородные изготавливаются из одного материала, а композитные
состоят из двух и более материалов. [4]
Г)
Методы регулирования
Если тепловая труба заполнена достаточным количеством теплоносителя, то
перенос
тепла
осуществляется
при
незначительном
тепловом напоре.
Рабочая
температура определяется температурными уровнями источника и стока тепла.
Во многих случаях желательно поддерживать какой-либо участок тепловой трубы в
определенном температурном интервале даже при изменяющихся условиях источника и
стока. В этих случаях необходимо регулировать работу ТТ так, чтобы мог
поддерживаться желаемый температурный интервал [3].
Основным методом регулирования работы ТТ, применяемым в космической
технике, является нагрев или охлаждение определенных участков трубы с помощью
нагревательных или охлаждающих элементов. Для нагрева могут использоваться
электронагреватели, а для охлаждения – термоэлектрический микрохолодильник
(ТЭМХ).
Д)
Примеры конструктивного исполнения
Различные варианты конструктивного исполнения тепловой трубы с фитилем в виде
прорезанных канавок (вид в поперечном разрезе) приведены на рисунке 27 [3].
89
Рис. 27. Различные варианты конструктивного исполнения тепловой трубы
Е)
Уточнение
предложений
по
конструктивному
оформлению
контурной
тепловой трубы
Система обеспечения теплового режима (СОТР) ТНА «Нейтроний» предназначена
для поддержания температуры ее электронных компонентов и конструкции в
необходимых пределах, обеспечивающих нормальное функционирование в течение всего
орбитального полета.
СОТР включает в себя пассивные средства (теплоизоляцию, терморегулирующие
покрытия, термические сопротивления и т.д.) и систему терморегулирования (СТР). СТР
обеспечивает транспортирование полученной теплоты от электронных компонентов и
поглощенных внешних тепловых потоков на радиаторы-охладители, где существует
регулируемый теплосброс непосредственно в космическое пространство или в СТР КА.
Теплота, отведенная от электронных компонентов, должна быть утилизирована в
космическое пространство. При этом, сброс теплоты должен быть регенерируемым для
обеспечения заданного температурного диапазона.
Как показано в отчете, обеспечение теплового режима ТНА «Нейтроний» наиболее
оптимально с использованием контурной тепловой трубы (КТТ), обеспечивающей
регулируемый теплоотвод либо непосредственно в космическое пространство, либо на
термопанели СОТР КА.
По массовым характеристикам предпочтение отдается КТТ, обеспечивающей
теплоотвод на термопанели радиатора-охладителя КА.
Как было отмечено в предыдущем разделе, принцип работы предлагаемой для ТНА
«Нейтроний» КТТ основан на использовании двухфазных превращений (испарение –
конденсация). Единая КТТ включает в свой контур следующие составные части:
1. Испаритель,
непосредственно
контактирующий
с
гранью
максимального
тепловыделения и снимающий с него тепло. Тепло расходуется на испарение жидкого
теплоносителя.
90
2. Конденсатор
(радиатор-охладитель),
излучающий
отведенное
от
ТНА
«Нейтроний» тепло в окружающее космический аппарат пространство. В конденсаторе
пар конденсируется, превращаясь опять в жидкость.
3. Тепловую трубу, связывающую между собой испаритель и конденсатор. По
тепловой трубе от испарителя к конденсатору переносится пар, отводящий тепло, а по
фитилю трубы от конденсатора к испарителю возвращается теплоноситель.
Тепловая труба, состоящая из двух симметричных «ветвей» протянута от
испарителя вдоль грани ТНА «Нейтроний» и далее вдоль корпуса КА до конденсатора.
В качестве теплоносителя используется аммиак.
В результате расчетов выбраны следующие конструктивные параметры КТТ :
- допустимая общая длина тепловой трубы – 6 м;
- материал ТТ – нержавеющая сталь 12Х18Н10Т;
- материал испарителя и конденсатора – алюминиевый сплав;
- внешний диаметр ТТ – 5 мм;
- внутренний диаметр ТТ - 4 мм;
- допустимый радиус изгиба ТТ – не менее 80 мм;
- размеры испарителя – 250 х 50 х 24 мм;
- размеры конденсатора – 400 х 200 х 20 мм.
Испаритель крепится в зоне максимального тепловыделения.
Приведенная
контурная
тепловая
труба
позволяет
обеспечивать
заданный
температурный диапазон ТНА «Нейтроний» в необходимых пределах.
2.3.1.8
Основные результаты исследований
Работы, связанные с решением задачи определения характеристик,
которым
должна
удовлетворять
научная
аппаратура
космического
базирования, выбор материалов и технологий изготовления отдельных
блоков ТНА, определяются постановкой научных задач. В результате
проведенной работы получены следующие основные результаты.
91
1. Рассмотрен вопрос использования контурной тепловой трубы для отвода тепла от
грани НА с элементами основного тепловыделения. Разработаны предложения по
конструктивному оформлению контурной тепловой трубы для научной аппаратуры
«Нейтроний». Выбрана труба с внешним диаметром 5 мм и внутренним диаметром 4 мм.
2. Показана возможность применения нового метода для прямых измерений спектра и
массового состава космических лучей в области «колена» 1015–1016 эВ и спектра
первичных электронов при 1012–1013 эВ, основанного на применении прибора
принципиально нового типа – ионизационно - нейтронного калориметра и измерения
энергии ЯЭК, инициированных первичными протонами и ядрами (дополнительно к
методу измерения ионизации), основанного на детектировании термализованных
испарительных нейтронов и позволяющего увеличить надежность измерений в области
сверхускорительных энергий.
3. Показана возможность использования смеси легкого и тяжелого вещества как
основного материала калориметра, что особенно важно для космических экспериментов,
так как позволяет при неизменном весе существенно увеличить геометрический фактор
прибора до значений, недостижимых другими методами.
4. Конструкция ТНА «Нейтроний» позволяет обеспечить угловое разрешение ~ 1
(одной минуты), что существенно увеличит эффективность поиска неизвестных
источников; энергетическое разрешение при регистрации γ-квантов порядка ~5% в
области энергий E0 ~ 1011 – 1012 эВ, что является лучшим значением из всех близких по
целям космических аппаратов; получить максимальный геометрический фактор прибора,
недостижимый всеми другими методами (20 м2ср).
5. Получена оценка нейтронного фона, создаваемого в ТНА «Нейтроний» протонами и
ядрами ПКИ низких энергий.
6. Математическое моделирование ожидаемых результатов по регистрации протонов,
ядер ПКИ, γ-квантов и электронов показало, что проведение предлагаемого эксперимента
даст возможность решить целый ряд научных проблем, связанных со спектром и
ядерным
составом
первичного
космического
излучения,
исследование
которых
безуспешно продолжается уже в течение многих лет с помощью наземных установок, с
более высокой эффективностью регистрации и прецизионным измерением энергии по
сравнению со всеми другими действующими экспериментами и планируемыми
проектами. Заложенные в проекте ТНА «Нейтроний» конструктивные идеи позволяют
добиться высокой эффективности регистрации и измерения спектра диффузных γ-
92
квантов, а также суммарный спектр электронов и позитронов, и искать сигналы от
аннигиляции частиц темной материи в области энергий ~1011 – 1012 эВ.
7. Показана хорошая эффективность детектирования каскадов, создаваемых частицами
ПКИ.
8. В результате моделирования показано, что введение в структуру ионизационнонейтронного калориметра ТНА «Нейтроний» небольших количеств кадмия или
гадолиния обеспечивает эффективную регистрацию нейтронов в сцинтилляционных
детекторах. Показано также, что при этом вклад фоновых нейтронов сокращается во
много раз.
9. Проработана возможность привязки ТНА «Нейтроний» к космическим аппаратам.
Показано, что современные тяжелые платформы, например, космический блок ФГБ,
позволяют реализовать проект НА «Нейтроний».
10. Проработаны вопросы теплового обеспечения ТНА «Нейтроний» в космическом
пространстве. Тепловой режим обеспечивается за счет установки на поверхности пакетов
экранно-вакуумной теплоизоляции, покрытых специальной тканью с заданными
оптическими характеристиками, и обеспечения заданного термического сопротивления
между этими элементами и конструкцией КА. Используется 30-слойный пакет ЭВТИ
марки ЭВТИ-2В и ткань стеклянная оптического назначения (ТСОН) с оптическими
коэффициентами AS < 0,3 и = 0,8-0,9. Тепловой режим штанги ЭБФ обеспечивается
нанесением эмали с оптическими коэффициентами AS 0,15 – 0,17 и > 0,9.
11. Проведена оценка воздействия на ОЛВЭ окружающей среды. Даны общие
рекомендации по выбору электронной компонентной базы для электронных блоков
бортовой аппаратуры.
12. Выполнена оценка фонового воздействия окружающей среды на функционирования
детекторной части ОЛВЭ, показана возможность обеспечения в научной аппаратуры
требуемой точности в измерениях.
2. Предварительный анализ возможностей современных
вычислительных методов и существующего константного обеспечения
93
для рассмотрения воздействия космического излучения сверхвысоких
энергий на вещество
поверхности Луны
2.1. Планируемая постановка эксперимента
Наилучшим средством для измерения энергии частиц космического
излучения (КИ), падающих на поверхность Луны, было бы создание там
полноценного ионизационного калориметра [1], который позволил бы не
только измерить энергию первичной частицы с точностью ~ 10–15%, но и
надежно определить направление прихода частицы, что необходимо для
анализа анизотропии КИ и также является весьма важным для правильного
решения проблемы генерации и распространения КИ. Такой калориметр (с
незначительными изменениями) мог бы обеспечить и измерение заряда
первичной частицы при условии адекватного учета влияния обратного тока.
Однако создание «классического» ионизационного калориметра на
поверхности Луны, причем имеющего большую площадь, которая позволила бы продвинуться до энергий, существенно превышающих порог (3–5·1015 эВ), при котором наблюдается излом (колено) в первичном
энергетическом
спектре
[2],
представляется,
по
меньшей
мере,
затруднительным. В самом деле, используя экспериментальные данные об
энергетическом спектре КИ [2], можно получить, что за 1 год работы
детектор площади 1 м2 зарегистрирует порядка 102 событий с энергией >
1015 эВ. Чтобы за то же время набрать соизмеримую статистику при
повышении энергии до 1017 эВ, требуется увеличить площадь детектора, по
крайней мере, до 104 м2. Значение 1017 эВ выбрано, исходя из того, что при
1017 эВ излом достигается уже и для ядер железа, т.е. практически для всех
ядер, входящих в состав КИ.
Рекордная
площадь
реально
созданного
в
Карлсруэ
[3]
ионизационного калориметра для регистрации адронов в составе широких
94
атмосферных ливней (ШАЛ) всего лишь 320 м2. Поэтому калориметр,
обладающий площадью 103–104 м2, может быть лишь тонким. Очевидно, что
оптимальная конфигурация такого детектора должна, хотя бы приближенно,
соответствовать кругу, поскольку в этом случае достигается минимальный
при заданной площади периметр, и, следовательно, снижается роль краевых
эффектов. Традиционным решением при этом было бы использование
детекторов заряженных частиц; такой подход широко применялся в так
называемых толчковых установках [2]. Однако более привлекательной
представляется реализация относительно новой идеи [4], состоящей в
реализации
нейтронов,
возникающих
при
прохождении
каскадов,
генерируемых КИ сверхвысокой энергии в веществе. Этот подход, впервые
предложенный в [4] и впоследствии развитый в проекте ионизационнонейтронного калориметра [5], основан на том, что полное число нейтронов,
генерируемых при прохождении каскада в плотном веществе, примерно
пропорционально первичной энергии частицы, образовавшей каскад, и,
следовательно, измерение этого числа может дать оценку первичной
энергии, а если при этом в составе детектора имеются еще и ионизационные
детекторы, то появляется возможность определения как заряда первичной
частицы, так и направления, по которому двигался каскад в веществе.
Осуществление
последнего
требует
исследования
обратного
тока
заряженных частиц из грунта через регистрирующий слой. Наконец, можно
рассчитывать на получение дополнительной информации относительно
энергии первичной частицы, если регистрировать еще и альбедное
радиоизлучение, возникающее при движении заряженных частиц в лунном
грунте и отражающееся от различных слоев реголита. Регистрация такого
альбедного радиоизлучения может, в принципе, осуществляться при помощи
аппаратуры, размещенной на лунном спутнике, как это предусматривается,
например, проектом ЛОРД [6], но, по-видимому, более реальным выглядит
размещение
приемных
устройств
калориметром.
95
над
ионизационно-нейтронным
Очевидно, что более выгодной является регистрация наклонных
ливней, поскольку в этом случае можно рассчитывать, во-первых, на
бóльший выход обратного тока и, во-вторых, на то, что ионизация,
создаваемая непосредственно первичной частицей, не потонет на фоне
обратного тока. Более подробно все эти вопросы обсуждаются в Главах 3, 4
и 5 настоящего отчета, а в настоящей главе мы рассмотрим общие
требования, которые должны предъявляться к математическому аппарату,
используемому для моделирования эксперимента.
2.2. О методах расчета прохождения каскадов, генерируемых КИ
сверхвысоких энергий, через вещество
Осуществление эксперимента, описанного в предыдущем разделе,
невозможно без проведения детального расчета отклика установки на
прохождение каскада вблизи детектирующей системы. Такой расчет должен
давать информацию о распределении частиц по энергиям (или импульсам),
расстояниям от оси каскада в выбранной системе координат и о времени
прохождения той или иной частицей каскада через заданную систему
геометрических поверхностей, ограничивающих детектирующую систему.
Из
сказанного
существование
очевидно,
аналитических
что
возможность
решений
рассчитывать
представляется
на
чисто
гипотетической. Ситуация с численными решениями также не внушает
оптимизма, если требуется выход за рамки задачи расчета продольного
развития каскада (т.е. одномерной). Дело в том, что стандартный метод
решения
многомерных
функциональных
задач
преобразований
(см.
по
[7])
состоит
каждой
из
в
применении
дополнительных
переменных, после чего задача сводится к многократному решению
одномерного
уравнения
преобразований.
Кроме
и
последующему
общей
громоздкости
выполнению
описанного
обратных
подхода,
существенным его недостатком является отсутствие информации о
96
флуктуациях, неизменно сопутствующих каскадному процессу, учет
которых необходим для моделирования отклика установки.
Таким образом, мы приходим к заключению, что единственным из
существующих в настоящее время подходов к решению нужной нам задачи,
оказывается метод Монте-Карло. Он позволяет в наибольшей степени учесть
условия реального эксперимента и провести моделирование отклика
проектируемой установки и при этом оценить погрешность получаемых
результатов.
Наиболее удобен для использования так называемый прямой метод
Монте-Карло (см. [7]), в котором траектории всех частиц с энергией выше
выбранного порога моделируются в реальном времени. Однако такой
вариант метода Монте-Карло при увеличении энергии первичной частицы
рано или поздно становится практически бесполезным, поскольку время
расчета становится очень большим (можно считать, что оно примерно
пропорционально первичной энергии). В связи с этим приходится прибегать
к различным модификациям метода Монте-Карло, чтобы уменьшить время
счета.
Так, например, в расчетах, связанных с прохождением частиц КИ
сверхвысоких энергий через атмосферу, получил широкое распространение
метод прореживания (thinning method), предложенный в работе [8]. Этот
метод используется, в частности, в программных комплексах CORSIKA [9] и
AIRES [10]. Суть метода состоит в том, что вместо моделирования всех
частиц, родившихся в каком-либо взаимодействии при энергии ниже
заданного порогового значения, ограничиваются моделированием судьбы
одной из первичных частиц, но приписывают ей вес, причем такой, что
закон сохранения энергии оказывается выполненным. Взаимодействия при
энергиях выше порога моделируются, как в полном Монте-Карло. Метод
прореживания дает более приемлемые результаты, чем программы,
основанные на инклюзивном моделировании, когда закон сохранения
97
энергии выполняется лишь статистически, а в индивидуальных событиях
может нарушаться (см. [7]). Тем не менее, метод прореживания создает
искусственные флуктуации, которым нет аналога в реальном каскадном
процессе [11], так что его использование, если требуется нечто большее, чем
просто средние значения, требует большой осторожности. Несмотря на это,
наличие опции прореживания в том или ином программном комплексе
представляется желательным, поскольку дает возможность вести расчеты
при очень больших первичных энергиях вплоть до 1021 эВ. Хотя для
планируемого эксперимента столь большие энергии не требуются, но и при
первичных энергиях порядка 1017 эВ время вычислений оказывается весьма
значительным, так что использование только прямого метода Монте-Карло
может оказаться нерациональным.
Заметим еще, что метод Монте-Карло может быть реализован и в виде
так называемых гибридных схем, когда флуктуации высокоэнергетичной
части каскада моделируются явным образом, а судьба частиц с энергией
ниже некоторой непосредственно не моделируется, и либо учитывается в
среднем (при этом могут использоваться результаты численного решения
уравнений переноса), либо происходит случайная выборка из ограниченного
количества заранее смоделированных и записанных в банк каскадов от
частиц ниже установленного порога. Впервые такой подход был реализован
в работе [12] (см. также работы [13,14]). Данный подход позволяет резко
повысить скорость счета, но не может быть использован для расчета отклика
установки со сложной геометрией.
2.3. Моделирование физических процессов, происходящих при
взаимодействии частиц в веществе
Полнота описания физических процессов в рамках существующих
программных комплексов существенно различается в зависимости от того,
какие
именно
процессы
рассматриваются.
98
Для
электромагнитных
взаимодействий
которые
отсутствуют
препятствовали
какие-либо
бы
созданию
принципиальные
программ,
проблемы,
моделирующих
электромагнитные взаимодействия вплоть до самых больших энергий
частиц. Из сказанного, однако, не вытекает, как мы увидим далее, что любая
программа, авторы которой заявляют, например, что ими корректно учтен
эффект Ландау-Померанчука-Мигдала (ЛПМ), действительно позволяет
проводить расчеты в той области энергий, где этот эффект играет
определяющую (или хотя бы заметную) роль. Примером может служить
ошибка,
обнаружившаяся
в
программе
GEANT
(версия 3.21
[15])
при
Рис. 2.1. Пробег фотона для рождения электрон-позитронной пары в реголите как
функция энергии (программа GEANT4 [17]). Статистика в каждой точке – 104 испытаний
99
моделировании ЛПМ-эффекта. В результате пришлось дополнять
программу GEANT3.21 блоком собственной конструкции для корректного
воспроизведения сечений тормоз-ного излучения и образования пар при
больших энергиях (см. [16]). Интересно, что, по-видимому, аналогичная
история повторяется и с программой GEANT4 [17]. На Рис.2.1 представлена
энергетическая зависимость пробега для образования электрон-позитронной
пары фотоном в лунном грунте, полученная нами в расчете, проведенном с
использованием GEANT4. Наблюдаемое на рисунке чрезмерно резкое
возрастание пробега взаимодействия фотона никак не может быть связано с
какими-либо физическими причинами, а является результатом несомненной
ошибки, допущенной при создании программы. Поэтому необходимо с
осторож-ностью относиться к использованию программных комплексов вне
той области энергий, где они были надежно проверены. Но надо еще раз
подчеркнуть, что моделирование электромагнитных взаимодействий, хотя и
может создавать технические трудности при своем осуществлении, не
содержит трудностей принципиального характера.
Совершенно иначе выглядит проблема моделирования сильных
взаимодействий, поскольку в этом случае отсутствует последовательная
теория, в отличие от электромагнитных взаимодействий, для которых
сечения всех процессов с очень высокой точностью воспроизводятся
квантовой электродинамикой [7]. Квантовая хромодинамика позволяет
достичь приемлемой точности лишь при значительных передачах импульса
(не менее нескольких ГэВ/с, а желательно еще больше). Между тем средний
поперечный импульс, характерный для основной массы вторичных частиц,
составляет всего (0.3– 0.5) ГэВ/с и передачи импульса оказываются малыми
[18,7].
100
Отсутствие
строгой
теории
вынуждает
пользоваться
феноме-
нологическими моделями. Степень адекватности используемых представлений оказывается существенно различной в зависимости от энергетического
диапазона. Можно считать, что при энергиях до 100 ГэВ – 1 ТэВ
включитель-но,
существует
достаточное
количество
информации
относительно взаимодействий адронов и ядер с ядрами, что позволяет
создавать модели, вполне адекватно отражающие экспериментальные
данные (с процентной точностью). При переходе к бóльшим энергиям
количество эксперименталь-ных данных об адронных взаимодействиях
резко
падает.
Формально
можно
считать,
что
мы
располагаем
коллайдерными данными вплоть до экви-валентной лабораторной энергии ~
1.8·1015 эВ, но эти данные не имеют того всеобъемлющего характера,
который присущ данным при меньших энергиях. Поэтому проверка
соответствия предсказаний той или иной теоретической конструкции,
заимствующей конкретные значения используемых параметров из условия
соответствия
расчетных
и
экспериментальных
характеристик
взаимодействия, просто не может быть проведена с той же полнотой, как для
диапазона энергий до нескольких сотен ГэВ. Это заключение тем более
спра-ведливо для энергий, превосходящих указанный выше предел (1.8·1015
эВ), поскольку в этом случае мы должны пользоваться модельными
предсказа-ниями при таких энергиях, где непосредственные ускорительные
данные просто отсутствуют, а данные космических лучей имеют косвенный
характер [2]. Тем не менее, использование феноменологических моделей
адронных взаимодействий представляется неизбежным, и от него нельзя
отказываться, если мы вообще хотим иметь возможность что-то сказать о
том, как взаимодействуют адроны в области сверхвысоких энергий.
Возможно, что запуск Большого Адронного Коллайдера позволит уточнить
значения
параметров,
определяющих
поведение
характеристик
взаимодействий адронов и ядер с веществом и сузить существующий в
настоящее время произвол. Однако, пока этого не произошло, необходимо
101
прибегать
к
сопоставлению
предсказаний
различных
теоретических
моделей, которые в ряде случаев расходятся достаточно сильно, иногда на
десятки и даже сотни процентов.
Остановимся теперь на моделировании слабых взаимодействий и,
прежде всего, распадов частиц. Как известно, основная часть частиц,
рожденных во взаимодействии при высокой энергии, нестабильна и
распадается с образованием других частиц, как стабильных, так и
нестабильных. Моделирование как вероятности распада, так и конкретного
канала, если существует несколько мод распада, проводится без особых
затруднений (см. [7]), а также [9] или [15]. Кинематика распада на две
частицы очень проста и, соответственно, легко моделируется. В случае
распада каона на 3 частицы используется параметризация матричного
элемента, определяющего вероятность распределения импульса между
частицами, предложенная в [19], а лептонный трехчастичный распад каона
параметризуется согласно [20]. η-мезон, как известно, также может
распадаться по трехчастичному каналу. Соответствующий матричный
элемент приведен в [21]. Распределение энергии электрона при распаде
мюона (также трехчастичного) хорошо известно (см. [22]). В общем, можно
заключить, что если времена жизни и брэнчинги (того или иного распада)
должным образом изучены экспериментально, то моделирование поведения
нестабильной частицы, включая определение того, испытывает частица
распад или взаимодействие, не вызывает никаких принципиальных
затруднений.
Отметим одну особенность, которая отличает ситуацию в плотном
веществе от того, что имеет место в атмосфере Земли. Так, распады πмезонов и каонов, весьма существенные в атмосфере, в плотном веществе
играют существенно меньшую руль. Напротив, ядерные взаимодействия
нейтральных пионов, могущие осуществляться в воздухе лишь при энергиях
более 1019 эВ, в плотном веществе могут иметь место при энергиях более
102
1015 эВ [23] и, следовательно, должны учитываться при проведении
моделирования планируемого эксперимента.
2.4. Некоторые сведения о структуре лунного грунта
Для моделирования отклика планируемой установки на настоящем
этапе достаточно располагать общими сведениями о том, что представляет
собой приповерхностный лунный грунт. Как известно, приповерхностный
слой состоит из реголита с типичной толщиной от 2 до 12 м, под которым
находится более плотная подложка–порода, похожая на земной базалт [24].
Реголит содержит мелкие частицы и небольшие камни, выброшенные при
ударах метеоритов о поверхность Луны; с точки зрения химического состава
реголит, в основном, состоит из силикатов с добавлением метеорного железа
и титана (несколько процентов).
Средняя плотность реголита ρ 1.7 г/см3, а диэлектрическая проницаемость ε 3. Поскольку для подложки ε 6–9, то даже в такой простой
модели радиоизлучение от заряженных частиц каскада должно отражаться
от подложки. В работе [25] принята более сложная модель, заимствованная
из [26], плотность реголита не является постоянной, а меняется, так что
более реалистичная аппроксимация плотности включает 4 слоя реголита и
подложку
с
постоянной,
но
различной
плотностью,
меняющейся
скачкообразно при переходе из слоя в слой. В Главе 5 настоящего отчета
этот вопрос освещен подробнее. Химический состав всех слоев реголита
принимается одинаковым. При этом надо заметить, что в зависимости от
местоположения на Луне химический состав может варьироваться. Более
подробные сведения об этом приведены в следующей главе, а также
содержатся в работе [25].
Согласно имеющимся данным, усредненная по составу величина
атомного номера может меняться от 12.3 до 13.6 и массовое число,
103
соответственно, от 25 до 28. Различия такого рода, безусловно, должны быть
приняты во внимание на окончательной стадии подготовки эксперимента,
однако на стадии теоретических расчетов ими можно пренебречь.
Более существенным моментом представляется необходимость учета
слоистой структуры реголита, что означает неизбежное усложнение
геометрии задачи.
2.5. О выборе оптимального программного комплекса
Как
следует
из
рассмотрения
проблемы,
осуществленного
в
предыдущих разделах, для проведения модельных расчетов отклика
планируемой установки на Луне требуется обеспечить возможность
провести вычисления для первичных энергий вплоть до 1017 эВ (а,
возможно, и несколько выше), причем в условиях достаточно сложной
геометрии – надо иметь в виду, что в ходе предварительных расчетов может
возникнуть необходимость усложнения первоначального однослойного
варианта установки.
Желательно, кроме того, чтобы и развитие каскадов, генерируемых КИ
сверхвысоких энергий в реголите, и непосредственный расчет откликов
детекторов заряженных частиц и нейтронов могли быть выполнены в рамках
единого комплекса. Таким условиям вполне удовлетворяет комплекс
GEANT. В настоящий момент представляется целесообразным использовать
вариант GEANT3.21 [15], поскольку для него проблема корректного учета
эффекта ЛПМ уже решена [16], и, более того, решение этой проблемы
осуществлено сотрудниками НИИЯФ, что существенно упрощает ситуацию.
В версии GEANT4 [17], имеющей определенное преимущество, в
особенности в связи с применением в ней языка С++, проблема корректного
учета эффекта ЛПМ еще не решена.
104
Несколько слов следует сказать и об известном программном
комплексе CORSIKA [9], который создавался специально для проведения
расчетов в области сверхвысоких энергий и использовался для расчета
развития широких атмосферных ливней от первичных частиц различной
природы вплоть до энергии 1021 эВ. Несомненно, большой опыт успешного
использования
этой
программы
в
расчетах
дает
определенные
дополнительные гарантии надежности получаемых результатов, но имеются
и очевидные недостатки, если обсуждается вопрос о переносе CORSIKA на
расчеты в лунном грунте. Во-первых, программа CORSIKA ориентирована
на атмосферу с ее специфической зависимостью плотности воздуха от
глубины и совершенно определенным химическим составом, который
сильно отличается от состава реголита. Во-вторых, в комплексе CORSIKA
рассматривается только развитие каскада в атмосфере. Такие вещи, как
транспорт нейтронов с энергиями вплоть до тепловых или отклики
детекторов, надо вводить в комплекс дополнительно.
Таким образом, использование комплекса GEANT в варианте
GEANT3.21 представляется в настоящий момент наиболее адекватным. Для
исследования
зависимости
получаемых
результатов
от
модели
взаимодействия при высоких энергиях (выше 1 ТэВ) необходимо, как теперь
стало общепринятым, в окончательном варианте использовать различные
опции, имеющиеся в программе. Что же касается выбора модели для области
низких энергий, то наиболее адекватным представляется использование
программы FLUKA [27], которая, между прочим, может быть использована
и при больших энергиях, вплоть до 1000 ТэВ. Популярная ранее программа
GEISHA [28], хотя и работает быстрее, чем FLUKA, но значительно
уступает последней в качестве воспроизведения взаимодействий.
Литература
105
1. Murzin V.S. Principles and Application of the Ionization Calorimeter. In
Progress in Elementary Particles and Cosmic Ray Physics. North-Holland
Pub. Cоmp., Amsterdam. 1967. 9. P. 245.
2. Калмыков
Н.Н.,
Куликов
Г.В.,
Роганова
Т.М.
Галактические
космические лучи. Модель Космоса. 1. С. 62. Книжный Дом
Университет, Москва, 2007.
3. Klages H.O. for the KASCADE collaboration. Proc. ICRC. Durban. 1997.
8. P. 297.
4. Bezrukov L.B, Beresnev V.I., Zatsepin G.T. et al. Sov. J. Nucl. Phys. 1973.
17. C. 98.
5. Alexandrov K.V., Ammosov V.V., Antonova V.P. et al. Nucl. Instr. Meth.
2001. 495 A. P. 135.
6. Гусев Г.А., Ломоносов Б.Н., Пичхадзе К.М. и др. Космические
исследования. 2006. 44. С. 22.
7. Калиновский А.Н., Мохов Н.В., Никитин Ю.П. Прохождение частиц
высоких энергий через вещество. Москва. Энергоатомиздат, 1985.
8. Hillas A.M. Nucl. Phys. B. 1997. (Proc. Suppl.). 52 B. P.29.
9. Heck D., Knapp J., Capdevielle J.N. et al. CORSIKA: A Monte Carlo Code
to Simulate Extensive Air Showers. Forschungszentrum Karlsruhe GmbH.
Karlsruhe. 1998.
10. Sciutto S.J. AIRES: A system for air shower simulations. V2.6.0. 2002.
http://www.fisica.unlp.edu.ar/auger/aires .
11. Kobal M. et al. (Pierre Auger Collaboration) Astropart. Phys. 2001. 15. P.
259.
12.Деденко Л.Г., Зацепин Г.Т. Труды 6-й межд. конф. по космическим
лучам, М.: Изд. АН СССР. 1960. 2. С. 222.
106
13. Kalmykov N.N., Ostapchenko S.S., Pavlov A.I. Nucl. Phys. B. 1997. (Proc.
Suppl.). 52 B. P. 17.
14. Alvarez-Muniz J., Engel. R., Gaisser T.K. et al. Phys. Rev. D. 2002. 66.
P. 033011.
15. GEANT User's Guide. CERN DD/EE/83/1 (Geneva). 1983.
16. Назаров С.Н. Моделирование процесса регистрации космического
излучения высоких энергий для обработки данных эмульсионных и
черенковских экспериментов. Дисс. канд. физ.-мат. наук. М. 2002.
17. http://geant4.web.cern.ch/geant4 .
18. Никитин Ю.П., Розенталь И.Л. Ядерная физика высоких энергий.
Москва, Атомиздат, 1980.
19. Aguilar-Benitez A. et al (Particle Data Group). Phys. Rev. D 45. 1992. VII.
P. 77.
20. Aguilar-Benitez A. et al (Particle Data Group). Phys. Rev. D 45. 1992. VII.
P. 84.
21. Aguilar-Benitez A. et al (Particle Data Group). Phys. Rev. D 45. 1992. VII.
P. 6.
22. Kinoshita T., Sirlin A. Phys. Rev. 1957. 107. P. 593.
23.Подорожный Д.М., Рапопорт И.Д., Турундаевский А.Н. Вестник МГУ.
Сер. Физ. 2006. №3. С. 38.
24. James C.W., Protheroe R.J. Astropart. Phys. 2009. 30. P. 318.
25. Денисов А.Н., Кузнецов Н.В., Ныммик Р.А., Соболевский Н.М.
Компьютерное моделирование радиационной обстановки на Луне.
Препринт ИЯИ РАН 1220/ 2009. Москва.
26. Викторов С.В., Чесноков В.И. Химия лунного грунта. М.: «Знание»,
1978.
107
27. http://www.fluka.org .
Fesefeldt H. Report PITHA-85/02. 1985. RWTH Aachen.
ГЛАВА Ш.
Решение задачи о нейтронном выходе из каскадов,
рожденных в реголите КИ сверхвысоких энергий с учетом процессов
диффузии, поглощения и замедления.
3.1 Основная идея метода определения энергии высокоэнергичных
частиц по вторичным нейтронам.
Идея
регистрации
нейтронов,
возникающих
при
взаимодействии космических лучей высокой энергии с веществом, была
высказана еще в 1973 г. [1] и получила дальнейшее развитие в проекте
ионизационно-нейтронного калориметра (ИНКА), предназначенного для
исследования первичных космических лучей [2-4]. Привлекательность
этой идеи состоит в том, что измерение числа нейтронов, образованных
при
возбуждении
и
расщеплении
атомных
ядер
поглотителя
ионизационного калориметра (ИК), когда в нем развивается каскад
вторичных частиц, дает независимую дополнительную информацию об
энергии и природе первичной частицы [2-4]. Так, например, число
нейтронов в адронных ливнях является мерой их энергии и, в среднем,
примерно в 20 раз превышает число нейтронов в электромагнитных
ливнях той же энергии [2-4].
Подавляющая часть вторичных нейтронов возникает в процессе
испарения возбужденных ядер. Поэтому первоначальная энергия нейтронов
Еn близка к 1–2 МэВ, в электромагнитных каскадах и 1-10 МэВ в ядерных,
т.е. они являются быстрыми нейтронами. В среднем, число испарительных
нейтронов на одно упругое взаимодействие адрона или фотона с тяжелым
ядром свинца меняется с энергией взаимодействия от 1 нейтрона при 10
108
МэВ-ном столкновении до 22 при 2 ГэВ-ном столкновении, и остается почти
постоянным (26) при E>10 ГэВ. Именно это позволяет использовать
нейтронный сигнал для определения энергии >10 ГэВ, поскольку число
рожденных нейтронов пропорционально числу ядерных взаимодействий в
каскаде, а значит числу вторичных пионов в каскаде, так как подавляющий
вклад дают именно адронные взаимодействия (>60%) в выход нейтронов
даже на начальной стадии развития каскадов от протонов. Этот вклад растет
с энергией, тогда как соответствующая доля в каскадах от электронов равна
только 5 % (в случае электронов подавляющая доля нейтронов рождается
через гигантский резонанс и неупругие взаимодействия гамма-квантов.)
Оценки для свинцового калориметра ИНКА дают почти линейную
зависимость выхода нейтронов ~E0.8 от энергии при глубине калориметра 5
in. При прохождении каскада 1 ПэВ через 500 г/см2 свинца полный выход
нейтронов достигает 106. При этом замена свинца на железо приводит к
уменьшению выхода нейтронов в 2 раза. Флуктуации выхода составляют
20 % для протонов и 10 % для ядер.
Испарительные нейтроны, родившись в акте ядерного взаимодействия,
начинают диффундировать в среде от точки возникновения, теряя свою
энергию достаточно медленно и малыми порциями, если ядра среды
тяжелые, и быстро, если в среде присутствуют протоны. Когда нейтроны
достигают тепловых энергий (<1 эВ), они с большой вероятностью могут
быть захвачены атомами с последующим испусканием гамма-квантов.
Детектирование тепловых нейтронов по захватным гамма-квантам гораздо
проще, чем более энергичных, поэтому выход тепловых нейтронов будет
выделяться для отдельного рассмотрения.
109
Рис. 3.1. Диффузия нейтронов от точки возникновения.
В отличии от ИНКИ в настоящем проекте предлагается для развития
высокоэнергичного каскада использовать сам грунт Луны – реголит. А
нейтроны, достигшие поверхности Луны, детектировать легкими
детекторами большой площади - типа ортокарборановых сцинтилляторов, о
которых речь будет позже. Тонкие зарядовые детекторы типа кремниевых
матриц могут располагаться на поверхности этих сцинтилляторов.
Можно подчеркнуть, что предлагаемый процесс измерения энергии
частиц по нейтронам, наиболее близок измерению энергии ШАЛ по
флуоресцентному свету. Только возбуждаются не электронные
оболочки атомов, а сами ядра, и испускаются не гамма кванты, а
нейтроны.
В целом схема регистрации будет выглядеть следующим образом.
110
Рис. 3. 2. Схема регистрации высокоэнергичной частицы по нейтронам,
возникающим при взаимодействии вторичных адронов ливня с грунтом
Луны – реголитом.
Очевидно, что только часть нейтронов будет доходить до поверхности, во
первых, из-за телесного угла сбора, который для любой точки рождения <2,
во- вторых часть нейтронов будет поглощаться в реголите. Очевидно
также, что условия регистрации для частиц под большими углами будут
лучше, чем для вертикальных событий. Здесь надо напомнить, что
половина частиц , падающих на установку имеет угол падения более 50о .
111
3.2. Результаты оценочных расчетов метода. Доказательство
работоспособности метода.
Для доказательства работоспособности метода были проведены
оценочные расчеты, которые позволили ответить на ряд принципиальных
вопросов, возникающих при планировании данного эксперимента. Расчеты
проводились в рамках программного комплекса FLUKA В качестве
основного кода был выбран код FLUKA (multi-particle transport code,
разработанный в сотрудничестве INFN–CERN [5] командой авторов :
Alfredo Ferrari, Paola R. Sala, Alberto Fass`o, Johannes Ranft. ) С помощью
Flukа можно рассчитывать перенос самых разнообразных частиц в самых
разнообразных веществах, и что существенно для нашей задачи в –
широчайшем диапазоне энергий частиц: вплоть до сотен ТэВ, поскольку в
качестве генераторов ядерного взаимодействия при высоких энергиях
используется DPM JET [6-8] (J. Ranft). Ядерные взаимодействия,
генерированные ионами рассчитываются через интерфейс внешних
генераторов DPMJET-II, DPMJET-III , с помощью специальной процедуры.
А с другой стороны этот код принципиально создавался в том числе для
задач, связанных с транспортом нейтронов и низкоэнергичных фотонов, так
как с его помощью предполагалось решать задачи радиационной защиты,
активации, дозиметрии, радиотерапии и т.д. Поэтому все используемые
адрон-ядерные генераторы учитывают испарительные нейтроны,
испускание гамма-квантов ядрами отдачи и т.д. Легкие ядра отдачи не
испаряются, а фрагментируют в 6 других ядер в соответствии с моделью
ядерного распада Ферми. С помощью Fluka можно рассчитывать с хорошей
точностью взаимодействие и транспорт 60 типов частиц, включая фотоны и
электроны с 1 КэВ, все частицы и античастицы, а также нейтроны вплоть до
112
тепловых энергий в 140 типах материалов. Возможно, рассчитывать
эволюцию процессов во времени, что очень существенно для нашей задачи.
Для расчета низкоэнергичных нейтронов с энергией менее 20 МэВ,
Fluka использует свою собственную библиотеку нейтронных сечений (
ENEA multigroup P5 cross sections). При этом можно рассчитывать
образование гамма– квантов в различных температурных режимах и
Доплеровское уширение линий выше 0 K. Транспорт нейтронов включает:
– Стандартный многогрупповой перенос нейтронов с генерацией фотонов и
расщеплением ядер.
– Детальную кинематику упругих перерассеяний на ядрах водорода
– Перенос протонов отдачи и протонов из реакции N(n,p).
– Фотоны захвата генерируются в соответствии с многогрупповым
подходом, но последующий перенос фотонов в среде рассчитывается с
помощью более строгого Emf пакета программ, который проводит
непрерывный транспорт фотонов и последующее рождение электронов и их
регистрацию детекторами. Для нейтронов исаользуется многогрупповой
метод.
Многогрупповой транспорт нейтронов с энергией менее 19 МэВ
использующий специальную библиотеку сечений – является обычным
методом при расчете нейтронов.
При расчетах выводились следующие
различные характеристики
частиц.
- энергия, выделенную в заданном объеме (208);
- отдельно электромагнитную энергию (211);
- нейтронный баланс (разницу между входящими и выходящими нейтронами
во всех реакциях;
113
- двойные дифференциальные распределения потока нейтронов в единицах
cm−2 GeV−1 sr−1 на одну первичную частицу в виде спектров частиц в
заданных 72 интервалах от 10-14 ГэВ до 20 МэВ, включая одну тепловую
группу <0.4 эВ, пересекающих разные границы в реголите по всему
объему. Все это рассчитывалась в ряде случаев для разных времен
временных окон.
Расчеты позволили ответить на ряд принципиальных вопросов,
возникающих при планировании данного эксперимента.
1. Как развиваются высокоэнергичные каскады в реголите.
Положение максимума.
2. Сколько испарительных нейтронов рождается по глубине
развития каскада в веществе.
3. Как нейтроны, рожденные во взаимодействиях вторичных
частиц, диффундируют в реголите, временные и
пространственные параметры распространения нейтронов,
спектры и т.д.
4. Зависимость выхода нейтронов на поверхности Луны и отдельно
тепловой группы от первичной энергии части.
5. Пространственное распределение сигнала на поверхности Луны.
Флуктуации, точности определения энергии.
6. Расчет фонов альбедных нейтронов, установление
энергетического порога регистрации частиц в годы минимума и
максимума солнечной активности.
114
3.2.1. Как развиваются высокоэнергичные каскады в реголите.
Положение максимума. Сколько испарительных нейтронов рождается
по глубине развития каскада в веществе.
В расчетах рассматривался следующий химический состав реголита. Он
оказался в среднем наиболее близок к кремнию в районе морей и к магнию
в районе материковой части. При этом плотность реголита увеличивалась от
1.2 в поверхностных слоях до 3.2 г/cм2 на глубине 10 м. Каскадная единица
рассчитанная для морского реголита оказалась 20 г/см2.
Таблица 3.1. Химический состав грунта Луны, используемый в расчетах.
Элемент
Морской реголит
Материковый
Реголит отдельных
реголит
бассейнов
Ca
7,9
10,7
7,7
Mg
5,8
4,6
6,1
Fe
13,2
4,9
3,7
Al
6,8
13,3
9,8
Ti
3,1
-
-
Si
20,4
21,0
21,8
O
41,3
44,6
43,3
S
0,1
0,072
0,076
K
0,1
0,073
0,24
Na
0,3
0,48
0,38
13.64 (28)
12.32 (25)
<z>
(<A>)
115
Таблица 3.2. Плотность грунта на Луне, используемая в расчетах.
Глубина в м
Плотность в г/см2
1-2 м
1.2
2-3 м
1.4
3-4 м
1.6
4-5 м
1.8
5-6 м
2.0
6-7 м
2.2
7-8 м
2.4
8-9 м
2.6
9-10м
2.8
10-12 м
3.0
В работе [9]
Пробег взаимодействия высокоэнергичных протонов в реголите, который в
основной степени определяет максимум развития ливня, падает с энергией
на 6% от 106 г/см2 при 200 ГэВ до 90 г/см2 при 100 ТэВ.
В настоящей работе была задача установления пороговой области
применимости настоящего метода. Поэтому в данном проекте мы
рассматривали частицы до 100 ТэВ. Площадь детекторов на поверхности
Луны выбиралась равной 100 м2. Моделирование показало, что расчеты при
энергии 1015 эВ требуют уже значительного времени счета: 1 каскад от
протона считается 1 сутки.
116
На первой стадии расчетов было оценено распределение максимумов
каскадов реголите по ионизации и по числу рожденных нейтронов. Именно
соотношение глубины максимума развития каскадов в реголите и длины
поглощения нейтронов в реголите будут определять эффективность
регистрации каскадов по нейтронам и точность определения энергии. Для
вертикально падающих протонов с энергией 1 ТэВ наиболее вероятная
глубина максимума ионизационной кривой расположена на 2.5 м и растет
до 3.5 м для протона с энергией 100 ТэВ, а максимум образования
нейтронов приблизительно на 0.5-1 м сдвинут в глубину по сравнению с
ионизацией. Однако эти величины, разумеется, зависят от угла падения и
сорта частицы. На Рис. 3.3 приведены средние кривые для протонов 2 ТэВ
и 100 ТэВ с Cos =1. (линии) и Cos =0.5 (точки).
100 TeV
5
Ntot52000
Ntot
TotNe7387
Ntot
Nt1580246
Ntot
10
4
dN/dE MeV *dE*dS*d
10
3
10
2
10
1
10
0
10
2 TeV
-1
10
0
2
4
6
8
10
12
H,m
Рис. 3.3. Средние кривые потоков нейтронов на разных уровнях
развития каскадов от протонов с энергией 2 ТэВ и 100 ТэВ в реголите для
вертикального падения (линии) и под углом 60о (квадратики).
117
Из Рис. 3 видно, что частицы под большими углами будут регистрироваться
значительно более эффективно, т.к. каскады расположены значительно
ближе к поверхности.
Распределение максимумов ионизации по глубине реголита и
максимумов образования нейтронов для ядер железа и протонов с энергией
1 ТэВ/нуклон приведено на Рис. 3.4.
_HmI
_HmN
36
32
28
20
16
12
8
4
0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
H, m
16
_HmI
_HmN
14
12
10
Nsob
Nsob
24
8
6
4
2
0
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
H, m
118
3,0
3,5
4,0
4,5
Рис. 3.4. Распределение максимумов ионизации по глубине реголита
(зеленые кривые) и максимумов образования нейтронов (красные кривые)
для ядер железа (верхний рисунок) и протонов (нижний рисунок) с энергией
1 ТэВ/нуклон.
Число испарительных нейтронов, образованных в ливне, растет почти
линейно с ростом энергии Nисп~2500*ETeV 0.9 , что даже при энергии 100
ТэВ составляет около 105 нейтронов. Для того, чтобы ответить на вопрос,
какая часть этих нейтронов и с какими энергиями пересечет поверхность
детектора, необходимо было рассмотреть, как нейтроны диффундируют в
реголите.
.
3.2.2. Зависимость выхода нейтронов на поверхности Луны и отдельно
тепловой группы от первичной энергии частиц, флуктуации, точности
определения энергии.
Для исследования всего комплекса этих вопросов в расчетах источник
нейтронов 10 MeV помещался в реголите на глубине 140 см (7слой) от
поверхности. Рожденные нейтроны замедляются, теряют энергию и
диффундируют к поверхности. Сколько нейтронов пересекают поверхность
и каких энергий? Спектры нейтронов через разные временные интервалы в
одну микросекунду приведены на Рис. 3.5 в слое, где возник нейтрон (7 слой
-пунктир) и на поверхности (1 слой –сплошные кривые).
119
dN/dEn/mks
10
6
10
5
10
4
10
3
10
2
10
1
10
0
7 Layer
R1i3nc
R1i1mks
R1i3mks
R1i10mks
R1i30mks
R1i100mks
R1i300mks
R1i1mls
1 Layer
R1i3nc
R1i1mks
R1i3mks
R1i10mks
R1i30mks
R1i100mks
R1i300mks
R1i1mls
R1i2mls
R1i3mls
-1
10
-2
10
-3
10
-4
10
10
-13
10
-11
1x10
-9
1x10
-7
1x10
-5
1x10
-3
1x10
-1
En, GeV
Рис. 3.5. Спектр нейтронов в одну микросекунду через различные
временные интервалы 3нс (черный), 1 мкс (красный), 3 мкс(зеленый), 10 мкс
(синий), 30 мкс (голубой), 100 мкс (розовый), 300 мкс (желтый), 1 млс
(болотный 2 млс (темносиний). Пунктир – спектр нейтронов на 140 см (где
находился источник 10 МэВ-ных нейтронов), сплошные кривые – на
поверхности Луны.
Как видно из Рис. 3.5 пик 10 МэВ-ных нейтронов, наблюдается лишь на
глубине возникновения нейтрона (7 слой), а до поверхности они не
доходят, замедляясь. Но, в целом, спектры в 7 ряду подобны спектрам на
поверхности через различные временные интервалы, но суммарная
интенсивность в 10 раз ниже на поверхности, т.к. основная масса
нейтронов поглощается.
120
Можно оценить скорость потери энергии нейтрона со временем,
используя данные Рис. 3.5 : положение пика в зависимости от времени
(такая зависимость приведена на Рис. 3.6.
Изменение энергии со временем
может быть приблизительно фитировано функцией
En=En(1нс) (t/1нс)-1, а начиная с 0.5 мкс --En=En(0.5 мкс) (t/0.5мкс)-2 .
Скорость изменения энергии
нейтрона
-1
En=En(t=1nc)*(t/1 nc)
-2
En=En(t=500)*(t/500 nc)
1
0,1
Энергия нейтрона, GeV
0,01
1E-3
1E-4
1E-5
1E-6
1E-7
1E-8
1E-9
1E-10
1E-11
1E-12
1E-13
10
-3
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
Time, mks
Рис. 3.6. Изменение энергии нейтрона со временем
аппроксимируется функцией En=En(1нс) (t/1нс)-1, а начиная с 0.5 мкс
En=En(0.5 мкс) (t/0.5мкс)-2 .
121
Вообще процедура моделирования временного поглощения нейтронов
неоднозначна, поэтому хорошо было бы сравнить ее с какими-нибудь
экспериментальными данными и другими программами. С этой целью мы
провели моделирование эксперимента [11], следуя результатам работы [10],
где временные характеристики рассчитывались по программе LOENT. На
Рис. 3.7, взятом из работы [11], представлен спектр нейтронов,
пересекающих поверхность сферы с R=90 см из свинца, в разные моменты
времени, при том, что источник в центре сферы имел энергию 0.1 МэВ.
Видно, что сохраняется со временем самоподобие спектра, это хорошо
известный эффект переноса нейтронов в свинце, на котором основана так
называемый спектрометр нейтронов по времени замедления.
122
3
Fluence from Pb sphere 90 cm, Mev-1 mkc-1
10
200 mkc
25 mkc
2.5 mkc
2
10
1
10
0
10
-1
10
-2
10
1E-7
1E-6
1E-5
1E-4
1E-3
0,01
0,1
1
E MeV
Рис. 3.7 . Спектры нейтронов в свинце на поверхности сферы 90см радиуса
в разные моменты времени. Первоначальная энергия нейтрона 0.1 МэВ.
Сверху – расчет по LOENT, снизу по FLUKA.
Смещение максимума со временем, полученное в рамках FLUKA
совпадает с данными по LOENT, но ширина пика больше, что определяется
большим временным интервалом, используемым нами. В общем, картинка
похожа на то, что происходит в реголите, поскольку в реголите отсутствуют
легкие ядра, процесс изменения энергии нейтрона происходит малыми
порциями, и спектры подобны.
123
A72/mks
10
5
10
4
10
3
В месте образования нейтрона термальная группа
возникает от 100 до 300 мкс и темп затем уменьшается до 2-3 млс.
На поверхности тепловая группа возникает через 600 мкс и затем
темп счета уменьшается со временем как
exp(-t/)
exp-(t/600 mks)
На поверхность
плоскость образования нейтрона
10
2
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
T mks,
Рис. 3.8. Временное поведение тепловой группы (En<0.4 МэВ).
Поведение тепловой группы рассмотрим отдельно. На Рис. 21.
приведено временное поведение тепловой группы (En<0.4 МэВ) для слоя,
где образовался нейтрон, и для поверхности. В 7 слое тепловая группа
появляется в интервале 100-300 мкс, а на поверхности в 300-600 мкс, затем
темп счета спадает экспоненциально со временем как exp(-t/600 мкс) до 2-3
млс.
Таким образом, можно ожидать, что необходимое время сбора
основной части нейтронов составит порядка 300 мкс- 1 млс.
124
Далее на Рис. 3. 9 представлена вероятность зарегистрировать
нейтрон на поверхности, в случае если он образован на глубине Н от
поверхности (зеленые точки). Эта вероятность падает экспоненциально с
глубиной образования этого нейтрона как exp(-H/50 cm), а вероятность
зарегистрировать тепловой нейтрон (красные точки) сначала растет с ростом
глубины образования нейтрона, достигает максимума на 60-160 см , а потом
падает, так как ля образования теплового нейтрона нужна некоторая длина
замедления.
Рис. 3. 9. Вероятность зарегистрировать нейтрон на
поверхности, в случае если он образован на глубине Н от поверхности
(зеленые точки). Красные точки- нейтроны тепловой группы.
В целом можно сказать, что нейтроны, образованные на глубине более
2-3 м, т.е. за максимумом развития ливня будут регистрироваться
неэффективно. Для повышения эффективности необходимо отбирать ливни
125
с углами более 30%. Рассмотрим, как зависит число нейтронов,
достигающих поверхности, от энергии и сорта первичной частицы.
3. Зависимость выхода на поверхности Луны полного потока нейтронов
от первичной энергии и сорта падающего ядра .
Полное число нейтронов
Тепловые нейтроны E<0.4 эВ
dN/dE MeV *dE*dS*d
3
10
2
10
1
10
0.8
Ntot=N0 E
0
10
1
3
10
10
En, GeV
126
5
10
Рис. 3. 10. Зависимость полного числа нейтронов пересекающих
поверхность детектора 100 м2 от энергии падающего протона
(заполненные кружки) и только нейтронов тепловой группы (открытые
кружки).
На Рис. 3.10. приведена зависимость полного числа нейтронов,
пересекающих поверхность детектора 100 м2 , от энергии падающего
протона (заполненные кружки). Аналогичная зависимость, но уже только
для нейтронов тепловой группы (открытые кружки), приведена также,
поскольку они очень эффективно регистрируются нейтронными
детекторами. Суммарная зависимость от энергии первичной частицы может
быть аппроксимирована функцией Ntot=No E0.0.7-0.8 для обеих групп, что в
принципе, неплохо. Абсолютное число всех нейтронов пересекающих
поверхности в среднем при прохождении протона с энергией около 100 ТэВ
оказывается около 104 , тепловых около 103.
Как уже говорилось, число
рожденных в реголите испарительных нейтронов составляет порядка 105
частиц. Таким образом, несмотря на достаточно глубокое развитие ливня
эффективность сбора нейтронов оказывается достаточно велика 5-10%.
На рис. 3. 11 приведена аналогичная зависимость выхода всех нейтронов для
разных ядер для среднего угла падения Cos =0.66. Во первых, эти
зависимости в области энергии более 3 ГэВ/нуклон достаточно хорошо
фитируются степенной зависимостью
Ntot=A 50*(Enuc/100 GeV)0.7
127
Во-вторых, в области более 5 ГэВ, число образованных нейтронов
приблизительно пропорционально массе первичной частицы.
5
10
4
10
Fe
Ntot on 100 m2
3
10
He
2
10
Pr
1
10
0
10
0.7
Ntot~A x 50 (Enuc/100GeV)
-1
10
0
10
1
10
2
10
3
10
4
10
5
10
6
10
E/nucl, GeV
Рис. 3. 11. Зависимость полного числа нейтронов, пересекающих
поверхность детектора 100 м2, от энергии падающей частицы на нуклон
для ядер железа, гелия и протонов, падающих под углом 50o. Прямые –
соответствующие аппроксимации чисто степенными функциями Ntot=A
50*(E/100 GeV)0.7 , А- масса ядра.
128
1
1GeV/n
Prnewcd066
HedNdE2
Si
Fe
10
0
10
-1
10
-2
10
-3
dN/dE
10
-4
1x10
-5
1x10
-6
10
-7
10
-8
10
-9
10
-13
10
-11
10
-9
1x10
-7
1x10
-5
1x10
-3
1x10
-1
1x10
En, GeV
Рис. 3.12. Спектры нейтронов на поверхности Луны от первичного
протона, ядра гелия, кремния и железа с энергией 15 ГэВ/нуклон.
Спектры нейтронов, проинтегрированные по времени для протонов, гелия ,
кремния, железа для энергии 10 г/нук приведены на Рис. 3.12. В целом
спектры нейтронов по форме подобны для разных ядер, но по
интенсивности отличаются в A раз.
3.2.4. Пространственное распределение сигнала на поверхности Луны.
Среднее пространственное распределение нейтронов на поверхности
детектора для ядра железа с энергией 0.5 ТэВ/ нуклон приведено на рис.
3.13. Градация интенсивности проводилась от максимального значения
Nmax: Nmax/3, Nmax/100, Nmax/1000.
129
600
Fe500 GeV/n =28 TeV
400
Y , cm
200
0
-200
-400
Stot=7194, Ndet=100
>Dmax/3 0.550 Nt 5 m2 800/m2 !
>Dmax/100 0.42 Nt 28 m2 109/m2 !
sr 213/m2 : fon 1000/m2 v 100 mks
>Dmax/1000 0.02 Nt 24 m2 6/m2
>0
0.0 Nt 32 m2 0.32/m2
-600
-500-400-300-200-100 0 100 200 300 400 500
X, cm
Рис. 3.13. Среднее пространственное распределение нейтронов на
поверхности детектора для ядра железа с энергией 0.5 ТэВ/ нуклон (Etot=28
ТэВ). Градация интенсивности проводилась от максимального значения
Nmax: N>Nmax/3 (черные точки) , Nmax/100< N<Nmax/3 (красные точки),
Nmax/1000< N<Nmax/100 (зеленые точки), 0< N<Nmax/1000 (желтые
точки) . Черным крестом обозначена точка входа частицы в детектор,
стрелкой – ее направление движения.
В этом случае ось частицы направлена так, как обозначено на рисунке
черной стрелкой. В целом практически 98 % нейтронов занимают область 28
м2, и 55% всех нейтронов сосредоточено в области 4.5 м2. При этом ,
направление эллиптичности пятна повторяет направление движения
частицы, но точность определения положения трека невелика – не лучше 1
м. Было предложено использовать для локализации трека частицы
обратного тока. Этот вопрос будет рассматриваться в следующих главах.
130
C
###
10000
C
###
10000
Fe 280 teV, X
N1
Fe 280 TeV, Y
N1
1000
Neutrons/m2
Neutrons/m2
1000
100
100
10
10
1
1
-600
-600
-400
-200
0
200
400
-400
-200
0
200
400
600
y, cm
600
X, cm
C
###
C
###
Fe 280 TeV, X
N1
0,01
Fe 280 TeV, Y
N1
0,1
Back current, charged
Back current, charged
0,1
0,01
1E-3
1E-3
-600
-400
-200
0
200
-400
400
X, cm
-200
0
200
400
600
y, cm
Рис. 14. Профиль индивидуального нейтронного пятна по X (слева), Y
(справа), образующегося при прохождении ядра железа вдоль оси X c углом
падения Cos =0.66, и пересекающих поверхность детектора в точке
X0=50 cm, Y=50 cm (верхние два рисунка).
Аналогичное пространственное распределение пятна заряженного
обратного тока приведено на нижних двух рисунках.
131
Но мы для иллюстрации на Рис. 3.14 приведем профиль индивидуального
нейтронного пятна по X (слева), по Y (справа), образующегося при
прохождении ядра железа с энергией 280 ТэВ точно вдоль оси X c углом
падения Cos =0.66, и пересекающего поверхность детектора в точке X0=50
cm, Y0=50 cm . На нижних двух рисунках приводится профиль
пространственного распределения заряженного обратного тока. Из-за
гораздо более сильного поглощения в реголите, заряженные частицы
обратного тока позволят определять траекторию частицы с гораздо более
хорошей точностью.
g2
g2
5000
0,06
4000
2000
1000
0,02
500
500
0
-500
-500
0
X , cm
0
-500
132
-500
0
X , cm
500
500
Y , cm
BackCurrent
0,04
Y , cm
Neutrons/m2
3000
Рис. 3. 14a. Трехмерное пространственное распределение плотности
нейтронов и плотности частиц обратного тока, зарегистрированных от
одного ядра железа с энергией 280 ТэВ.
Далее были рассчитаны средние значения и дисперсии, характеризующие
разброс выхода нейтронов по величинам плотности, и по величинам
площади детекторов. В табл. 1 приведены средние значения полного выхода
нейтронов, Ntot; площади сработавших детекторов, на которой
зарегистрированы ненулевые сигналы, S tot. Кроме того, мы рассмотрели
часть детекторов, на которой выделено около 95-98% всех нейтронов
(индекс 1), а также часть детекторов, где выделено около 66%, т.е. центр
пятна (индекс2), и рассчитали для них флуктуации плотности Ro(i)
нейтронов на площади S(i).
Таблица 3.3. Средние значения полного выхода нейтронов, Ntot; площади
детекторов, на которой зарегистрированы ненулевые сигналы, S tot;
плотности Ro1 нейтронов на площади S1, где выделено 95% энергии;
плотности нейтронов Ro2, наблюдаемой в центре пятна, S2; доли энергии,
выделенной в центре S1/ . D2 –Доля нейтронов, вуделенная в центре пятна
на площади S2.
Etot,
Ntot
Stot,
Ro1
S1
Ro2
S2
28000
72.2 m2
814/m2
33.2 m2 2470/m2 7.2 m2
D2
Сорт
Fe
68%
280
TeV,
=16% 5%
17%
7%
16%
5%
Протон
11530
332/m2
34 m2
970/m2
8.4 m2
500
=70% 12%
75%
7%
74%
9%
62.8 m2
133
70%
TeV
He
20204
69.6 m2
574/m2
35 m2
1653/m2 9 m2
600
50%
7%
50%
7%
50%
8%
Fe
309
30.4 m2
10.54/m2 30 m2
49/m2
6 m2
280
=20% 7%
23%
40%
15%
71%
TeV
65%
GeV
Из таблицы следует, что флуктуации в потоке нейтронов от ядра железа
малы – около 20 %, но для протонов она значительно больше, достигают
70% . Площадь детекторов, на которой выделяется около 70% нейтронов,
составляет около 7 м2.
3.2.5. Расчет фонов, установление энергетического порога регистрации
частиц в годы минимума и максимума солнечной активности.
Как было показано в предыдущих пунктах, эффективное время
сбора нейтронного сигнала от высокоэнергичной частицы, составляет
около 300 мкс. Мы рассматривали установку, площадью 100 м2.
Очевидно, что за такое время и на такой площади будет значительный
поток альбедных нейтронов, возникающих от взаимодействий
низкоэнергичных космических лучей МэВ-ных- ГэВ-ных энергий с грунтом
Луны, поскольку Луна не имеет магнитосферы и не защищена от них как
134
Земля. В этом расчете основная проблема - нестабильность этих потоков,
связанная с солнечными модуляциями и вспышками на Солнце.
Поэтому, по-хорошему, необходимо учитывать время вспышки, а не
интегральные потоки за год, как это сделано в работе [9] при расчете
радиационных фонов на Луне. Вариации очень значительны - для 10 МэВ
– ных частиц разница достигает 5 порядков, для 100 МэВ-ных – 2 порядка,
для 1 ГэВ-ных 5 раз. Но в качестве предварительной оценки мы рассмотрим
сначала потоки альбедных нейтронов от Галактических космических лучей
с энергией более 100 МэВ, включая ядра, которые не были рассмотрены в
работе [9].
135
Рис. 3.15. Спектры ядер по энергии на нуклон в области низких энергий,
полученные по данным экспериментов CRIS(2008), BESS(1997,1998) в
минимуме солнечной активности и 2008 г., а также данные HEAO,
пересчитанные к FI=400 МэВ по алгоритму GALPROP, Аппроксимации
(линии) посчитаны по GALPROP, но ядра по сравнении c протонами
умножены на 1.5.
На Рис. 3.16 представлен спектр альбедных нейтронов на Луне,
образуемый первичными протонами и всеми ядрами, посчитанный нами и
сравнение со спектром из работы [56] , посчитанным для двух уровней
наблюдения на Луне. Наши расчеты можно сказать достаточно хорошо
совпадают, если учесть, что в работе [56] учитываются и потоки солнечных
высокоэнергичных частиц.
7
10
FLUKA
Shield 10cm
Shield-25cm
FLUKA Pr Osen
FLUKA All nucl.
6
10
5
4
10
2
dN/dEMeV /cm /cek
10
3
10
2
10
1
10
0
10
972 нейтрона м2 на 100 мкс!
-1
10
-2
10
-7
10
-5
1x10
-3
10
-1
10
1
10
En, MeV
Рис. 3.16. Спектр альбедных нейтронов в год минимума солнечной
активности Fi=400 МэВ, рассчитанный по программе FLUKA в настоящей
136
работе, в сравнении со спектром из работы [9], полученным в рамках кода
SHIELD.
В целом плотность альбедных нейтронов получается очень высокая –
порядка 1000 нейтронов на м2 за 100 мкс – предполагаемое время сбора
сигнала от нейтронов.
Если сравнить эту цифру с плотностью нейтронов на 1 м2, посчитанную для
различных ядер, в Табл. 3.3 ( в центре 970 для протонов 500 ТэВ, 1650 –
для ядер гелия с энергией He 600 ТэВ, 2470 – для ядер железа с энергией
300 ТэВ ), то можно сделать вывод, что протоны можно детектировать с
порогом 500 ТэВ - 1000 ТэВ, ядра гелия с энергией 400 – 600 ТэВ, ядра
железа с порогом 150-300 ТэВ на частицу.
Вторая серьезная проблема – большая плотность заряженных треков
на 1 м2 на поверхности Луны: 24000 протонов, 2062 ядер гелия, 70 ядер
углерода, 7 ядер железа за 100 мкс. (Эта оценка сделана для частиц с
энергией более 100 МэВ/n). С учетом нестабильных потоков, может быть
значительно выше. Откуда следует, что однозарядные треки выделять
будет совершенно нереально.
Если определять азимутальный угол частицы определять с
точностью 30 о, а точность определения косинуса - 0.3, то число частиц на
м2 с такими углами будет: 666 протонов, 57 ядер гелия, 2 ядер углерода,
0.2 ядер железа в секунду.
При детектировании сигнала от обратного тока
в качестве триггера в течение 100 нс , число упавших частиц будет в 1000
раз меньше, в этом случае выделение трека от ядер на площади 1 м2 уже
становится реальным. Все эти вопросы требуют дальнейшего уточнения.
137
Определение угла прихода частицы - наиболее серьезная проблема в
проекте. Она будет рассмотрена в следующих главах.
3.3. Выводы.
1. Число нейтронов, пересекающих детекторы, установленные на
поверхности Луны, при прохождении первичного ядра через реголит,
растет с ростом энергии как En0.7 , и пропорционально массе
первичного ядра (полное число нейтронов и плотности в центральных
детекторах приведены в Табл. 3.3). Флуктуации выхода нейтронов
зависят от массы ядра. RMS составляет 20% для ядер железа, 50 %
для ядер гелия и 70% для протонов.
2. Средний размер ‘пятна’, на котором регистрируется 95% нейтронов –
составляет около 30 м2, а 70% энергии – около 8 м2.
3. Время сбора сигнала – около 300 мкс.
4. Точность определения траектории первичной частицы по нейтронам
плохая – 2x2 м2, а точность определения траектории по обратному
току составляет около 1 м2.
5. Фон альбедных нейтронов позволит детектировать частицы лишь с
энергией не менее 300 ТэВ в минимуме солнечной активности.
6. Определение угла и сорта частиц – большая проблема из-за огромных
фонов. Использование триггера по частицам обратного тока, скорее
всего позволит выделять треки первичных частиц от ядер, и тем самым
позволит определить сорт падающей частицы.
Литература к главе 3.
138
[1]. B. Bezrukov, V. I. Beresnev, G. T. Zatsepin, et al., Sov. J. Nucl. Phys.,v. 17,
98 (1973).
[2]K. V. Aleksandrov, M. Ambrosio, V.V. Ammosov et al., The INCA Project.
Preprint of Lebedev Physical Institute No. 47, 1998.
[3]. K. V. Aleksandrov, V.V. Ammosov, V. P. Antonova et al., Nucl. Instr.
Meth.,vol. 459A, 135 (2001).
[4]. К. В. Адександров, В. В. Аммосов, В. П. Антонова и др., Изв. Академии
наук, Сер. физ., № 1, с. 1624 (2002).
[5] Ferrari A, Sala P R, Fass`o A and Ranft J Fluka: multiparticle transport code
http://www.fluka.org
[6]. A. Capella, U. Sukhatme, C.-I. Tan and J. Tran Thanh Van Dual Parton
Model Phys. Rep. 236, 225–330 (1994)
[7]. J. Ranft, S. Ritter Particle production in hadron-nucleus collisions in a
multi-chain fragmentation model
Z. Phys. C20, 347–355 (1983)
[8]. J. Ranft, S. Ritter The Monte-Carlo codes Nucevt and Hadevt to simulate
hadron production in hadron-nucleus and hadron-hadron collisions CERN Internal
Report TIS–RP/IR/83–23 (1983)
[9] А.Н.Денисов, Н.В.Кузнецов, Р.А.Ныммик, Н.М. Соболевский.
Компьютерное моделирование радиационной обстановки на Луне. Препринт
ИЯИ РАН. 1220/2009.
[10]. Латышева Л.Н., Соболевский Н.М., LOENT – программа
моделирования переноса нейтронов в сложных геометриях методом МонтеКарло. Препринт ИЯИ РАН 1200/2008.
139
[11]. Бергман А.А., Гончаренко О.Н. , Жуков А.П., и т.д. Моделирование
переноса нейтронов в спектрометре по времени замедления в свинце
методом Монте-Карло. Препринт ИЯИ РАН, 1089.2002, М., 2002.
Глава IV. Электромагнитный обратный ток в условиях Луны
В процессе изучения развития каскадов высоких энергий в лунном
грунте было проведено математическое моделирование. Структура реголита
описывалась в соответствии с [1]. Моделирование проводилось с помощью
пакета
GEANT3.21
[2].
При
этом
для
корректного
описания
высокоэнергичных электромагнитных процессов с стандартному пакету
добавлено
описание
эффекта
Ландау-Померанчука-Мигдала
[3].
Низкоэнергичные ядерные взаимодействия моделировались с помощью
модели FLUKA [4,5], высокоэнергичные (>1 ТэВ) – с помощью модели
QGSJET [6]. При моделировании каскадов учитывалась возможность
адронных взаимодействий высокоэнергичных нейтральных пионов [7]. Эти
взаимодействия приводят к некоторому снижению потока электромагнитной
компоненты. Ранее вопросы применимости различных моделей адронного
взаимодействия исследовались в [8], моделирование обратного тока в
адронных каскадах обсуждается в [9]. В ходе данной работы разыгрывалось
падение из верхней полусферы протонов с энергиями 1012, 1013, 1014, 1015 эВ.
В полученные банки данных записаны характеристики всех частиц,
выходящих из реголита.
В ходе проведенного анализа выявлены некоторые характеристики
обратного тока гамма-квантов и электронов.
140
В первую очередь заметна сильная угловая зависимость обратного
тока. На рис.4.1 показаны значения множественности гамма-квантов
обратного тока при разных углах падения первичных частиц.
Рис.4.1. Угловая зависимость множественности гамма-квантов альбедо
При
регистрации всех
каскадов, независимо
от направлений,
флюктуации множественности оказываются огромными. Однако из рисунка
видно, что угловая зависимость для всех энергий имеет похожий вид.
Можно использовать, например, соотношение n g
A
.
cos (1 exp((cos b) / c))
При этом от энергии зависит только коэффициент A. По результатам
141
параметризации были получены значения b=0.274, c=0.232. С учетом этого
можно ввести новый параметр ncor n g cos (1 exp((cos b) / c))
Средние значения и флюктуации ng, ncor приведены в таблице 4.1.
Таблица 4.1.
E, eV
<ng>
σ(ng)
<ncor>
σ(ncor)
1012
622
2200
7180
8770
1013
1640
4500
2530
26700
1014
6870
11800
1015
16500
40400
0
90000
1310
438000
00
4580
00
Были построены распределения по этому параметру (см. рис.4.2).
142
Рис.4.2. Распределения по ncor
Из рисунка видно, что и в этом случае использование обратного тока
для энергетических измерений может дать довольно низкую точность
(>150%).
Возникает вопрос, насколько точно можно определить наклон каскада,
опираясь на пространственное распределение обратного тока. Очевидно, что
чем выше наклон (меньше cosθ), тем это распределение менее симметрично.
В качестве меры асимметрии было выбрано соотношение дисперсий
пространственного распределения в двух перпендикулярных направлениях.
Соответствующая зависимость показана на рис.4.3.
143
Рис.4.3. Угловая зависимость параметра асимметрии ka=(σ(Xl)/σ(Xt))2. Xl –
расстояние от трека частицы до малой оси области рассеяния, Xt расстояние от трека частицы до большой оси области рассеяния.
Из рисунка видно, что зависимость параметра асимметрии от косинуса
зенитного угла близка к экспоненциальной. Соответственно, с энергий выше
1013 эВ достаточно хорошо работает логарифмическая зависимость
cos 0.505 ln( 7.25 / Rct ) .
Здесь Rct – параметр асимметрии. При этом
среднеквадратичная ошибка в определении cosθ составляет 0.16 при 1013 эВ
и 0.12 при 1015 эВ.
На рис.4.4, 4.5 приведены примеры пространственного распределения
обратного тока в индивидуальном событии (начало отсчета – трек
первичной частицы). Красная линия – проекция трека первичной частицы на
поверхность.
144
Рис.4.4. Первичный протон, 1014 эВ.
145
Рис.4.5. Первичное ядро Fe, 1014 эВ.
Далее приведены усредненные (по всем углам падения) радиальные
распределения обратного тока для протонов (рис.4.6) и ядер железа (рис.4.7).
146
Рис.4.6. Радиальные распределения обратного тока для протонов
Рис.4.7. Радиальные распределения обратного тока для ядер Fe
147
Был рассмотрен также альтернативный подход к восстановлению
наклона трека и первичной энергии. Как указывалось выше, суммарный
обратный ток сильно зависит от наклона каскада. О наклоне можно судить
по пространственной асимметрии обратного тока. Ранее в качестве меры
асимметрии было выбрано соотношение дисперсий пространственного
распределения в двух перпендикулярных направлениях. Был исследован и
другой метод анализа пространственного распределения обратного тока. В
случае первичного протона положение первичного трека по зарядовому
сигналу определить невозможно. Поэтому за начало координат брался
просто геометрический центр пространственного распределения обратного
тока. От этого центра для каждой частицы отсчитывался радиус. Радиус
можно усреднить для группы частиц, попадающих в определенный угловой
диапазон. Затем зависимость среднего радиуса от угла в каждом событии
аппроксимировалась
следующим
образом:
R r v cos 2 ( )
(при
параметризации использовался метод наименьших квадратов). Здесь φ –
азимутальный угол, κ – направление оси симметрии пятна обратного тока. В
этом случае отношение v/r характеризует степень асимметрии. Зависимости
v/r от cosθ показаны на рис.4.8.
148
Рис.4.8. Угловые зависимости v/r.
По измеряемой степени деформации пятна обратного тока v/r можно
определить угол наклона первичного трека. Однако возможен и другой
подход: восстанавливать первичную энергию непосредственно по двум
измеряемым параметрам – ng и v/r. На рис.4.9 в виде поля точек в осях ng и
v/r приведены данные для протонов.
149
Рис.4.9. Связь множественности обратного тока и асимметрии при
разных энергиях первичного протона
Был
введен
параметр
nv=n*10-5v/r.
Множитель,
зависящий
от
асимметрии, как и в предыдущем варианте, снижает флюктуации из-за
различного наклона треков. Для нового параметра построена калибровочная
зависимость, приведенная на рис.4.10.
150
Рис.4.10. Калибровочная зависимость для восстановления энергии.
На
основе
приведенной
калибровочной
кривой
построены
распределения по восстановленной энергии, показанные на рис.4.11. При
этом погрешность в определении энергии снижается от ~200% при 1012 эВ
до ~100% при 1014-1015 эВ.
151
Рис.4.11. Распределения по восстановленной энергии
Несмотря на все поправки, общая точность определения энергии по
электромагнитной компоненте обратного тока остается низкой. Вместе с тем
анализ формы распределения обратного тока позволяет уверенно выделять
события с большим наклоном, что важно для определения заряда первичной
частицы.
Для определения заряда рассматривается возможность применения
кремниевых падовых счетчиков. При этом возможны помехи из-за
обратного тока. Возникает вопрос, насколько детальное секционирование
детектора заряда требуется для надежного разделения различных ядер.
Наиболее вероятна ошибка при разделении протонов и ядер гелия. Были
построены
интегральные
распределения
152
сигналов
от
заряженной
компоненты обратного тока для падов 1*1, 3*3 и 10*10 см. Эти
распределения приведены на рис.4.12-4.14.
Рис.4.12. Вероятность сигнала >Z в одном паде (1*1 см)
153
Рис.4.13. Вероятность сигнала >Z в одном паде (3*3 см)
Рис.4.14. Вероятность сигнала >Z в одном паде (10*10 см)
Построенные распределения показывают, что при больших энергиях
вероятность имитации альфа-частицы протоном существенно растет.
Поэтому желательно использовать предельно детальное секционирование
детекторов заряда.
Также в ходе анализа результатов моделирования были получены
энергетические спектры гамма-квантов обратного тока (рис.4.15) и
электронно-позитронной компоненты (рис.4.16). Основной вклад в поток
электромагнитной компоненты дают гамма-кванты и электроны в области
энергий 100-1000 кэВ. Это сопоставимо с MIP для тонкого кремниевого
детектора. Использование толстых детекторов снижает вклад от электронов
обратного тока, но увеличивает вероятность сигнала от гамма-кванта.
154
Рис.4.15 Спектр гамма-квантов обратного тока
Рис.4.16 Спектр электронов и позитронов обратного тока
155
Проведенное
предварительное
моделирование
и
анализ
его
результатов показали принципиальную возможность определения энергии
высокоэнергичных протонов и ядер по обратному току из адронных
каскадов в реголите. В ходе разработки аппаратуры для такого рода
эксперимента
требуется
решить
ряд
проблем.
Возможно,
следует
рассмотреть возможность использования газовых черенковских счетчиков в
качестве детекторов заряда, не чувствительных к низкоэнергичным
частицам обратного тока. Следует отметить, что электромагнитная
компонента обратного тока довольно сильно поглощается реголитом.
Радиоизлучение ослабляется в меньшей степени, а нейтроны дрейфуют в
течении сравнительно большого временного интервала. Это позволяет
надеяться, что корреляция выхода различных детектируемых излучений не
очень высока, и совместное использование нескольких методик может
повысить точность измерений. Нужно отработать алгоритмы моделирования
высокоэнергичных каскадов с использованием параллельных вычислений, а
также уточнить используемые модели взаимодействий.
Главный вывод по итогам выполненной работы – эксперименты по
изучению космических лучей высоких энергий в лунных условиях
принципиально возможны, и их проведение позволит существенно
продвинуться по сравнению с нынешним уровнем.
Литература к главе 4
1.
А.Н.Денисов,
Н.В.Кузнецов,
Р.А.Ныммик,
Н.М.Соболевский
«Компьютерное моделирование радиационной обстановки на Луне».
Препринт ИЯИ РАН 1220/2009
2. GEANT User's Guide. CERN DD/EE/83/1 (Geneva), 1983.
156
3. С.Н.Назаров. «Моделирование процесса регистрации космического
излучения высоких энергий для обработки данных эмульсионных и
черенковских экспериментов». Дис. ... канд. физ.-мат. наук . М.,2002.
4. Ranft J., Ritter S. Particle production in hadron-nucleus collisions in a multichain fragmentation model // Z. Phys. C. 1983. V.C20. №4. P.347-355.
5. Fasso A., Ferrari A., Ranft J. et al. A comparison of FLUKA simulations with
measurements of fluence and dose in calorimeter structures // Nucl. Instr. &
Meth. A. 1993. V.A332. №3. P.459-468
6. Н.Н. Калмыков, С.С. Остапченко «Монтекарловская модель кваркглюонных струн с генерацией министруй (QGSJET) для моделирования
адронных взаимодействий » // Препринт № 98-36/537. НИИЯФ МГУ. 1998
7. Д.М.Подорожный, И.Д. Рапопорт, А.Н. Турундаевский
«Адронные
взаимодействия нейтральных пионов высоких энергий и каскадные
процессы в веществе» Вестник МГУ, Сер.физ. 2006, №3, С.38-40
8. Рапопорт И.Д., Турундаевский А.Н., Шестоперов В.Я. «Сравнительные
характеристики взаимодействий протонов и ядер He с ядрами C, Fe, Pb в
разных модельных представлениях в области высоких энергий» ЯФ 2002.
Т.65 №1. С.176-187
9. Д.М.Подорожный, И.Д. Рапопорт, А.Н. Турундаевский
«Альбедный
поток, генерируемый в веществе частицами с энергией выше 1 ТэВ»
Вестник Моск. ун-та. Сер.3. Физика, астрономия. 2004. №1. С.25-28
157