положения, выносимые на защиту

1
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность тематики. Проблема безопасности человека в космосе до недавнего
времени ограничивалась вопросами безопасности при околоземных полетах.
Перспектива пилотируемых полетов в межпланетном пространстве (например, к Марсу
и обратно с высадкой на него) и создания лунных баз выдвигает совершенно новые вопросы.
К ним в первую очередь следует отнести:
- необходимость обеспечения во время длительных межпланетных полетов
радиационной безопасности от потоков тяжелых ионов галактических космических лучей
(ГКЛ) и солнечных космических лучей (СКЛ), значительно более интенсивных по сравнению
с обстановкой около Земли;
- необходимость снизить или вообще исключить длительное пребывание экипажа (и,
вообще говоря, биорегенеративных систем жизнеобеспечения) в гипомагнитных условиях,
т.е. в магнитном поле межпланетной среды, величина которого на несколько порядков ниже
привычного геомагнитного поля (ГМП).
Проблема защиты экипажа во время длительного межпланетного полета от СКЛ и, в
особенности, от тяжелых ионов ГКЛ, обладающих повышенным радиобиологическим
действием, является одной из важнейших.
Именно во время полета к Земле после первой высадки на Луну астронавт E.Aldrin (Э.
Олдрин) впервые сообщил о феномене ощущения зрительных образов в затемненном
интерьере корабля «Аполлон-11» (1969). В дальнейшем выяснилось, что это явление
вызывается не только излучением Вавилова-Черенкова при прохождении космических лучей
в средах глаза, но и их непосредственным воздействием на сетчатку, что было предсказано
(Tobias, 1952). Не исключено, что сетчатка (и вообще нервная система) может оказаться
одной из критических структур по отношению к ГКЛ при длительных межпланетных полетах
(Труханов 2001, Труханов и др., 2001, 2004, Trukhanov 2003, 2006). Это исключительно
важно, учитывая первостепенную роль зрительного анализатора в полете, особенно,
межпланетном.
Одним из путей решения проблемы радиационной безопасности при дальних полетах
может оказаться активная защита космических кораблей магнитными полями, отклоняющими
ГКЛ от обитаемого объема. Тем самым одновременно будет решен вопрос защиты от СКЛ,
что позволит осуществлять межпланетный полет независимо от состояния солнечной
активности.
К проблеме гипомагнитных условий в межпланетном пространстве.
Как правило, пребывание в пониженном магнитном поле отрицательно сказывается на
жизнедеятельности. В литературе (Копанев, Шакула, 1885, Бинги, 2002, 2006, Походзей,
2006) приведены результаты экспериментов на биологических объектах в гипомагнитных
условиях и обследования людей, находившихся в экранированных от ГМП помещениях.
Степень ослабления ГМП в большинстве случаев была невелика и несопоставима с
условиями в межпланетном пространстве.
Экипажи кораблей «Аполлон» во время лунных экспедиций уже оказывались в
гипомагнитных условиях. Однако продолжительность полетов (даже с высадкой на Луну)
была небольшой (~9÷12,5 суток). При дальних межпланетных полетах экипажи будут
находиться в подобных условиях сотни дней.
Одним из вариантов решения проблемы является создание на борту корабля в
обитаемом объеме магнитного поля, имитирующего ГМП (Труханов, 2002, 2003, Trukhanov,
2
2003, 2006, Trukhanov, Lugansky, 2006). Более того, подобные системы можно использовать
на околоземных пилотируемых объектах (станциях) для стабилизации уровня ГМП на борту.
Как известно (Баевский, 1997, 1998), колебания этого уровня вследствие изменения
геомагнитных координат объектов, а также процессов, разыгрывающихся в магнитосфере,
нежелательно воздействуют на членов их экипажей.
Тесно с этими вопросами связаны вопросы воздействия электромагнитных полей
(ЭМП), создаваемых системами и аппаратурой корабля, на человека и на биологические
системы. ЭМП на борту уже рассматривали как фактор потенциально неблагоприятный
(Майкельсон, 1975, Давыдов и др., 1997), однако продолжительное время его относили к
второстепенным или даже третьестепенным по значимости. Не исключена модификация
биологических эффектов переменных ЭМП в гипомагнитных условиях по постоянному полю.
Наличие на борту будущих межпланетных кораблей и на лунной базе многочисленных
систем и аппаратуры, которые будут создавать при своей работе широкополосное
квазинепрерывное ЭМП, требует разработки подходов к их нормированию.
При подготовке межпланетного полета необходимо проведение широкого круга
радиационно-физических и радиобиологических исследований с использованием ускорителей
заряженных частиц. При этом потребуются методы, не разрушающие пучок ускорителя и не
прерывающие облучение объекта. Требуется и большая точность диагностики пучка.
Разработка таких методов является актуальной задачей. В работе предложены
неразрушающие методы диагностики на основе излучения Вавилова-Черенкова, обладающие
рядом достоинств по сравнению с существующими.
В более широком плане предложенные методы могут быть полезны при использовании
ускорителей в медицине (онкология), в промышленности и в иных целях.
Цель исследования: разработка подходов к обеспечению радиационной безопасности
межпланетных пилотируемых космических полетов в условиях воздействия космического
излучения, гипомагнитной внешней среды и собственных электромагнитных полей корабля.
Эта цель достигается решением следующих задач.
Задача 1
- анализ видов активной защиты и выбор перспективной (магнитной) защиты от ГКЛ и
СКЛ;
- обзор разработанных нами методов расчета ослабления потоков космического
излучения магнитным полем защиты и нахождения доз за ней без учета взаимодействия с
веществом.
- разработка траекторного обратного метода расчета ослабления потоков ГКЛ и СКЛ
магнитной защитой и определения доз в фантоме за ней с учетом взаимодействия заряженных
частиц с веществом корабля и элементами магнитной защиты (комбинированная защита
полем и веществом);
-определение величины ослабления и доз за магнитной защитой выбранной
конфигурации для характерных спектров ГКЛ и СКЛ при заданной величины магнитной
индукции поля и распределения масс корабля и магнитной защиты;
Задача 2:
- проработка возможности создания аналога ГМП на межпланетных кораблях и
особенностей использования такого аналога на околоземных пилотируемых объектах
(станциях) с целью избежать нежелательного воздействия на их экипажи колебаний уровня
ГМП на борту;
- разработка подходов к нормированию сверхширокополосных ЭМП и принципов
построения аппаратуры для мониторирования сверхширокополосных ЭМП на борту
3
космических объектов; корректировка подходов к испытанию аппаратуры, предназначенной
для установки на борт, с акцентом на необходимость суммирования уровней от всех
источников ЭМП по всему излучаемому спектру и учета электромагнитного «эха» в корабле.
Задача 3:
-анализ возможности использования собственного теплового радиоизлучения тканей и
органов для изучения влияния моделируемых факторов космического полета на организм
человека;
- анализ теоретических основ метода радиотермометрии и возможностей его
совершенствования;
- эксперименты и их результаты;
- оценка целесообразности применения радиотермометрии и акустотермометрии в
межпланетном полете и на лунной базе.
Задача 4:
-анализ методов определения характеристик пучков заряженных частиц при
проведении радиобиологических и радиационно-физических экспериментов на ускорителях;
-разработка метода определения характеристик пучков по зависимости интенсивности
излучения Вавилова-Черенкова (ИВЧ) от фазовой скорости света; исходные уравнения,
математические проблемы и их решение, физико-технические вопросы измерений;
-проработка возможности использования дисперсии света в радиаторах ИВЧ для
определения характеристик пучков и одиночных импульсов (сгустков) частиц, а также
характеристик сгустков частиц внутри этих импульсов;
-анализ возможности использования разработанных методов для определения
характеристик потоков тяжелых заряженных частиц.
Научная новизна. Разработаны в качестве первого приближения методы расчета доз за
магнитной защитой без учета взаимодействия с веществом.
Разработан обратный траекторный метод расчета ослабления потоков ГКЛ и СКЛ
магнитной защитой и определения доз в фантоме за ней с учетом взаимодействия заряженных
частиц с веществом корабля и элементами магнитной защиты (комбинированная защита
полем и веществом). Метод основан на расчете траекторий частиц, стартующих из
интересующего микрообъема фантома во внешнее пространство и набирающих энергию в
веществе до момента их выхода из защиты с последующим «сшиванием со спектром частиц в
космосе. Он позволяет определять величины поля магнитной защиты заданной конфигурации
для характерных спектров ГКЛ и СКЛ при параметрическом задании величин предельно
допустимых доз за полет, распределения масс корабля и элементов магнитной защиты.
Наряду с уже известным вариантом магнитной защиты («коаксиал» с полем B ~ 1/r, где
r – вектор-радиус) предложен вариант защиты с полем B = const, отличающийся рядом
достоинств.
Проработана возможность создания аналога ГМП на борту межпланетных кораблей и
возникающие при этом вопросы и требования. Показано, что такая система не будет обладать
ни значительной массой, ни заметным потреблением энергии. Подобные системы можно
использовать также на околоземных пилотируемых объектах (станциях) для поддержания
постоянства модуля магнитного поля на борту, что позволит избежать нежелательного
воздействия на экипажи колебаний уровня ГМП в обитаемом объеме вследствие изменения
геомагнитных координат объектов и процессов в магнитосфере.
Разработана методика определения уровней воздействия сверхширокополосных ЭМП.
Показана некорректность в случае воздействия сверхширокополосных ЭМП мнения, что если
выполнены требования по электромагнитной совместимости (ЭМС), то заведомо выполнены
4
требования безопасности для человека.
На этой основе разработаны принципы построения аппаратуры для нормирования
сверхширокополосных ЭМП, причем не только в космосе. Предложено при испытаниях
аппаратуры на ЭМС (во всяком случае, той, которая предназначается для использования на
борту пилотируемых объектов) оценивать также ее «совместимость с человеком» и учитывать
при этом наличие электромагнитного «эха» в интерьерах корабля. Необходимо при поставке
на борт учитывать суммарный уровень от всех бортовых источников по всему спектру.
Разработаны методы радиотермометрии на основе регистрации собственного теплового
радиоизлучения соответствующих сред применительно к изучению влияния моделируемых
факторов космического полета на организм человека. Проработаны теоретически
возможности использования корреляционных измерений для определения распределения
температуры и электрофизических характеристик сред (в том числе, биологических) по
глубине.
Впервые радиотермометрия использована для определения температурных сдвигов при
изучении влияния моделируемых факторов космического полета на организм человека.
Разработан метод определения характеристик пучков по зависимости интенсивности
ИВЧ от фазовой скорости электромагнитных волн в радиаторе, отличающийся рядом
достоинств. Предложено использовать дисперсию света в радиаторах ИВЧ для
неразрушающего определения характеристик потоков частиц, одиночных импульсов
(потоков) частиц и характеристик потока частиц внутри посылок. Проведена теоретическая
разработка этого метода и показана реальность осуществления такой возможности, в
особенности, для измерения мощных радиационных полей.
Проанализирована возможность использования разработанных методов для
неразрушающего определения характеристик потоков электронов и тяжелых заряженных
частиц ускорителей (медицинских, исследовательских и других).
Теоретическая и практическая ценность работы.
Разработка методов расчета доз за магнитной защитой без учета взаимодействия с
веществом и обратного траекторного метода нахождения распределения доз за магнитными
полями разной конфигурации с учетом замедления и ослабления ГКЛ и СКЛ в веществе
корабля и элементов магнитной защиты является вкладом в теоретические основы
дисциплины «физика защиты». Обратный траекторный метод позволяет находить
обобщенные параметры комбинированной защиты с существенно большей эффективностью
по сравнению с прямым методом и найдет дальнейшее применение при расчете будущих
конкретных вариантов магнитной защиты.
Практический интерес, как частность при разработке обратного траекторного метода,
представляет предложенная методика нахождения энергии частицы по заданному ее пути в
веществе итерациями интегралов от ионизационных потерь по методу Ньютона, что
позволяет унифицировать вычисления и исключить использование приближенных неточных
формул или интерполяции по таблицам пробегов частиц с разными атомными номерами Z.
Практическую ценность имеет проработка возможности создания системы для
имитации геомагнитного поля на борту межпланетных кораблей и вывод, что она будет
обладать приемлемой массой и энергопотреблением.
При орбитальном полете изменения уровня ГМП на борту приводят к нежелательному
воздействию на сердечно-сосудистую систему членов экипажа. Практический интерес
представляет предложение стабилизировать модуль геомагнитного поля на борту, что
упрощает дело и позволяет ограничиться одной стабилизирующей магнитной системой,
подобной системе для межпланетных кораблей.
5
Разработан теоретический подход к определению уровней воздействия
сверхширокополосных ЭМП и поставлен вопрос о необходимости изучения наличия порога
по амплитуде составляющих спектра (или его отсутствия) для таких случаев.
Показана некорректность в случае воздействия сверхширокополосных ЭМП
распространенного мнения, что если выполнены
требования по электромагнитной
совместимости аппаратуры (ЭМС), то заведомо выполнены требования безопасности для
человека. Необходимо при испытаниях аппаратуры на ЭМС одновременно анализировать ее
биоэлектромагнитную совместимость. Этот вывод также имеет практическое значение.
Имеют также практическую ценность:
-принципы построения аппаратуры для нормирования сверхширокополосных
электромагнитных полей;
-требование учитывать наличие электромагнитного «эха» в интерьерах корабля;
-требование при поставке на борт аппаратуры, являющейся источником ЭМП,
учитывать суммарный уровень ЭМП от всех имеющихся бортовых источников по всему
спектру.
Разработаны
теоретические
подходы
к
принципиальной
модификации
корреляционного метода радиотермометрии, что позволит определять распределение
электрофизических характеристик тканей по глубине и на этой основе повысить точность
определения распределения глубинной температуры. Кроме того, знание электрофизических
свойств сред важно для оценки их состояния.
Показана целесообразность применения радиотермометрии для изучения влияния
моделируемых факторов космического полета на организм человека, а также в межпланетном
полете и при работе на лунной базе.
Разработаны теоретические основы метода определения спектров пучков, создаваемых
мощными источниками частиц (ускорителями и др.), по зависимости интенсивности
излучения Вавилова-Черенкова от фазовой скорости электромагнитных волн в радиаторе.
Проведены эксперименты, показавшие эффективность метода.
В одном из вариантов метода предложено для диагностики пучков использовать
явление дисперсии света, которое, принято считать мешающим в черенковских методах. В
предложенном варианте оно впервые оказывается «дружественным» и позволит
неразрушающим способом определять спектр энергий не только пучков частиц, но спектр
энергий одиночного импульса (потока) и спектр внутри этого импульса.
Предложенный метод важен для решения многих практических задач, возникающих
при использовании ускорителей в радиационно-физических и радиобиологических
исследованиях, в промышленных и инспекторских целях (радиационная обработка,
просвечивание, контроль грузов) и в медицине (онкология).
Научная апробация работы.
Основные положения диссертации докладывались и обсуждались на многих
конференциях и семинарах, среди которых следует упомянуть:
Международный Конгресс по защите от космического излучения и излучения
ускорителей, Женева, Центр. Европ. Институт ядерных исследований, CERN –71-16, 1971.
Всесоюзные конференции по разработке и применению ускорителей 1972,1974,1975 гг.
3-е Всесоюзное совещание по применению ускорителей в народном хозяйстве.
Ленинград, 26-28.06.1979.
II-й Международный Симпозиум и II-е Сисакяновские чтения. Москва – Дубна 29.051.06.01. Дубна, ОИЯИ.
1-й Международный Конгресс “Слабые и сверхслабые поля и излучения в биологии и
6
медицине”. С-Пб, 16-19.06.1997.
XI и XII конференции по космической биологии и авиакосмической медицине. Москва.
ГНЦ РФ-ИМБП РАН. 2000 и 2002 гг.
Second Colloquium COSPAR “Radiation safety for manned mission to Mars”, 29.09-0110.2003, Dubna, Russia.
Российский Национальный Комитет по защите от неионизирующих излучений, 20042005 гг.
II-й Международный Аэрокосмический Конгресс. Москва. 31.08.- 5.09.1997
2-я Международная Конференция «Радиоэлектроника в медицинской диагностике:
оценка функций и состояния организма». Москва. 23-26.09.1997. С. 32-35.
III-я Международная Научно-техническая Конференция «Физика и радиоэлектроника в
медицине и биотехнологии» ФРЭМБ’98. 17-19.06.1998. Владимир.
3-я Междунар. Конф. «Радиоэлектроника в медицинской диагностике». Москва. 29.0901.10.1999 г.
4-th Int. Workshop on Space Rad. Res. and 17-th Annual NASA Space Rad. Health Inv.
Workshop. Moscow-St. Peterburg. 5-9.06. 2006.
Междунар. Конф. «П.А. Черенков и современная физика» (к столетию со дня
рождения). Москва. Физический институт им. Лебедева РАН. 22-25.06.2004.
XIX Всероссийская конференция по ускорителям (RuPAC 2004), Дубна, 4 – 9 октября
2004.
Int. Conf. “Electromag. Field: Biolog. Effects and Hygien. Stand.”, Moscow. 18-22.1998.
Всесоюзные семинары по сверхпроводимости, 1984-85 гг., Курчатовский Институт.
Всесоюзные конференции по защите и дозиметрии, Всесоюзные и российские
конференции с международным участием по воздействию электромагнитных полей на
человека и биологические объекты.
Конференции по активной защите в МИФИ, В ЦНИИмаш, в ИМБП, 70-80 гг.
Всего по тематике опубликовано 38 работ, в том числе первая в мире монография
«Активная защита космических кораблей», Атомиздат, 1970 и глава 7 «Избранные вопросы
теории
биологического
действия
электромагнитных
полей»
в
монографии
«Электромагнитные поля и здоровье человека» / Под общей ред. Ю.Г. Григорьева. Изд-во
РУДН. 2002.
Из них 9 в рецензируемых журналах и 14 – в Трудах Международных, Всесоюзных иРоссийских конференций.
ПОЛОЖЕНИЯ, ВЫНОСИМЫЕ НА ЗАЩИТУ
1. Теоретические основы и методики для определения защитных характеристик
магнитных полей различных конфигураций от галактических космических лучей (ГКЛ) и
солнечных космических лучей (СКЛ) без учета их взаимодействия с веществом.
2. Обратный траекторный метод расчета ослабления потоков ГКЛ и СКЛ магнитной
защитой и определения доз в фантоме за ней с учетом взаимодействия заряженных частиц с
веществом корабля и элементами магнитной защиты (комбинированная защита полем и
веществом). Частицы стартуют из интересующего микрообъема фантома, оставляя в этом
микрообъеме энергию и набирая ее при движении в веществе, взаимодействуют с магнитным
полем и выходят из защиты, после чего имеет место «сшивание» со спектром частиц в
космосе.
7
3. Оценки энергии частиц ГКЛ, которых необходимо полностью отклонять магнитным
полем от защищаемого объема (энергия отсечки) для снижения доз до предполагаемых в
межпланетном полете значений.
4. Создание искусственного ГМП на борту межпланетных кораблей с использованием
специальных магнитных систем. Показано, что такие системы будут обладать сравнительно
небольшой массой и энергопотреблением.
5. Предложение поддерживать постоянство модуля магнитного поля при околоземных
пилотируемых полетах с помощью магнитных систем, управляемых магнитометром в
обитаемом объеме, для устранения нежелательных эффектов воздействия на экипажи
вариаций уровня ГМП на борту. Рассмотрена зависимость от времени токов в магнитной
системе для орбит с разными углами наклона, оценено энергопотребление таких систем.
6. В связи с перспективами резкого возрастания, особенно, на межпланетном корабле и
на лунной базе, количества систем и аппаратуры, создающих при своей работе
широкополосный фон ЭМП, предложено нормировать этот фон как излучение множества
виртуальных источников.
7. Использование радиотермометрии при исследованиях воздействия на организм
моделируемых факторов космического полета. Полученные впервые данные говорят в пользу
дальнейшей разработки методов и аппаратуры радио - и акустотермометрии и ее применения
в исследованиях, в отборе, при тренировках и в качестве бортовой аппаратуры межпланетных
кораблей и на лунной базе.
8. Методы определения распределения скоростей частиц в пучках ускорителей на
основе излучения Вавилова-Черенкова применительно к радиобиологическим и радиационнофизическим экспериментам в целях обеспечения радиационной безопасности человека в
космосе. Методы практически не разрушают пучок и позволяют определять и регулировать
его параметры, не прекращая облучения объекта.
CОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Во Введении обоснована актуальность работы, сформулированы ее цели и задачи и дан
краткий обзор ее содержания. Рассматриваются новые проблемы, возникающие в
обеспечении безопасности экипажа от воздействия окружающей среды при межпланетном
космическом полете и на лунной базе. Основными особенностями воздействия окружающей
среды (включая среду самого корабля) в этих условиях являются:
1. Воздействие потоков ГКЛ и СКЛ, которые в межпланетном пространстве
существенно выше, чем в околоземном;
2. Длительное пребывание в межпланетном магнитном поле, напряженность которого
на три и более порядков ниже привычного геомагнитного поля.
К этому добавляется воздействие на экипаж электромагнитных полей систем и
аппаратуры межпланетного корабля и лунной базы на гипомагнитном фоне и на фоне
воздействия ГКЛ и СКЛ.
Работа разделена на четыре части, объединенные проблемой радиационной
безопасности межпланетного полета и работ на лунной базе.
В первой главе анализируются возможности использования так называемой активной
защиты межпланетного корабля с помощью электрических и магнитных полей, отклоняющих
заряженные частицы от обитаемых отсеков. Опасности от жесткого электромагнитного
излучения (гамма - лучей, рентгеновского излучения и т.п.) в космосе нет. Показано, что
единственно возможным перспективным вариантом активной защиты от ГКЛ и СКЛ является
8
защита магнитным полем. Рассмотрены возможные принципиальные варианты магнитных
систем, выбран наиболее перспективный, по нашему мнению, тип магнитной защиты (МЗ) –
варианты тороидального соленоида.с двумя разными распределениями магнитного поля
внутри (поле B, спадающее как 1/r, где r – радиальная координата в цилиндрической системе
координат, и поле В = const.). Разработан метод обратного траекторного расчета
радиационной обстановки за магнитным полем и доз в фантоме человека с учетом
взаимодействия заряженных частиц с веществом корабля и собственно защиты (т.е. по сути
для комбинированной защиты полем и веществом). Выполнены параметрические расчеты
величины магнитного поля, необходимого для снижения потоков ГКЛ и СКЛ до различных
предполагаемых предельно допустимых уровней облучения. Подчеркивается, что параметры
магнитной защиты определяются свойствами материалов (сверхпроводящих и
конструкционных) и криогенными технологиями, которые совершенствуются, в то время как
параметры пассивной защиты определяются неизменяемыми ядерными константами.
Вторая глава посвящена электромагнитным факторам на борту межпланетных и
околоземных пилотируемых космических аппаратов и возможности защиты экипажей от их
воздействия. Рассматриваются возможности создания искусственного ГМП на борту
марсианского корабля и лунной базы и связанные с этим вопросы. Приводятся краткие
литературные данные по воздействию гипомагнитных условий на биообъекты и человека.
Рассматриваются также особенности режима возможных магнитных систем для компенсации
переменного уровня ГМП на борту при околоземных полетах. Анализируются особенности
нормирования ЭМП с широкополосным спектром и проблема биоэлектромагнитной
совместимости бортовой аппаратуры в пилотируемых полетах.
В третьей главе рассматриваются методы радиотермометрии при изучении влияния
моделируемых факторов космического полета на организм человека и контроля его состояния
в дальнем космосе. Анализируются теоретические и практические вопросы
радиотермометрии и акустотермометрии. Уделено внимание получению профиля глубинной
температуры среды с помощью корреляционных измерений. Анализируются возможности
использования собственного радиоизлучения организма человека (радиотермометрия и
интроскопия, теория и методы) при изучении влияния на него моделируемых факторов
космического полета.
Приводится описание аппаратуры и методик, разработанных совместно с член-корр.
В.С. Троицким и др. (НИРФИ), и результаты ряда экспериментов, выполненных в ИМБП по
исследованию воздействия некоторых моделируемых факторов космического полета. Ряд
результатов получен впервые. Рассматривается возможность применения методов акусто- и
радиотермометрии в межпланетных полетах и на лунной базе для контроля за состоянием
экипажа.
В четвертой главе анализируются вопросы диагностики и мониторирования пучков
ускорителей при проведении радиобиологических и радиационно-физических экспериментов.
Рассматривается метод определения параметров (характеристик) пучков по зависимости
интенсивности ИВЧ от фазовой скорости электромагнитных волн в оптическом диапазоне.
Метод является практически неразрушающим. Он может быть применен для нахождения
распределения скоростей заряженных частиц в пучках, в том числе, высокоинтенсивных,
причем при произвольном и неизвестном угловом распределении, что исключено при
использовании других методов.
Особо выделяется вариант метода, основанный на использовании зависимости
скорости электромагнитной волны (и, соответственно, порога ИВЧ) в оптическом диапазоне
от ее длины, т.е. на дисперсии света. Дисперсия света, вообще говоря, осложняет применение
9
черенковских методов. Здесь дисперсия впервые оказывается «дружественным» явлением и
позволяет в принципе находить распределение частиц по скорости в одиночном импульсе
ускорителя, а при выполнении некоторых требований – и внутри этого импульса.
Неразрушающее измерение распределения частиц по энергии в пучках представляется весьма
важным и в более общем плане - для контроля процессов облучения в промышленности и в
медицине.
Первая глава - активная защита космических кораблей при межпланетных полетах.
Во Введении к главе 1 анализируются общие вопросы подхода к обеспечению
радиационной безопасности экипажа и других живых систем в межпланетном (дальнем)
полете и при работе на лунной базе.
Потоки СКЛ и, в особенности, потоки ГКЛ в межпланетном пространстве существенно
выше, чем в околоземном. Энергия и, соответственно, пробеги в веществе ГКЛ и СКЛ велики.
Сугубо специфическим при дальнем полете будет воздействие тяжелых ионов ГКЛ с
высокими значениями линейной передачи энергии (ЛПЭ) и с весьма высокой поражающей
способностью.
На экипаж в дальнем и длительном полете будут воздействовать, кроме
ионизирующего излучения (в том числе и от ядерно-энергетической установки, если она
будет на борту), и другие неблагоприятные факторы. Это необходимо учитывать и снижать
уровень облучения космонавтов ионизирующим излучением.
В литературе имеется понимание, что физическая защита от облучения, прежде всего,
должна основываться на специальной компоновке корабля. Обитаемые отсеки марсианского
корабля должны быть максимально укрыты от СКЛ и ГКЛ его системами и оборудованием, а
также рабочим телом двигателей. Неоднократно рассматривалась возможность
дополнительной защиты экипажа от СКЛ с помощью специального убежища с повышенной
толщиной вещества. Однако его масса, даже при отсутствии минимального комфорта в нем и
при сравнительно немногочисленном экипаже (5-7 человек), может оказаться значительной.
Кроме того, возможно совпадение во времени солнечного события (вспышки) и
необходимости тех или иных действий по управлению кораблем или же по ликвидации
неисправностей, что исключит пребывание в убежище, по крайней мере, части экипажа.
Проблему облучения экипажа тяжелыми ионами ГКЛ наличие убежища не решает.
Поток ГКЛ будет практически постоянен во время полета.
Один из возможных путей обеспечения радиационной безопасности будущих
пилотируемых длительных и дальних космических полетов состоит в защите от ГКЛ и СКЛ с
помощью электромагнитных полей, отклоняющих заряженные частицы от обитаемых отсеков
космического корабля.
Рассматриваются варианты активной защиты, которые можно было бы применить в
межпланетном космическом полете. Оба типа электростатической защиты (и вакуумная, и
диэлектрическая) непригодны для этой цели. Принципиальное возражение - опасность
облучения экипажа электронами (например, при пробое или из-за автоэлектронной или же
вторичной эмиссии и т.п.), ускоренными до высоких энергий электрическим полем защиты.
При этом электроны, пройдя сквозь корабль, будут заторможены полем защиты с другой
стороны и
после этого вновь ускорены, причем этот процесс может повторяться
неоднократно. Упоминается о технических трудностях создания полей с разностью
потенциалов в сотни миллионов вольт и о габаритах такой защиты. Поэтому в дальнейшем
рассматривается идея защиты от заряженных частиц ГКЛ и СКЛ с помощью магнитных
полей.
10
Работы по сверхпроводящей магнитной защите (МЗ) одновременно развивались и в
США, и в СССР (ИМБП, ЦНИИмаш, НИИЯФ МГУ). В работах исследователей из США
максимальная энергия частиц, которые не должны проникать в защищаемый объем (энергия
отсечки), выбиралась из не вполне ясных соображений и, как оказалась, была неоправданно
высокой.
В работах лаборатории активной защиты ИМБП, возглавлявшейся тогда соискателем,
подходы к выбору конфигурации и параметров МЗ были основаны на расчетах уровней
радиации за ней и нахождении таких величин магнитного поля, при которых бы эти уровни
снижались бы до тех или иных регламентированных величин.
Конфигурации МЗ можно разделить на два типа, а именно (Труханов и др., 1969, 1970):
- объект защищен только с помощью магнитного поля;
- магнитное поле используется совместно с пассивной защитой веществом.
В системах первого типа существуют зоны, полностью запрещенные для движения
частиц с энергией, меньшей некоторой энергии (энергии отсечки), а также зоны, частично
разрешенные для движения частиц с большими энергиями в конусе разрешенных
направлений. В системах второго типа полностью запрещенных зон не существует, однако
если перекрыть с помощью вещества некоторые направления, такие зоны возникнут.
Почти все магнитные системы первого типа (например, витки и диполи) неприемлемы
в качестве МЗ, поскольку они создают в обитаемом объеме сильное магнитное поле, которое
будет нежелательным образом воздействовать как на экипаж, так и на аппаратуру и системы
корабля. Необходима также возможность выхода из защищаемого объема без отключения
МЗ.
В Введении обращается внимание на то, что задачу о нахождении потока заряженных
частиц за МЗ, даже если в областях, занятых веществом, магнитное поле отсутствует,
невозможно свести к двум раздельным задачам: 1) к расчетам отклонения потока частиц
магнитным полем без учета вещества и 2) к расчету ослабления потока заряженных частиц
веществом корабля и защиты без учета магнитного поля. Это объясняется тем, что конус
разрешенных направлений для частицы, вышедшей из вещества и вновь попавшей в
магнитное поле, из-за энергетических потерь в веществе более узок, чем начальный. Если
направление движения частицы лежит вне этого нового конуса, частица будет возвращена в
магнитную систему и захвачена в ней, что применительно к МЗ было впервые показано в
работе (Труханов и др., 1969).
Захват является принципиально важным явлением в системах с магнитным полем и
веществом.
Если создавать МЗ, то она в идеале должна обеспечивать радиационную безопасность
не только от СКЛ, но и от ГКИ, причем всего обитаемого отсека, позволяя работать в нем
постоянно и независимо от условий во внешней среде.
В настоящее время характеристики имеющихся сверхпроводников и конструкционных
материалов, а также технологии еще недостаточны для создания полноценной МЗ.
Недостаточно разработаны для космоса и вопросы криогеники. Однако намечающиеся успехи
в разработке этих вопросов, в частности, на основе нанотехнологий, позволяют надеяться на
прорывы в этих и других областях.
Даже в случае создания сверхпроводников с рабочей температурой, близкой к
температуре космического пространства, масса МЗ будет определяться не только их массой,
но и массой конструкции, компенсирующей пондеромоторные силы в системе. Ее величина в
любом случае весьма заметна. Пренебрегать этим при оценках эффективности МЗ и не
учитывать дополнительную защиту от заряженных частиц веществом силовой конструкции и
11
сверхпроводников представляется неоправданным. По сути дела речь должна идти о
комбинированной защите магнитным полем и веществом. Часть вещества используется для
создания магнитного поля, существенно повышающего эффективность защиты.
В п. 1.1 рассматриваются методы определения радиационной обстановки за магнитной
защитой. В настоящее время эти методы можно разделить на два класса.
Первый основан на некоторой модификации известного метода Штермера (Störmer,
1955), разработанного для нахождения характеристик потоков заряженных частиц в поле
земного диполя. Он сводится к определению областей пространства, где существуют (или же
отсутствуют) решения дифференциального уравнения, описывающего движение частиц с
заданными зарядами и заданными начальными векторами скорости в магнитном поле
заданной конфигурации. В соответствии с теоремой Лиувилля плотность потока частиц в
разрешенной области или в конусах частично разрешенных областей равна потоку на
бесконечности. При вычислениях используется гамильтонов формализм.
Этот метод дает лишь первое (а точнее сказать – нулевое) приближение к обстановке за
комбинированной защитой, поскольку в нем весьма затруднительно, а большей частью
вообще невозможно учесть взаимодействие с веществом. Однако даже сейчас он все же
представляет интерес, так как позволяет получить некоторое представление о защитных
характеристиках той или иной системы и сопоставить их между собой.
Второй метод, развитый в наших работах, основан на нахождении и последующем
анализе траекторий заряженных частиц с заданной энергией, в заданном магнитном поле и
при заданном распределении вещества. При наличии магнитного поля невозможно заранее
предсказать, пройдет ли частица, входящая в МЗ и «пробивающая» ее (а именно такие
частицы определяют радиационную обстановку в защищаемом объеме) через интересующую
точку (вернее, микрообъем) фантома. Большая часть машинного времени при обычном методе
расчета «из пространства в фантом» будет затрачиваться бесполезно.
Поэтому нами в соавторстве был предложен (Вайнберг и др, 1978 г.) и развит
(Trukhanov, Kondratiev , 2003, Trukhanov , 2006) другой метод –обратный траекторный.
Пусть в момент времени t = 0 в интересующей точке фантома (в его микрообъеме)
находится частица с заданным импульсом p (и, соответственно, энергией Т). Интегрирование
уравнения движения частицы производим для времени t <0. При этом частица двигается
в обратную сторону по своей реальной траектории и ускоряется в тех областях, где
имеются энергетические потери (знак перед тормозящей силой меняем на обратный).
Направление магнитного поля меняем также на обратное. Для каждого значения p или Т
находится величина ионизационных потерь dT/dx в интересующей точке (микрообъеме)
фантома для вычисления вклада в дозу (поглощенную и/или эквивалентную). Иными
словами, частица с заданным импульсом (или начальной энергией) стартует в некотором
заданном направлении из заданной точки (микрообъема) фантома, оставляя в нем некую
энергию, набирает дополнительную энергию, двигаясь в веществе, и выходит из интерьера
корабля в МЗ. Первая возможность - частица, набрав в веществе защиты дополнительную
энергию, «пробивает» магнитное поле и выходит на внешнюю поверхность МЗ, после чего
частицу с набранной энергией «сшивают» со спектром ГКЛ или СКЛ. Соответственно,
«сшивают» и ее дозовый вклад в фантоме. Вторая возможность – магнитное поле направляет
частицу в вещество, перекрывающее разрешенные направления в системах второго типа. В
первом приближении можно считать, что расчет на этом заканчивается. Третья возможность –
магнитное поле возвращает частицу в интерьер корабля, она вновь проходит сквозь него и
входит в МЗ, но с другой стороны. Прослеживание траектории продолжается до тех пор,
пока: а) частица не «пробьет» защиту; б) ее энергия не достигнет некоторых предельных
12
значений, выше которых можно считать, что число таких частиц в спектре, а стало быть, и их
вклад в дозу пренебрежимо мал; в) частица попадает в вещество, перекрывающее
разрешенные направления в системах второго типа. При расчетах происходит перебор
направлений старта частиц с разными импульсами или энергиями и атомными номерами Z,
характерными для рассматриваемых спектров. Процесс повторяется для каждой
интересующей точки (микрообъема) фантома. Он иллюстрируется на примере расчета
траекторий в системе магнитной защиты «коаксиал», рассматриваемой более подробно в
следующем п.1.2.
6
4
1
4
2
3
3
5
4
4
1
8
7
Рис. 1. Траектории заряженных частиц при отрицательном времени. 1 – магнитная
защита «коаксиал» (разрез), 2 – обитаемый объем, 3 – переходные отсеки, 4 – вещество
корабля, 5 – шаровой фантом, 6 – 7 – прямое попадание частиц в фантом, 8 – попадание
после захвата.
Значение потока в интересующей точке в единицу телесного угла находится либо
непосредственным вычислением фазового объема, либо с помощью интеграла
кинетического уравнения (Морозов, 1972), если тормозящую силу можно представить в
виде произведения двух сомножителей, один из которых зависит только от скорости
частицы, а второй – от ядерных свойств вещества и его распределения. После того, как
траектория системы, проходящая через выделенную точку, рассчитана до границы поля и
вещества, можно определить поток в этой точке по граничным данным.
Предложенную схему расчета возможно в принципе усовершенствовать и учитывать
не только ионизационные потери, но и катастрофические взаимодействия (например;
ядерные), а также другие ситуации (рассеяние и т.д.).
В п. 1.2. рассматриваются варианты магнитной защиты.
После анализа возможных конфигураций защиты за основу была взята конфигурация
магнитного поля в виде двух бесконечно-длинных сверхпроводящих цилиндрических
13
сверхпроводников (труб) радиуса r1 (внутренняя) и r2 (внешняя) со встречными токами
(Brown, 1961). В упомянутой работе зазор между трубами был выбран таким, чтобы поле в
нем было близко к однородному. Траектории заряженных частиц в однородном поле, как
известно, имеют вид отрезков окружности, что позволяет упростить расчеты. Однако для
этого необходимо выполнить условие (r2–r1)<<r2, что приводит к резкому росту
пондеромоторных сил в системе.
а
б
Рис 2. Магнитная защита «коаксиал»: а – первый тип; б – второй тип.
Если же указанное условие не выполняется, то магнитное поле в системе спадает по
радиусу как 1/r, и при больших значениях r2 эффективность его, как защиты, уменьшается.
В связи с этим нами в п.1.2 рассматривается возможность создания однородного поля в
тороидальном соленоиде добавлением сверхпроводников между r1 и r2 (Trukhanov, 2006) .
Пусть магнитное поле на внутреннем радиусе r1 магнитной системы равно B0 (Тл). Для
того, чтобы на радиусе r1≤ R< r2 , где R в м, величина магнитной индукции составляла бы попрежнему B0 (Тл), необходимо, чтобы плотность тока i(r) в МА/м2 удовлетворяла уравнению:
R
r
0,2
2ri (r )dr  B0 1  B0

R r1
R
(1.1),
После простейшего преобразования (1.1) и дифференцирования по R получим:
i( R)  B0 / 0,4R
(1.2)
Полная величина тока на r1 в МА составит 5·B0·r 1 , а на r2 составит 5·B0·r2 .
Внутри системы дополнительно к току на r1 потребуется ток 5·B0·(r2 -r1). Ток на r2
также возрастет, что увеличит массу сверхпроводника. Более сложной будет выглядеть
конструкция и сборка сверхпроводящей системы. Кроме того, с пондеромоторными силами
придется иметь дело не только на r1 и r2 , но и внутри системы.
Однако такая магнитная система (коаксиал второго типа) имеет достоинства. У нее
меньшие габариты по сравнению с габаритами коаксиала с полем l/r (коаксиал первого типа),
имеющим такую же энергию отсечки. Ее надежность будет выше.
В реальном случае длина системы может быть невелика, а сама она выполнена из
отдельных сверхпроводящих кабелей. Не очевидно, каким в этом случае будет в ней
распределение поля, в особенности, вблизи торцов, и насколько будет «провисать» поле
внутрь защищаемого объема и на внешнюю поверхность магнитной защиты. Поэтому был
предварительно проведен расчет магнитного поля для системы из n рамок конечной длины
для разных значений n. Поскольку сверхпроводник второго рода должен работать в МЗ в
14
напряженном режиме, в первом приближении было принято, что он ведет себя как обычный
проводник.
Поле в заданной точке (x1, y1, z1) находили как сумму вкладов от n прямоугольных
витков, вращая плоскость прямоугольного витка вокруг оси этой системы. Расчеты показали,
что поле в защищаемом объеме и на торцах, а также на внешней поверхности коаксиала
становится пренебрежимо малым при n > ~2·102. С увеличением n зависимость поля от
радиуса все ближе и ближе к зависимости типа l/r вплоть до областей, очень близких к
торцам. Соответственно, при этом упрощаются вопросы работы внутри защищаемого объема,
выхода из него через торцы, а также работы на внешней поверхности при внекорабельной
деятельности. При выходе из строя одной и более рамок «провисание» поля растет, но не
сильно. В реальном случае сверхпроводящей системы это может быть еще менее заметно,
поскольку соседние секции должны «подхватить» магнитное поле вышедшей из строя рамки.
Полученные результаты можно отнести и к коаксиалу второго типа.
В п. 1.3 проведен предварительный анализ защитных характеристик вариантов
коаксиала с использованием модифицированного метода Штермера.
Как было показано в п. 1.2 , поле коаксиала первого типа с ограниченными размерами
при большом числе рамок эквивалентно полю бесконечно- длинной системы двух труб. В
цилиндрической системе координат его векторный потенциал имеет только один компонент
Az = (- μ0∙I·ln(r/r2))/2π, где μ0 - магнитная постоянная, I – ток на r1.
Следуя нашим работам (Труханов и др, 1970а, Труханов и др., 1970б) запишем
функцию Лагранжа (υ–скорость частицы, e–ее заряд):
 Je r
v2
(1.3)
L  mc 2 1  2  v 0 ln
2
r2
c
Так как она не зависит от координат φ и z, то соответствующие компоненты
обобщенного импульса Pz и Pφ являются интегралами движения. Кроме того, интегралом
движения является |р| , так как потери энергии частицы в веществе не учитываем. Аz= 0 при
r ≥r2, поэтому Pz = pZ0 при входе частицы в магнитное поле. Соответственно внутри системы:
 Je r
p  0 ln  p z 0
(1.4)
z
2
r2
Границы области, недоступной для заряженных частиц, задаются условием:
 Je
r
(1.4а)
pz2  p02  p 2  p2 , или ( 0 (ln )  p0  cos 0 ) 2  1  0 , где cos θ0 = pz0 /p0.
2
r2
Наименьший корень уравнения (1.4а) равен:
ln
r
 2 ( p0  p z 0 ) / 0 Ie
r2
(1.5)
Глубже всего проникают частицы, у которых pz0 = p0 = p. Поэтому, для того чтобы они
не попадали в защищаемый объем, необходимо, чтобы выполнялось условие:
 4p 
r1  r2 exp 
(1.6)

  0 Je 
Рассмотрим теперь защитные характеристики коаксиала второго типа, т.е. с полем, не
зависящим от координаты r. Векторный потенциал можно записать как Az   B0 (r  r2 ) .
Проведя такие же вычисления, как и выше, получим: r1  r2  2 p0 / eB0 .
Далее в предположении, что размер объекта (фантома) много меньше ионизационного
15
пробега, оказывается возможным аналитически вычислить величину потока в заданной точке
(или усредненного по защищаемому объему) для обоих типов МЗ коаксиал (но без учета
торцов системы и захвата частиц), причем единым образом. В результате соответствующих
вычислений получено, что поток Ф в точках r < r1, нормированный на единицу, имеет вид:
Ф = 1- ν,
(1.7)
где ν = p макc / p как для однородного, так и для неоднородного поля 1/r , но с
соответствующими значениями p макс.
При незначительном превышении p по сравнению с p макc поток растет медленно. Даже
при p/p макc = 2 поток все еще ослаблен вдвое, что существенно.
В заключительной части п. 1.3 оба типа МЗ «коаксиал» сопоставляются между собой
по некоторым параметрам.
Пусть r1 = 2 м, r2 = 3, 95 м, энергия отсечки по протонам То = 800 МэВ. Для
однородного поля B0 = 5,0 Тл. Для поля 1/r величина B1 на радиусе r1 составит ~ 7 Тл.
Магнитное давление, пропорциональное квадрату величины магнитной индукции, будет на r1
почти в два раза выше, а сверхпроводник будет работать в более тяжелых условиях, что
потребует снижения плотности тока и увеличит массу сверхпроводящей системы.
Теперь для тех же величин r1 и r2, что и выше, и для B0 на r1 , равной 5 Тл для обоих
типов коаксиала, найдем энергии отсечки протонов. Для однородного поля имеем То = 800
МэВ (исходная величина для предыдущего расчета); для поля 1/r имеем То=453 МэВ, т.е. на
43,4% меньше. Это существенно снижает эффективность защиты.
Еще одно сравнение: какая величина r2 потребуется при заданных То, r1 и B0. Для
однородного поля, равного на r1 5 Тл, r2 по протонам составляет 3,95 м при энергии отсечки
800 МэВ. Для неоднородного (коаксиал первого типа) r2 = 5,27 м (на 33,4% больше).
Таким образом, коаксиал второго типа с однородным полем является в плане защиты
более выгодным вариантом. Следует, однако, подчеркнуть, что суммарный ток коаксиала
второго типа на r2 существенно выше тока на r1. Так, при принятых выше значениях обратный
ток на r2 составит 100 МА, а к току 50 МА на r1 прибавится равный ток в зазоре.
В заключение п. 1.3 рассматривается вопрос: не окажется ли более выгодной с такой
величиной тока защита с полем 1/r. Действительно, энергия отсечки для протонов составит в
этом случае ~ 1,34 ГэВ. Забегая вперед, можно сказать, что это разом решает вопросы защиты
и от СКЛ, и от ГКЛ. Однако поле на r1 окажется равным 10 Тл, а магнитное давление составит
40 МПа (400 атм). Для коаксиала с однородным полем его величина на r1 составит 6,93 Тл, а
магнитное давление будет равно 19 МПа. Силовая конструкция будет легче, а масса
сверхпроводника при тех же токах будет меньше, так как он будет работать в менее
напряженном режиме.
В п.1.4 рассматривается методика определения защитных характеристик магнитной
защиты при обратном траекторном счете (Trukhanov, 2006).
Для расчета доз в первом приближении используется модель - эквивалент шарового
фантома человека. Во втором - фантом по ГОСТ 25645.203-83. Большинство результатов
получено для случая, когда интересующая область (микрообъем фантома) находится на оси
коаксиала или на расстоянии h ≤ (0,1÷0,2)·r1 от него. При таком положении фантома
поглощенная и/или эквивалентная доза за МЗ будет наибольшей из возможных. Величина
вклада в дозу каждой частицы ГКЛ, стартующей из микрообъема фантома - эквивалента с
заданной начальной энергией и под заданным углом, суммируется с соответствующими
весовыми множителями, если частица в дальнейшем (в том числе, и после захвата) выходит
16
на r2. Если этого не происходит, вклад приравнивается нулю. Из геометрических и других
данных определяется толщина вещества R’, которую должна пройти частица – сначала в
интерьере корабля, а затем – в корпусе обитаемого отсека и в комбинированной защите.
Энергия частицы на выходе из фантома – эквивалента (или шарового фантома) и из корпуса
обитаемого отсека, а также на входе и на выходе из МЗ определяется следующим образом.
Используется известное соотношение пробег-энергия:
R(Ti , T0 ) 
Ti
dT
 dT / dx  R
0
(T0 )
(1.8),
T0
где R0 (T0) – значение остаточного пробега тяжелых заряженных частиц. Величина T
должна удовлетворять уравнению:
T
Ti
dT
dT
*
T dT / dx  R0 (T0 )  R  (T dT / dx  R0 (T0 ))  0
0
0
(1.9)
После очевидных преобразований это уравнение переходит в уравнение
T
R*  
Ti
dT
0
dT / dx
(1.10),
решение которого ищется итерациями по методу Ньютона:
Tk
dT
dT
)
(Tk )
dT / dx dx
T0
Tk 1  Tk  ( R  
*
(1.10а)
Метод Ньютона в данном случае удобен, поскольку ни сама функция, ни ее
производная (т.е. формула Бете - Блоха) не равняются нулю внутри интересующего
промежутка. Такой подход позволяет избежать применения приближенных соотношений
пробег-энергия и связанных с этим трудностей и погрешностей или же обратной
интерполяции по громоздким таблицам «энергия-пробег». В формуле (1.10) учтено, что при
обратном счете заряженная частица, двигаясь в веществе, ускоряется. В случае «прямого»
счета знак «+» перед R* следует заменить на знак «-».
Коэффициент ослабления по дозе потока частиц ГКЛ с заданным атомным номером Z и
соответствующим спектром представляет собой отношение поглощенных и/или
эквивалентных доз при наличии поля и в его отсутствие. Он выделяет роль магнитного поля в
снижении дозы от ядер ГКЛ гибридной защитой (т.е. защитой и полем, и веществом). Учет
изменения фазового объема при движении частиц в магнитном поле и в веществе проводится
в соответствии со сказанным в п.1.1.
В п. 1.4.1 рассматриваются траектории частиц в защите при поле 1/r (Trukhanov. 2006).
Как уже упоминалось выше, задача о движении заряженных частиц в магнитном поле
бесконечно-длинного провода была впервые решена в работе (Hertweck,1959) применительно
к проблемам физики плазмы. В п. 1.2 показано, что поле внутри системы рамок с током при
большом их количестве близко к полю бесконечно-длинного провода. Поэтому первые шаги
будут теми же, что в упомянутой работе. Затем из полученных уравнений выводятся
уравнения, которые более соответствуют поставленной в нашей работе задаче нахождения
траектории частицы в ограниченном пространстве. Интересует наиболее глубокое
проникновение заряженных частиц при нахождении фантома на оси обитаемого объема или
вблизи нее.
Уравнения движения для этого двумерного случая имеют вид:
m0 r  ezB
(1.11)
17
m0 z  erB
(1.12),
где   1 / 1   2 = 1+T/m0c2 (Лоренц-фактор).
Из сохранения энергии при движении в магнитном поле имеем:
z 2  r 2  w02
(1.13),
где w0 – начальная скорость частицы.
Отсюда:
(1.13а)
r  w02  z 2
z  w02  r 2
(1.13б)
Подставляя (1.3а) и (1.13б) в (1.11) и (1.12) соответственно, получим:
r    w02  r 2  r 1
(1.14),
где α = (e/m0)·B1r1·Г
Умножим (1.14) на r , преобразуем, разделим переменные, снова преобразуем и
проинтегрируем. При r = r1 угол вылета частицы зададим как θ0. Получим:
r1 2
)
r
Далее аналогично получаем выражение для z :
r
z  w0  cos  0   ln 1
r
r  w02  ( w0 cos  0   ln
(1.15)
1.16)
Разделив уравнение (1.15) на уравнение (1.16), получим интересующее нас уравнение
годографа, которое описывает траекторию заряженной частицы в поле 1/r:
dr

dz
w02  ( w0  cos  0    ln
r1 2
)
r
r
w0  cos  0   ln 1
r
(1.17)
Перейдем к решению уравнения годографа (1.17). Сделаем замену:
w0  cos  0   ln
r1
 w0  cos 
r
(1.18)
и разделим переменные.
Тогда уравнение (1.17) примет следующий вид:
r1
w0

exp(
w0

cos  0 ) exp( 
w0

cos  )  cos   d  dz
Проинтегрируем и запишем в безразмерном виде:

z   q exp( q  cos 0 )  exp( q cos  )  cos   d
0
где z* = z/r1, а q = w0/α.
Функция
1

exp( z cos  )  cos   d  I1 ( z ) (1.21)
 0
известна как модифицированная функция Бесселя.
(1.20)
(1.19)
18
Таким образом, решение (1.20) представляет собой «усеченную» модифицированную
функцию Бесселя, которая может быть вычислена интегрированием в пределах θ 0 ÷ ψ.
Заметим, что φ является текущим углом. Это придает прозрачный физический смысл
пределам интегрирования в (1.20). Решение (1.20) можно преобразовать, интегрируя по
частям. Имеем:
*
 exp( q cos  )  cos   d 
0
*
*
0
0
 exp( q cos  )  sin  |  q  exp (q cos  )  sin 2   d
(1.22)
Умножив выражения (1.22) на q·exp(q·cosφ), получим решение, эквивалентное решению
(1.20). Выражение (1.22) в некоторых случаях вычисляется быстрее, чем первоначальное,
ввиду наличия sin2φ. Подынтегральная функция везде положительна в отличие от функции в
исходном интеграле.
В МЗ коаксиал с полем 1/r частица проходит через вещество, представленное слоями
толщиной d1, d2… dn,, расположенными параллельно оси z. Для того, чтобы вычислить
энергию частицы после прохождения слоя n, находится эффективная толщина этого слоя R* =
dn /sin φ. Вообще говоря, таким же способом можно найти новую энергию частицы и в том
случае, если толщина вещества зависит от z. Далее вводится поправка на увеличение Лоренцфактора Г в коэффициенте α, поскольку скорость частицы увеличилась. После последующего
интегрирования определяем новую координату z*. Предварительно определяем, не уходит ли
частица при движении в торцы системы. Это достигается решением уравнения (1.17) при
заданном расстоянии точки старта частицы от торцов системы с помощью метода, сходного с
тем, который был использован для решения уравнения (1.10).
В п. 1.4.2 рассмотрены характерные параметры траектории при обратном счете в поле
B = const. Интересующая область (микрообъем фантома) находится на оси коаксиала или на
расстоянии h ≤ (0,1÷0,2)r1 от него, как и в 1.4.1. Траектории представляют собой отрезки
окружности. Соответственно находится элемент длины отрезка окружности. Интегрируя от r1
до r1 (или до верхней точки траектории), получаем длину траектории dl* в зазоре между r1 и r2
(или половину длины, если вместо r2 подставлена верхняя точка траектории частицы).
Находится угол β, под которым частица выходит из внешней поверхности коаксиала.
Полученные формулы в автореферате не приводятся ввиду их простоты. Следующий
шаг состоит в нахождении по соотношению «пробег–энергия» изменения энергии частиц в
траекторном обратном методе. Условие захвата частицы однородным магнитным полем в
зазоре защиты сводится к достаточно очевидному соотношению между координатой центра
ларморовского радиуса и полусуммой координат границ магнитного поля:
xc < (r1+ r2)/2
В качестве приближения принимается, что ионизационные потери в зазоре коаксиала
второго типа из-за их сравнительной малости существенно не влияют на вид траекторий. Тем
самым величины доз завышаются, т.е. получаем их верхние оценки.
Как и выше, коэффициент ослабления по дозе потока частиц ГКЛ с заданным атомным
номером Z и соответствующим спектром представляет собой отношение поглощенных и/или
эквивалентных доз при наличии поля и в его отсутствие.
В Приложении 1 приводятся выражения магнитного поля рамки с током для расчета
магнитного поля системы рамок, создающих магнитную защиту.
19
В Приложении 2 приводятся результаты расчетов параметров магнитного поля МЗ
«коаксиал» для снижения доз до заданных значений.
В главе 2 рассматриваются электромагнитные факторы на борту межпланетных и
околоземных пилотируемых космических аппаратов и возможности защиты экипажей от их
воздействия
Выше уже отмечалось, что ЭМП в космическом полете оценивали в литературе как
фактор, потенциально неблагоприятный, но имеющий второстепенную или третьестепенную
важность. Пересмотр этой точки зрения был вызван рядом причин, среди которых в первую
очередь следует отметить:
-появление новых научных материалов о биологическом действии ЭМП, особенно,
полей тех частот, которые, как ранее полагали, не имеют заметной биологической
значимости;
-первые экспериментальные данные о воздействии на человека в космическом полете
ЭМП, обусловленных колебаниями уровня ГМП на борту вследствие движения КА и
электромагнитных процессов, происходящих в магнитосфере Земли (Баевский и др.,
1997,1998);
-увеличение длительности пребывания человека в космосе;
-перспектива резкого возрастания количества систем и аппаратуры КА, создающих при
своей работе ЭМП широкого спектра и самой различной величины.
Создание в будущем базы на Луне и проект межпланетного полета, когда человек будет
длительное время находиться в магнитном поле, величина которого на три-пять порядков
ниже привычного ГМП, ставят совершенно новые проблемы в жизнеобеспечении.
Имеются экспериментальные и теоретические данные о неблагоприятном воздействии
на жизнедеятельность пониженного ГМП, степень ослабления которого не идет ни в какое
сравнение с гипомагнитными условиями в межпланетном пространстве. Следует учитывать,
что и человек, и биообъекты на борту должны будут непрерывно пребывать в этих условиях
сотни суток.
Создание на межпланетном корабле или на лунной базе магнитного поля, близкого по
величине к ГМП, как было показано нами, в принципе возможно (Труханов, 2002, 2003,
Тrukhanov 2003, Тrukhanov, Lugansky, 2006), однако требует детальной проработки как в
техническом плане, так и с медико-биологических позиций. Что же касается воздействия на
человека и живые системы ЭМП, создаваемых при работе систем и аппаратуры КА, то по
сравнению с воздействием ЭМП в обычных (наземных) условиях оно, по-видимому, должно
усугубляться из-за длительного пребывания человека в ограниченном объеме и наличия
других неблагоприятных факторов полета. Следует подчеркнуть, что последнее
обстоятельство будет особенно существенно для лунной базы и для межпланетного корабля.
Есть отрывочные данные, что в гипомагнитных условиях биологические эффекты
техногенных ЭМП модифицируются, причем большей частью в неблагоприятную сторону.
Решение этих вопросов применительно к проектам межпланетных полетов и лунной
базы будет способствовать продвижению в решении вопросов такого же плана при
орбитальных пилотируемых полетах. Установка на крупных орбитальных объектах
соответствующим образом модифицированных магнитных систем имитации ГМП в
межпланетном пространстве, возможно, поможет исключить нежелательные последствия
воздействия на экипажи колебаний ГМП на борту.
Следует отметить, что нет ясности с электромагнитным фоном на Международной
космической станции – МКС. Разработка единых нормативов для нее осложнена различием
подходов к нормированию ЭМП в странах–участницах и, соответственно, различием величин
20
предельно допустимых уровней (ПДУ) в их национальных стандартах. Обсуждения этой
проблемы на Международной Рабочей Группе по ионизирующим и неионизирующим
излучениям (MRHWG) в 2004-2005 гг. подтвердили понимание того, что круглосуточное
пребывание членов экипажа при воздействии ЭМП бортовых систем и аппаратуры
эквивалентно условиям, характерным для воздействия ЭМП на население. Поэтому при
нормировании уровней ЭМП для МКС целесообразно исходить (с некоторыми поправками)
именно из этих нормативов.
Нежелательность положения, при котором на национальных сегментах МКС будут
действовать уровни ЭМП стран-участниц, заключается, во-первых, в трудностях организации
в этом случае совместной работы членов экипажей из разных стран в национальных
сегментах станции и, в особенности, при внекорабельной деятельности; и, во-вторых, в том,
что из-за электромагнитной связи между Национальными Сегментами по переходным
отсекам и т.п. элементам, по которым ЭМП (особенно, сверхвысокочастотные СВЧ) могут
распространяться внутри станции, включение аппаратуры в одних сегментах может
приводить к недопустимому превышению уровней ЭМП в других.
Предложения Российской стороны по нормированию ЭМП на МКС, в разработке
которых принимал непосредственное участие соискатель, сводятся к следующему. Поскольку
МКС является международным объектом, целесообразно принять (с соответствующей
коррекцией) в качестве уровней ЭМП на борту рекомендации по уровням для населения,
разработанные Международным Комитетом по защите от неионизирующих излучений
(ICNIRP) при ВОЗ. Это тем более имеет основание, поскольку рекомендации ICNIRP в
настоящее время приняты как исходные для Стандартов многих стран и рассматриваются в
качестве предполагаемого Стандарта Европейского Сообщества. Наши предложения по его
коррекции для МКС заключаются в том, чтобы в области тех частот, где уровни,
регламентируемые для населения Стандартом какой-либо страны-участницы МКС (например,
Канады), меньше уровней, предлагаемых ICNIRP, соответственно снизить последние,
сохранив их зависимость от частоты.
В п. 2.1.1 приводятся сведения о характеристиках межпланетного магнитного поля и о
величине магнитного поля на поверхности Марса и Луны. Величина магнитной индукции
межпланетного поля на орбите Земли меняется в пределах ~ (102÷101) нТл, что в тысячи и
десятки тысяч раз меньше величины привычного ГМП на поверхности Земли. Зависимость
напряженности межпланетного магнитного поля от расстояния при удалении от Солнца в
первом приближении принимают за гиперболическую. Магнитное поле Марса в 500-1000 раз
меньше ГМП. Магнитное поле на поверхности Луны в большинстве областей неотличимо от
межпланетного поля, хотя существуют участки с несколько большей намагниченностью. При
лунных экспедициях астронавты уже сталкивались с отсутствием привычного ГМП на борту,
но непродолжительное время.
В п. 2.1.2 приводятся сведения о магнитной обстановке на борту орбитальных
объектов. В результате движения объекта по орбите и непрерывного изменения его
геомагнитных координат уровень ГМП на борту колеблется, причем амплитуда этих
колебаний на порядок и более превосходит такие магнитные бури, которые случаются всего
один раз в несколько лет. Впервые на возможную биологическую значимость этих колебаний
обратил внимание А.П. Дубров (Dubrov, 1978). Более детально этот вопрос был рассмотрен в
нашей работе (Труханов и др., 1984), в которой затрагивалась также и более общая проблема
возможного влияния вариаций уровня ГМП на человека при перемещении его в пространстве.
Интенсивность воздействия этих вариаций наиболее высока в условиях технологической
цивилизации. Возможно, что именно это обстоятельство приводит к «стиранию» реакций на
21
космофизические воздействия. Как известно, если на колебательную систему (а
биологический объект обладает подобными свойствами) воздействовать с частотой,
значительно большей, чем частота автоколебаний, то она перестает реагировать на
воздействия, которые ранее могли приводить к сильным возмущениям вплоть до развития
неустойчивостей. С одной стороны, такое воздействие оказывается полезным. С другой
стороны, это может приводить к перенапряжению компенсаторных систем организма.
П. 2.2 представляет собой краткий обзор имеющихся литературных данных о
биологических эффектах воздействия слабых и сверхслабых магнитных полей, а также
гипомагнитных условий. Рассматриваются, также кратко, теоретические работы по
механизмам
воздействия. В литературе имеются сведения о влиянии пониженного
магнитного поля на жизнедеятельность (Копанев, Шакула, 1885, Бинги, 2002, Binhy, 2006,
Pokhodzey, 2006). Как правило, оно отрицательно. Эти данные получены как в опытах на
биологических объектах, так и при обследованиях операторов, находившихся в
экранированных помещениях. Отмечено влияние гипомагнитных условий на модельные
физико-химические системы и на воду. Не вполне ясно, что обуславливает эти эффекты –
снижение уровня собственно ГМП, снижение уровня его колебаний или же искажение их
спектра. Возможно, что играют роль все три фактора. Возможность воздействия слабых
магнитных полей, тем более, частот десятков-сотен Гц до недавнего времени исключалась
большинством научного сообщества. Эксперименты, свидетельствовавшие о воздействии
слабых ПеМП на биологические объекты (в том числе, на культуры клеток, микроорганизмы
и т.д.), а также на модельные физико-химические системы, рассматривались как артефакты
или вообще игнорировались. Впервые строгие и воспроизводимые результаты с
теоретическим анализом и объяснениями механизма воздействия слабых ПМП и ПеМП на
реакции с участием радикалов появились в известных работах (Бучаченко и др. 1978, Salikhov
et al., 1984,Франкевич, 1978). Основой для их объяснения явились новые эффекты проявления
спинового запрета в радикальных реакциях под влиянием взаимодействий магнитной
природы (зеемановских и сверхтонких). Был обнаружен синергизм действия переменных
магнитных полей и постоянного магнитного поля на циклотронных частотах ионов (кальций
и др.). В работе (Шувалова, 1991), которой руководил В.В. Леднев (Пущино), было
продемонстрировано, что синергизм наблюдается и в растворе. Этот результат был очень
важен, поскольку показал, что эффект происходит на молекулярном уровне. Принципиально
новые теоретические объяснения воздействия слабых магнитных полей были предложены в
работах (Леднев, 1996, Бинги, 2000, Binhi, 2002, Бинги, Чернавский, 2005) и других
исследователей. Они также рассматриваются в п. 3.2.
В п. 2.3 рассматриваются вопросы создания искусственного ГМП на борту
межпланетного корабля с помощью специальной магнитной системы. Как отмечалось нами в
(Труханов, 2002, 2003а, Тrukhanov 2003б, Тrukhanov, Lugansky, 2006), такое решение
проблемы длительного нахождения экипажа в гипомагнитных условиях при межпланетном
полете, по-видимому, оптимально.
Магнитная система должна удовлетворять следующим очевидным требованиям:
- создавать близкое по величине к ГМП и достаточно однородное магнитное поле в
сравнительно большом объеме обитаемого отсека;
- иметь минимально возможные габариты, удобную конструкцию и, в частности, не
создавать трудностей при внекорабельной деятельности;
- обладать сравнительно небольшой массой и небольшим энергопотреблением.
На межпланетном корабле можно ограничиться магнитной системой, создающей лишь
один компонент магнитного поля - продольный по отношению к кораблю. Целесообразно
22
использование соленоидальных систем.
Нами были выполнены соответствующие расчеты и показано в упомянутых выше
работах, что магнитные системы могут обладать сравнительно небольшой массой и
небольшим энергопотреблением. При этом в зависимости от числа секций соленоидальной
системы ее масса и энергопотребление изменяются практически незначительно. При
увеличении числа секций однородность поля существенно растет. Это обеспечивает
достаточную свободу при проектировании подобных систем. Приведем пример. При радиусе
обитаемого отсека 2,0 м и его длине - 32 м и при условии, что магнитное поле обеспечивается
соленоидом с током порядка 7·101 А·витков/м, у которого однородность поля достигается
оптимальным расположением витков по длине, в обитаемом объеме такой соленоид будет
создавать напряженность магнитного поля ~ 40 А/м., Это поле соответствует величине ГМП
на широте г. Москвы. Среднеквадратическая неоднородность магнитного поля у этого
соленоида на данной длине составляет ~ 1 %.
r, м
z, м
Рис. 3. Изолинии магнитного поля в обитаемом объеме межпланетного корабля.
Показана половина симметричной системы, число секций – 14. Отношение
длины к радиусу 1:16. Значения поля по радиусу отнесены к полю на оси
Энергопотребление системы из алюминия при массе 5,5·101 кг не превышает 6·101 Вт
(Тrukhanov, Lugansky, 2006) Здесь возникает типичная задача на оптимизацию: чем меньше
сопротивление магнитной системы (т.е. чем ее масса больше), тем меньшую мощность она
потребляет и тем меньше масса ее источника питания. И наоборот.
В случае использования на межпланетном корабле систем, создающих искусственное
ГМП, предстоит решить ряд принципиальных вопросов (Труханов, 2002, 2003, Тrukhanov
2003, Тrukhanov, Lugansky, 2006). Например, какова должна быть наименьшая величина и
однородность этого искусственного аналога ГМП? Требуется ли поддерживать поле
постоянно или можно включать его лишь на какое-то время суток? Следует ли
воспроизводить спектр колебаний и возмущений ГМП, и если да, то в каких диапазонах?
Конечно, возможно, как нами уже отмечалось (Труханов, 2002, 2003, Тrukhanov 2003), и
совсем простое решение – записать на месте старта ГМП и его колебания в отсутствие
23
заметных геомагнитных возмущений и воспроизводить его на борту. Более «экзотический»
вариант – отслеживать невозмущенное ГМП и его колебания на Земле (на космодроме),
например, в течение суток, сжимать их по частоте и передавать на корабль, а там
воспроизводить с исходной частотой, позволяя космонавтам, так сказать, пребывать в ГМП,
но с суточным (или иным выбранным) запозданием.
В п. 2.4 в самом общем виде обсуждается возможность создания искусственного ГМП
на лунной базе. Возможные технические решения зависят как от предполагаемого облика
базы, так и от ответов на вопросы, поставленные в п. 2. 3 (например, требуется ли
поддерживать поле постоянно или включать лишь на какое-то время суток и т.д.). Если
«искусственное ГМП» окажется возможным включать лишь на какое-то ограниченное время
(например, на время сна), то тогда система может напоминать соленоидальную систему для
межпланетного полета. Если же окажется необходимым создавать искусственное ГМП на
рабочих местах внутри лунной базы, то здесь, по-видимому, возможно применение тех
систем, которые представлялись невыгодными для применения в межпланетном корабле
(системы Максвелла, Гельмгольца, Гаррета и др.). При этом целесообразно рассмотреть два
варианта их расположения – вертикальное и горизонтальное расположение плоскости витков.
Вертикальный вариант потребует выемки заметного количества лунного грунта для своего
размещения или же расположения рабочих мест на поднятой над поверхностью Луны площадке, что
приведет к дополнительным затруднениям. При горизонтальном расположении работы с грунтом
сведутся к созданию нескольких сравнительно узких и коротких траншей, в которых будут
размещены кольцевые или прямоугольные витки.
В п. 2.5 рассматриваются особенности системы компенсации переменного уровня ГМП
на борту при околоземных полетах.
При околоземном полете вектор напряженности ГМП в корабле все время меняется, причем не
только по величине, но и по направлению. Соответственно если компенсировать изменение каждого
компонента ГМП, то потребуется двухкомпонентная или даже трехкомпонентная система
компенсации, что технически не представляется осуществимым.
Рис. 4. Стабилизация магнитного поля на борту при движении по полярной орбите (1)
и орбите с углом наклона i (2) .
Нами предлагается (Тrukhanov, Lugansky, 2006), по-видимому, наиболее простой и
эффективный выход из положения. Он состоит в том, что внутри (или вне) обитаемого отсека
устанавливается однокомпонентная магнитная система соленоидального типа, которая
создает магнитное поле вдоль его оси. По показаниям магнитометра, находящегося в
обитаемом отсеке и включенного в блок управления током источника, питающего магнитную
24
систему, модуль поля, создаваемого совместно магнитной системой и ГМП на борту,
поддерживается на заранее установленном уровне, который незначительно превышает тот
максимальный уровень ГМП, который достигается на орбите.
Таким образом, при вариации уровня ГМП на борту вследствие тех или иных причин
(изменения геомагнитных координат корабля из-за его движения по орбите или же процессов
в магнитосфере) поле остается стабильным, а меняется, причем достаточно медленно, лишь
направление его вектора. Медленные и даже сравнительно быстрые изменения направления
вектора магнитного поля, по-видимому, не могут вызывать каких-либо нежелательных
биологических эффектов у человека, поскольку естественным образом сопровождают его
жизнедеятельность. Положение тела относительно вектора ГМП практически все время
изменяется как при его движении в пространстве, так и при изменении позы.
Рассматривается, в качестве иллюстрации, как должна изменяться величина
дополнительного поля Bart при движении по орбите (в реальности величина Bart будет
управляться магнитометром). ГМП в первом приближении принято за поле магнитного
диполя, ось которого совпадает с осью вращения Земли. Приведено решение задачи о том, как
должно изменяться поле системы на полярной орбите при различной ориентации корабля
относительно направления полета. В случае, если углы тангажа и рыскания корабля равны
нулю, то отношение Bart к уровню ГМП на борту в плоскости экватора Beq:
B art Beq  2  cos   cos 
(2.1),
где φ – широта.
Из соображений минимальной мощности выбираем в перед 2·cosφ знак +. Показано
также, что средняя мощность на поддержание модуля магнитного поля меньше половины
мощности, требуемой на экваторе.
Рассматривается также случай, когда орбита круговая, но имеет угол наклонения i.
Зависимость географической (и геомагнитной в данном приближении) широты φ в
сферической системе координат определяется известной формулой баллистики как:
  arcsin(sin i  sin u )
(2.1),
где u- аргумент широты, отсчитываемый в плоскости орбиты.
Синус и косинус угла между вектором скорости и направлением географической (и
геомагнитной в данном приближении) широты соответственно равны:
sin   sin i  cos u
cos  cos i
1  (sin i  sin u ) 2
1  (sin i  sin u ) 2
(2.2а)
(2.2б)
Поле соленоидальной системы, установленной вдоль обитаемого объема, умноженное
на sinψ, дает дополнение к дипольному полю по координате φ, а умноженное на cosψ, дает
дополнительное поле по широте, отсутствующее в поле диполя при принятых приближениях.
Максимум модуля ГМП на борту корабля при угле наклона орбиты i, равен: Beq (1+3·sin2i)1/2.
Записываем квадратное уравнение для Bart Beq , подставляем cosφ и после
преобразования находим решение:
25
Bart Beq  ( cos u  2 cos u )  sin i
(2.3)
Выражение схоже с уравнением при движении по полярной орбите, но широта φ
заменена на аргумент широты u и, кроме того, оно умножено на синус угла наклонения. Знак
«+» перед вторым членом выбирается из соображений меньшей мощности, которая должна
расходоваться на поддержание поля. Аргумент широты можно записать как:
u  (t / T  )
(2.4),
где T* = Trv/2π, Trv - время обращения, а время t отсчитывается от восходящего узла.
С учетом того, что реальное ГМП не является полем диполя, можно было бы ввести
поправки к полученным выражениям. Однако они невелики, причем в реальной системе это
должно происходить автоматически по показаниям магнитометра. На учете отличия углов
тангажа и рыскания от нуля не будем останавливаться, поскольку это делается элементарно.
Возможный недостаток предложенного решения заключается в том, что экипаж
постоянно будет находиться в максимуме ГМП, которое корабль достигает при заданном
наклоне орбиты и которое будет выше величины ГМП в точке старта. Таким образом, при
входе в корабль и при выходе из него члены экипажа будут претерпевать небольшой скачок
поля, который можно растянуть во времени за счет медленного включения и выключения
системы.
В какой-то мере схожие проблемы должны возникать при дальних полетах на
самолетах, особенно, в широтном направлении (например, через северный полюс). На борту
самолетов уровень ГМП меняется не только из-за изменения во время полета геомагнитных
координат основного поля, но и вследствие вклада так называемого аномального поля,
обусловленного местными магнитными аномалиями. Оно имеет более высокую частоту (см.
(Труханов и др., 1984)). Наличие магнитной системы на борту позволит устранить колебания
уровня ГМП при полете и медленно снижать или повышать этот уровень до его величины в
точке приземления. Однако необходимо заранее знать маршрут и максимальную величину
ГМП, которая встретится на нем. Скачок поля в месте старта также неизбежен.
В медицинской практике известно создание экранированных комнат для размещения в
них магнито - чувствительных пациентов. Однако в этих комнатах пациенты находятся в
ослабленном ГМП, что может повлечь неблагоприятные эффекты. Стабилизация модуля
магнитного поля с помощью специальных магнитных систем позволит исключить этот
недостаток и обеспечивать эффективную нейтрализацию воздействия магнитных бурь.
Конечно, это целесообразно только в том случае, если, как отмечалось выше, именно
колебания величины ГМП являются причиной соответствующих биологических эффектов.
Если же эти эффекты лишь коррелируют с колебаниями величины ГМП, а на деле за них
ответственны и другие факторы, которые до сих пор не удалось надежно установить (см.,
например (Труханов, 1978, Trukhanov, 1998)), упомянутые выше решения могут оказаться не
вполне успешными.
В п. 2.6 разбирается некорректность встречающихся в литературе утверждений, что
внутри космического аппарата и, соответственно, в организме космонавта при полете в ГМП
индуцируются электрические поля (ЭП), которые могут оказывать биологическое действие. В
частности, в работе (Marino et al, 1979) была выдвинута гипотеза, что эти ЭП могут быть «по
крайней мере, частично ответственны» за потери кальция при околоземных полетах.
Специально остановимся на этом вопросе, поскольку такие утверждения основаны на
принципиальной ошибке. Будем следовать нашей работе (Труханов и др., 1984). Как известно,
26
если в некоторой системе координат (в данном случае, связанной с Землей) магнитное поле
характеризуется вектором магнитной индукции В, то в системе координат, связанной с
движущимся объектом (в данном случае, с КА), вектор скорости которого относительно
«неподвижной» системы равен v, появится еще и «внешнее» ЭП, равное (v  B). В
проводящем теле (корпус КА) электроны проводимости под действием этого поля
перераспределяются на поверхности так, что в любой точке внутри тела напряженность
«внешнего» ЭП равна нулю независимо от того, является тело сплошным или полым. Вне
проводящего корпуса ЭП равно сумме ЭП перераспределившихся зарядов и однородного
«внешнего» поля и невелико (порядка долей В/м). Его воздействием при внекорабельной
деятельности можно пренебречь, тем более что электропроводные элементы скафандра в
определенной степени защищают космонавта от всех внешних ЭП (включая
высокочастотные). Электрическое поле, которое возникает внутри КА при его движении в
ГМП, может быть обусловлено лишь изменением величины магнитного потока, проходящего
через тот или иной проводящий контур на борту (в том числе, и организм космонавта), из-за
изменения координат и высоты КА. Оно крайне невелико.
Заблуждение, рассмотренное выше, уже имело место в истории техники. В первой
четверти 20-го века предпринимались неоднократные попытки создать измерители скорости
корабля или самолета относительно земли, основанные на электромагнитной индукции при
движении в ГМП. Однако мешали помехи, вызывавшиеся естественным электрическим полем
Земли. Попытки избавиться от этих помех, экранируя индукционный датчик проводящим
кожухом, не приводили к желаемому результату: помехи исчезали, но индукционный сигнал
(ЭП) тоже исчезал.
Необходимо пояснить, почему нельзя рассматривать картину с позиций наблюдателя,
находящегося не на КА, а на Земле, как это неявно или явно делается в некоторых работах.
Действительно в этой системе отсчета индуцированное электрическое поле внутри
проводящего тела отлично от нуля. Однако суть в том, что когда объект движется
относительно какой-то системы координат, то с точки зрения наблюдателя в этой системе его,
так сказать, электрические свойства (например, поляризация и намагниченность вещества, из
которого он состоит), будут другими, чем для наблюдателя, который движется с этим телом в
сопутствующей системе. Например, если объект в сопутствующей системе обладает лишь
электрической поляризацией, то в системе, относительно которой он движется, он окажется
не только поляризованным, но и намагниченным. Иными словами, если можно было бы
каким-то образом сверхчувствительной аппаратурой дистанционно регистрировать состояние
космонавтов, то оказалось бы, что мембраны клеток в их организме не только поляризованы,
но и намагничены, биотоки иные и т.д. О биофизике такого организма и, тем более, об его
реакции на ЭМП что-либо сказать не представлялось бы возможным. Отбросить это
обстоятельство и, тем не менее, считать, что на космонавта воздействует электрическое поле,
индуцированное вследствие движения космического корабля в ГМП (или, как иногда
выражаются, вызванное пересечением силовых линий ГМП), нельзя, так как и то, и другое
обусловлено одними и теми же физическими законами.
Заметим, что именно поэтому нельзя воспользоваться, казалось, заманчивой
возможностью, переходя от одной системы отсчета в другую, теоретически найти (Григорьев
и др., 2002), пользуясь релятивистскими преобразованиями, те или иные сочетания чисто
электрического и чисто магнитного полей, эквивалентные по своим биологическим эффектам.
Каждому сочетанию полей будут соответствовать свои сочетания поляризации и
намагниченности мембран, биотоков и т.п., т.е. принципиально иной организм.
27
В п.2.7 рассматриваются особенности нормирования электромагнитных полей с
широкополосным спектром. Выше уже отмечалось, что перспектива резкого возрастания,
особенно в межпланетном полете и на лунной базе, количества систем и аппаратуры,
создающих при своей работе ЭМП широкого спектра и самой различной величины,
заставляет с повышенным вниманием относиться к нормированию его предельно допустимых
уровней. На борту (да и в наземных условиях) спектр ЭМП будет приобретать характер,
приближающийся к квазинепрерывному. Ранее, в связи с отсутствием квазинепрерывного
фона, его нормирование не рассматривалось. В настоящее время возникает необходимость
оценки дозовой нагрузки, вносимой фоновой электромагнитной обстановкой.
В подходах к нормированию ЭМП, как известно, существуют два направления. Первое
исходит из положения, что биологические эффекты ЭМП сводятся исключительно к нагреву
и перегреву тканей и органов организма при поглощении энергии (так называемая тепловая
модель). Второе, принятое в СССР и затем в России, считает, что существуют нетепловые
эффекты, и что при нормировании следует исходить из них. В частности, именно с этих
позиций были регламентированы предельно допустимые уровни действующего ГОСТ Р
50804–95 «Среда обитания космонавта в пилотируемом космическом аппарате».
В дальнейшем будем исходить из действующих в ГОСТ Р 50804–95 нетепловых
подходов, однако для сравнения будем приводить результаты оценок по тепловой модели, но
основанной на тех же уровнях ЭМП, что и нетепловая.
В стандартах многих стран и рекомендациях международных организаций принято,
что в случае наличия нескольких источников ЭМП разных частот, для которых установлены
соответствующие предельно допустимые уровни, сумма их относительных вкладов не должна
превышать единицы. Распространяя этот подход на случай квазинепрерывного
широкополосного электромагнитного фона, дозовую нагрузку D в единицах предельно
допустимого уровня (ПДУ) можно представить (Васин и др., 2003), как интеграл от
множества виртуальных источников, а именно:
f max
D=

f min
 G( f ) 
1
df
  
( f )  GL ( f ) 
(2.5)
где G( f ) - параметр поля E, H или S (обозначения стандартные) как функция частоты f, GL( f )
- ПДУ выбранного параметра ЭМП для установленного времени нахождения в ЭМП,  ( f ) ширина частотной линии аппаратуры, регистрирующей G( f ) , φ — некоторая функция.
Для случая, когда непосредственным физиологически активным фактором является
напряженность электрического или магнитного поля E или H (например, для оценки
наведенных токов и эффектов электрической стимуляции ) логично принять, что
 G( f )  G f 
 
G
(
f
)
 L
 GL  f 
 
 G( f ) 
(2.6)
G2  f 
  2
В случае тепловой модели:  
 GL ( f )  GL  f 
.
Если в частотном диапазоне (fn – fn+1) величины n и GL,n не зависят от f, то выражение
(2.5) переходит в:
m 1
D=
f
n 1
1

 (G( f ))df
n 1 GL , n   n f n
где m — количество интервалов разбиения.
(2.7),
28
Следует сделать одно добавление.
Амплитуды квазинепрерывного широкополосного фона обычно весьма малы. Поэтому
возникает вопрос о наличии или отсутствии в тех или иных диапазонах частот амплитудного
порога воздействия ЭМП. В случае тепловой модели такого вопроса нет – нагрев есть нагрев.
Конечно, из-за нелинейности проводимости тканей выделение энергии при очень малых
амплитудах будет иным, чем при больших. Однако литературных данных об этом нами
найдено не было. По-видимому, этот вопрос вообще не возникал и требует постановки
исследований. Для нетепловых воздействий вопрос также, по-видимому, не изучен. В
принципе, при наличии порога в соответствующем интервале частот следует «занулять»
вклад. Известны также исследования, в которых показано, что воздействие
электромагнитного шума модифицирует биологическое действие ЭМП с большими
амплитудами. В последующем, исходя из предупредительного принципа, не принимаем во
внимание возможное существование порогов нетепловых воздействий ЭМП.
Имеется распространенное мнение, что если электромагнитная обстановка
удовлетворяет требованиям электромагнитной совместимости (ЭМС) аппаратуры, то она тем
более удовлетворяет требованиям электромагнитной безопасности для человека. В случае
непрерывного широкополосного фона это не соответствует действительности и может
приводить к нежелательным последствиям.
В качестве примера в п. 2.7. рассмотрен случай, приведенный в работе (Васин и др.,
2003), когда уровень фона электрического поля определен условиями ЭМС на Российском
Сегменте МКС. В этом случае напряженность электрического компонента поля в полосе
частот от 0.1 до 1000 МГц, включительно не должна превышать значений:
EдБ = 116 – 4 lg(
f
) [дБ мкВ/м] , где f — частота в МГц.
0 .1
(2.8),
Переходя от напряженности поля в дБ мкВ/м к напряженности в В/м, получим:
E x  0.39812  10 6   0  f
0 , 2
 0,4  10 6  E 0  f
0.2
(E 0 = 1 мкВ/м)
(2.9).
Преобразовав формулу (2.7) для случая чисто электрического поля и подставив в нее
выражение (2.9) , имеем после интегрирования:
0.5  10 6  E 0  ( f i 0.18  f i 0.8 )

E L ,i   i
i 1
m 1
DE =
(2.10).
В соответствии с требованиями Международной Электротехнической Комиссии
(МЭК), ширина полосы пропускания частот регистрирующего прибора нормируется как
0.0002 МГц, 0.009 МГц, 0.12 МГц для спектральных областей 10–150 кГц, 0.15–30 МГц и 30–
1000 МГц, соответственно. Эти же значения приняты в Технических Условиях на ЭМС для
Российского Сегмента.
Расчеты показывают, что в диапазоне до 300 МГц дозовая нагрузка от фонового
электрического поля в случае нетепловой модели составляет ~98 ПДУ, а для тепловой модели
~2.1 ПДУ. Основной вклад дает диапазон частот ~ 50÷ 300 МГц. Таким образом, даже в
тепловой модели вклад широкополосного фона удовлетворяющего требованиям ЭМС,
заметно превышает ПДУ.
Аналогичная ситуация возникает в отношении аппаратуры, собственное излучение
которой удовлетворяет условиям ЭМС для Российского сегмента МКС. По Техническим
29
Условиям уровень излучения не должен превышать в полосе частот от 100 до 1000 MГц
включительно
ЕQP = 36 + 19 lg(f/100) дБмкВ/м где f - частота в MГц.
(2.11) ,
(уровни для более низких частот не приводим, поскольку вклад от них незначителен).
Переводя E в В/м, подставляя в (2.6) и интегрируя, получим, что в полосе частот от 100
до 1000 MГц включительно:
D = 4,07∙10-7∙(f2 1,95 - f1 1,95) /(Δ ∙ ЕL,i) ПДУ
(2.12).
В ГОСТ Р 50804–95, начиная с частоты 300 МГц, нормируется плотность потока
мощности S (не свыше 0,1 Вт/м2). Поле E в этом диапазоне частот пересчитывалось из S по
известной формуле, справедливой для волновой зоны, хотя для некоторых частот эта зона в
обитаемых отсеках МКС и не сформирована. В этих случаях получаем нижнюю оценку E..
Полагая, что в полосе пропускания аппаратуры содержится лишь одна виртуальная линия,
находим величину дозовой нагрузки D в единицах ПДУ:
D100÷300 МГц ≈ 4,07∙10–7∙(3001,95 — 1001,95)/(0,12∙5) ≈ 0,04 ПДУ
D300÷1000 МГц ≈ 4,07∙10–7∙(103·1,95 — 3001,95)/(0,12∙6,14) ≈ 0,354 ПДУ
(2.13)
(2.14)
Всего ~ 0,39 ПДУ (Труханов, 2005).
Таким образом, три близко расположенных прибора, у которых собственное
квазинепрерывное широкополосное излучение удовлетворяет требованиям ЭМС для
Российского Сегмента МКС, могут создать вблизи себя уровень ЭМП, превышающий ПДУ.
При удалении от них ЭМП должно спадать, однако отражение излучения от проводящего
корпуса (особенно, если коэффициент отражения близок к единице, а излучение в интерьере
корабля ослабляется незначительно) создает вторичные источники и замедляет этот спад.
Подчеркнем, что полученные результаты относятся к вкладу только электрического
компонента. Необходимо добавлять вклад магнитного компонента и т.п. Следовательно, если
квазинепрерывный широкополосный фон аппаратуры удовлетворяет требованиям ЭМС, но на
пределе, то на борту она будет создавать неприемлемый уровень для человека. Ситуация,
проанализированная выше, может показаться искусственной, однако в ряде случаев она
близка к реальной. В связи с этим разработана методика проверки аппаратуры на
биоэлектромагнитную совместимость при поставке ее на борт.
В п. 2.8 рассматриваются особенности нормирования электромагнитных полей с
широкополосным спектром при разработке требований к измерительной аппаратуре для
МКС. В качестве иллюстрации необходимости особого подхода найдем величину дозовой
нагрузки от электрического компонента широкополосного квазинепрерывного фона в
диапазоне 0,01-300 МГц, напряженность которого составляет всего одну десятитысячную от
ПДУ, установленного ГОСТ Р 50804–95. Фоном, на 80 дБ меньшим ПДУ, при измерениях
заведомо пренебрегают. Расчеты, выполненные по приведенной выше методике, дают
величину ~ 0, 58 ПДУ. Основной вклад вносят два диапазона: 3=30 МГц и 50-300 МГц. Таким
образом, квазинепрерывный широкополосный фон можно не учитывать в измерениях
соответствия уровням электромагнитной безопасности по ГОСТ Р 50804-95 по
электрическому полю в диапазоне 0,01 – 300 МГц, если его уровень меньше значений ПДУ в
30
соответствующих частотных интервалах на пять порядков (100 дБ). Только в этом случае он
составит ~ 5% от ПДУ.
В связи с приведенным примером целесообразны изменения в подходах к
нормированию ЭМП и к разработке аппаратуры для измерения и мониторирования
электромагнитной обстановки на борту. Требуется регистрировать амплитудно-частотные
характеристики ЭМП в широком диапазоне с чувствительностью, намного выше ПДУ. Кроме
того, в аппаратуре следовало бы предусмотреть оценку разности фаз между векторами
электрического и магнитного компонентов ЭМП гармонического сигнала одной и той же
частоты, что дало бы представление о том, в какой зоне – ближней, промежуточной или
дальней происходят измерения и как их надо трактовать. По-видимому, такую же технологию
измерений целесообразно применить и в аппаратуре, предназначенной для экологического
контроля на Земле.
В главе 3. рассматривается применение методов радиотермометрии при моделировании
воздействия факторов космического полета на организм и возможном контроле его состояния
в дальнем космосе. Это направление может оказаться, на наш взгляд, весьма перспективным и
в межпланетном полете, и на лунной базе.
Метод СВЧ - термометрии (шумовой термометрии), является пассивным. В отличие от
инфракрасного тепловидения, при котором регистрируется температура поверхности объекта,
радиотермометрия позволяет регистрировать излучение его глубинных слоев. Важно и то, что
не требуется тех предосторожностей, которые необходимы при использовании
инфракрасного тепловидения (требование теплового равновесия обследуемого с окружающей
средой и т.п.).
Для оценки состояния организма при воздействии некоторых моделируемых факторов
космического полета метод радиотермометрии был использован впервые.
Как хорошо известно, интенсивность радиоизлучения I в области hν << kT (ν–частота,
k–постоянная Больцмана, h–постоянная Планка, Т - температура в шкале Кельвина),
пропорциональна T. Таким образом, если температура по глубине распределена как T(x), то на
поверхности в приближении плоской волны I выражается вследствие поглощения излучения
нижележащих слоев вещества вышележащими его слоями следующим образом:
xmax
I=A

0
x
T ( x)  exp(   ( y,  )dy)  ( x,  )dx ,
(3.1),
0
где μ(x, ω) – коэффициент поглощения радиоизлучения на частоте ω, A – некоторый
множитель.
Температура, измеряемая радиотермометром, принимающим тепловое радиоизлучение
на одной частоте (вернее, в некоторой полосе частот), усредняется по глубине, причем в
зависимости от частоты по-разному. Как известно, с увеличением длины волны μ(ω)
уменьшается, а глубина проникновения радиоволн (т.е. зондирования) соответственно растет.
Изменение радиофизических свойств биологических тканей может быть обусловлено
увеличением или уменьшением кровенаполнения, перераспределением жидких сред и т.д.
Одна из принципиально сложных задач в радиотермометрии - выделение сверхслабого
собственного теплового излучения на фоне шумов и помех. Действительно, поскольку
необходимо различать изменение температуры порядка 0,1 К, на уровне 310 К (что
соответствует 370 С) то радиотермометр должен надежно регистрировать и выделять сигналы,
отличающиеся по мощности всего на 1,4∙10-16 Вт. Эта задача решается за счет накопления
сигнала. На частоте ~1 ГГц время накопления составляет секунды.
31
Вторая сложность связана с тем, что на границе антенна-тело имеет место отражение
собственного радиоизлучения, причем коэффициент отражения весьма заметно меняется в
зависимости от места приложения антенны. Ввиду того, что биологические ткани имеют
высокое значение диэлектрической проницаемости ε, большая часть излучения тела при
отсутствии согласования между антенной и телом возвращается обратно. Заметим, что именно
это обстоятельство не дает возможности определять радиотермометрами температуру
дистанционно. Схема входа радиотермометра (член-корр. Троицкий и др., 1980), в которой
реализуется принцип термодинамического равновесия, позволяет устранить необходимость
согласования антенны с телом. В другом подходе (Павлова и др., 1984) вводится поправка на
рассогласование.
Следует отметить, что наряду с радиотермометрией существует эффективный метод
акустотермометрии, предложенный академиком Ю.В. Гуляевым (Гуляев и др., 1985 г.),
основанный на регистрации собственного теплового ультразвукового излучения среды и
определения температуры по его интенсивности. Поскольку частота ультразвука, при которой
еще нет сильного поглощения его биологическими тканями, лежит в области единиц МГц,
ширина полосы оказывается малой, что усложняет выделение полезного сигнала среды.
Поэтому используется многоэлементный приемник ультразвука с независимым усилением по
каждому каналу и последующим сложением сигналов на выходе. Метод имеет ряд достоинств
по сравнению с радиометрией, однако, например, при измерении температуры головного мозга
он встречается с трудностями, обусловленными большим коэффициентом поглощения
ультразвука костями черепа. Соответственно при измерениях температуры головного мозга
сигнал от него будет сильно зашумлен излучением костей черепа, а также скальпа (Труханов,
1999).
В п.3.1 рассматривается задача нахождения профиля температуры по глубине T(x) по
собственному радиоизлучению среды (в частности, биологической).
К этой задаче имелось несколько подходов. Один основан на измерения интенсивности
сигнала среды на нескольких частотах, что в принципе позволяет найти распределение T(x),
используя зависимость глубины выхода излучения от частоты. Другой основан на измерении
радиоизлучения на разных модах. В многочастотном и многомодовом методах
радиотермометрии T(x) находят из решений интегральных уравнений Фредгольма первого
рода. Основная, принципиальная трудность состоит в том, что в ядра уравнений входит
распределение коэффициента поглощения собственного радиоизлучения по глубине μ(x),
которое неизвестно. Это весьма осложняет численное решение упомянутых уравнений и резко
снижает его достоверность. Возникают и чисто технические трудности при согласовании
данных, полученных с антенн-датчиков, работающих на разных частотах или модах.
Несколько особняком первоначально стоял корреляционный метод нахождения T(x),
предложенный группой исследователей под руководством проф. Y. Leroy (Mamouni et al, 1983).
Корреляционные методы выделения интересующих сигналов при измерениях с помощью
шумовых датчиков известны. Применительно к радиотермометрии предложение заключалось в
том, чтобы регистрировать собственное тепловое радиоизлучение объекта двумя антеннами,
диаграммы направленности которых перекрываются на некоторой глубине, а затем с помощью
коррелятора выделять сигнал области перекрытия. Поскольку в корреляционном методе также
имеет место поглощение излучения из области перекрытия вышележащими слоями, то
интерпретация величины корреляционного сигнала как температуры приводит, к погрешности,
во много раз превышающей требуемую точность измерений. В анализе группы проф. Y. Leroy
эта проблема, по-видимому, вообще не была замечена, на что было обращено внимание в
работах (Труханов, 1987, 1991, 1997, Trukhanov, 1997).
32
Поскольку величина μ(x) представляет самостоятельный интерес, являясь по сути
томографической информацией об объекте, перед нами возник вопрос, нельзя ли в тех
случаях, когда изменение T(z) по глубине в шкале Кельвина незначительно, найти по
радиометрическим измерениям распределение μ(x). Для живых систем и человека названное
выше условие выполняется всегда. Оказалось, что задача решается и, более того, можно в
принципе решить также задачу восстановления T(x) с учетом самопоглощения средой
собственного радиоизлучения. Наиболее эффективно это осуществляется на основе
корреляционных измерений, соответственно модифицированных (Труханов, 1991, 1998, 1999).
Решение сводилось к следующему. Записывалось уравнение для величины сигнала
корреляции V(q,ω) по амплитуде от области перекрытия диаграмм направленности:
q
V (q,  )    W  T (q)   (q,  )  exp(     ( y,  )dy)
(3.2),
0
где A, W, В - некоторые функции (в частности, А и В зависят от углов приема), ωчастота, q - координата области перекрытия.
Следует оговориться, что эта запись описывает идеализированный случай приема сигнала
антеннами с высокой диаграммой направленности, чего в радиотермометрии на дециметровых
длинах волн нет. Однако для демонстрации принципиальной возможности определения
распределения μ(q) по корреляционным измерениям такое приближение допустимо.
Если температура меняется по глубине незначительно, можно заменить ее на некую
среднюю Т* и найти μ(q). Более того, оказалось, что в принципе возможно найти T(z), используя
результаты только корреляционных измерений. Действительно, перенесем в левую часть
уравнения (3.2) T(z) и проинтегрируем по z от нуля до бесконечности. Получим систему
интегральных уравнений Фредгольма первого рода:

 V ( x, , i) / T ( x)dx  A(i)  W (i) / B(i)
(3.3),
0
где i = 1, 2…n, т.е. A(i), W(i) и B(i) уже зависят от изменяющихся условий измерения.
Таким образом, в идеализированном случае в ядра уравнений входит только T(x) и
результаты измерений корреляционных сигналов при различном расстоянии между антеннами,
при приеме под различными углами и, в случае необходимости, на разных частотах, причем
автоматически учитывается поглощение. В реальных случаях ядра, конечно, сложнее. В
математическом отношении задача нахождения T(x) из приведенной системы интегральных
уравнений принадлежат к обратным и некорректно поставленным задачам. Как и в случае
других обратных задач, она решается. Однако из уравнений видно, что требуется высокая
точность измерений.
Еще один аспект, который рассматривался - принципиальная возможность находить
распределение теплоемкости c(x) среды по глубине, что важно во многих прикладных задачах.
Определим μ(x, ω) и T(x) на некоторой частоте, а затем облучим среду через приемные
антенны (или антенну) импульсом радиоизлучения на глубине x на той же частоте и, пока тепло
не диссипировалось, сразу же проведем корреляционные измерения. Найденные алгоритмы
позволяли получить распределение теплоемкости по глубине или с промежуточным
восстановлением распределений T(x) или же непосредственно по величине корреляционных
сигналов до и после облучения.
Знание распределений μ(x,ω), T(x) и c(x), в частности, важно для гипертермии
новообразований, поскольку позволит более детально планировать и контролировать
воздействие.
33
В работе (Труханов, 1999) говорилось, что модифицированный корреляционный метод,
вероятно, можно приложить также к определению T(x) по собственному тепловому
ультразвуковому излучению среды, предложенному академиком Ю.В. Гуляевым (Гуляев и др.,
1985). Длина волны в случае ультразвука существенно меньше по сравнению с длиной волны в
СВЧ-радиометрии. Поэтому удается избежать тех противоречий в постановке задач, о которых
упоминалось выше.
Независимо от наших работ и практически одновременно с нашими публикациями
такой же корреляционный метод, но в акустотермометрии, был предложен в ИРЭ РАН,
реализован в серии работ (Пасечник, 1997, Аносов и др., 1999) и интенсивно развивается.
В п. 3.3 описана аппаратура, которую применяли при моделировании воздействия
моделируемых факторов космического полета в исследованиях с участием испытателей.
Моделировались такие
факторы космического полета, как микрогравитация и
гипокинезия. Радиотермометрия применялась также в исследованиях, связанных с разработкой
методов лечения воспалительных процессов холодом в полете, а также с моделированием одного
из элементов операторской деятельности. (Мацнев и др., 1997, Труханов 1997).
Для измерений использовали первые радиотермометры, созданные тогда в СССР под
руководством чл.-корр. АН В.С.Троицкого (Научно-исследовательский радиофизический
институт (НИРФИ)– г. Горький).
Длина волны составляла 30 см, полоса ~100 МГц. Радиотермометры измеряли
усредненную температуру по глубине. В зависимости от биологической ткани усреднение
температуры происходило до глубин порядка 3-7 см. Методики измерений применительно к
поставленным задачам разрабатывались совместно НИРФИ и ИМБП.
Со стороны НИРФИ работой руководил чл.-корр. АН В.С.Троицкий, со стороны ИМБП
автор данного исследования.
Предварительную градуировку радиотермометров осуществляли с помощью
специальной эталонной системы, которая представляла собой два небольших хорошо
термоизолированных бачка с раствором глицерина в воде. В бачках находились нагреватели,
мешалки для выравнивания температуры жидкости и контактные термометры, управлявшие
нагревателями и поддерживавшие температуру в каждом баке на заданном уровне. Для
измерений температуры в экспериментах со снижением температуры тела в целях консервации
воспалительных процессов холодом была разработана специальная методика. Это было
обусловлено тем, что при уходе температуры, измеряемой радиотермометром, за нижний
предел, принятый при всех предыдущих исследованиях равным 30° С, сигнал переставал
соответствовать измеряемой температуре, а специальным образом завышался. Этим внимание
исследователя обращалось на то, что аппаратура работает вне заданного диапазона температур и
гарантированной погрешности. Был предложен способ интерпретации показаний
радиотермометра для таких случаев. Проверка на специальных охлаждаемых эталонах
температуры подтвердила его корректность.
В п. 3.4 описаны исследования с помощью радиотермомометрии особенностей
воздействия некоторых моделируемых факторов космического полета. В них участвовал чл.корр. АН В.С. Троицкий (НИРФИ, г. Нижний Новгород) и автор данной работы, а также
другие специалисты НИРФИ и ИМБП. Медицинскую часть полностью обеспечивали
сотрудники ИМБП.
Моделирование характерной для условий космического полета болезни движения (БД) в
исследованиях, которыми руководил д.м.н. проф. Э.И. Мацнев, осуществлялось посредством
длительного вращения добровольцев в горизонтальном положении вокруг оси Z на
специальном стенде. Эксперимент прекращали, если поступала просьба обследуемого или же
34
наступала конечная стадия БД. По переносимости воздействия обследуемые были разделены на
две группы. К первой группе исследователями были отнесены лица, подверженные БД (время
до прекращения воздействия в среднем около 1 часа). Во вторую группу вошли лица,
устойчивые к БД (время до прекращения вращения-240 мин.). Глубинная температура Тг мозга
в передне-височной и задне-височной области, (справа и слева) регистрировалась во время
воздействия периодически.
При пребывании в стенде до вращения у лиц, устойчивых к БД, наблюдалось
повышение Тг мозга до 0,8° С с межполушарной асимметрией также до 0,8° С. При вращении
температура оставалась стабильной в пределах 0,3° С. После воздействия температура
возвращалась к исходному уровню примерно в течение одного часа. У лиц, подверженных
укачиванию, при пребывании в стенде до вращения наблюдали снижение Тг мозга до 0,8° С.
При воздействии наблюдалось дальнейшее снижение Тг (на 1-1,5° С) с межполушарной
асимметрией в среднем около 1° С. В течение восстановительного периода определилась
тенденция возвращения к фоновому уровню.
Таким образом, метод РТМ может быть использован для объективной оценки
склонности к укачиванию и косвенно указывает на более выраженные изменения гемодинамики
у лиц, подверженных БД. Это согласуется с данными других клинико-физиологических
исследований (Мацнев и др., 1997).
Метод РТМ применялся также в отработочных экспериментах при моделировании
воздействия на организм микрогравитации с использованием антиортостатической
гиподинамии. Измерялась динамика Тг мозга.
Как известно, у человека наблюдается суточная периодичность температуры тела.
Измерения с помощью метода РТМ показали, что такая же периодичность характерна и для Тг
мозга. Утренняя Тг выше вечерней примерно на 1°- 0,8°С. Аналогичная динамика Тг у лиц,
устойчивых к БД, сохраняется, как правило, и при переходе к ортостатическому
(горизонтальному) положению. Переход в антиортостатическое положение сопровождается, как
известно, изменением объективных и субъективных показателей состояния организма. Как
показали отработочные эксперименты, такая же картина наблюдается и в Тг мозга. В период
острой адаптации к антиортостатической гипокинезии суточные колебания Тг мозга, измеренные
методом РТМ, практически отсутствуют, т.е. развивается температурная десинхронизация. Тг
мозга снижается на 0,7° - 1°С и фактически одинакова в правом и левом полушариях. Затем
имеет место возобновление суточных колебаний глубинной температуры. Однако температура
вечером выше, чем утром, т.е. колебания инвертированы. У лиц, неустойчивых к БД, изменения
Тг мозга, измеренные методом РТМ, наблюдались, как правило, уже при переходе от
вертикального к горизонтальному положению. Таким образом, и здесь метод РТМ может давать
прогностические данные.
Следует отметить, что исходная (фоновая) Тг мозга одного и того же человека в одни и те
же часы суток не испытывает заметных колебаний в течение весьма длительного времени.
Максимальные отклонения лежат в пределах ~(0,4°С).
Метод РТМ использовали также для определения Тг мышц после гипокинезии при работе
на велоэргометре (Мацнев и др., 1997). По результатам эксперимента обследуемые были
разделены на три группы. К первой группе были отнесены лица, у которых при небольших
нагрузках Тг мышц повышается, но незначительно (в икроножных - до 3°С, в мышцах бедра - до
1-2°С). Дальнейшее некоторое увеличение нагрузки вызывает быстрое развитие судороги в
одной из икроножных мышц. В период последействия Тг мышц приближается к исходной,
однако в той, где имела место судорога, Тг все же выше. Поверхностная температура не
испытывает заметных колебаний.
35
Во вторую группу вошли лица, у которых при выполнении работы с большой нагрузкой
вначале наблюдается незначительный рост Тг мышц, однако последующее увеличение нагрузки
вызывает снижение Тг на 0, 6°- 0,8°С на одной из сторон и примерно такое же увеличение - на
другой. Подобные "ножницы", как правило, свидетельствовали о том, что дальнейшее
выполнение работы или добавление нагрузки приведет к развитию судорог в той мышце, где Тг
мышцы была ниже. Заметим, что при судороге Тг мышцы повышается. К третьей группе были
отнесены лица, у которых при большой нагрузке Тг мышц быстро повышается и остается на
высоком уровне (до 40° С). Эти лица длительно выдерживают нагрузки. Интересно, что Тг
двуглавой мышцы и мышцы спины, непосредственно не нагруженных при работе на
велоэргометре, меняется крайне незначительно, причем величина изменения не зависит от
продолжительности работы, величины нагрузки и т.п.
Таким образом, динамика Тг мышц при нагрузке может служить прогностическим
критерием. Быстрый рост Тг мышц и ее сохранение в дальнейшем позволяют прогнозировать
их высокую работоспособность. Медленный рост Тг с последующим спадом или отсутствие
роста свидетельствуют о низкой работоспособности (Мацнев и др., 1997).
Метод РТМ также использовался при разработке метода лечения воспалительных
процессов применительно к специальным условиям с помощью локальной гипотермии.
Исследования проводились к.м.н. М.И. Серебрянниковым и др. при участии В.С.Троицкого и
автора данной работы. Метод РТМ использовали для оценки Тг при охлаждении живота
спереди, причем измерения производили и спереди, и со стороны спины. При локальном
охлаждении с поверхности температура Тг сильно снижается (в среднем до 20° С), но также лишь
локально. На расстоянии всего 2-3 см вне области охлаждения спад температуры незначителен
(на 1°-3°С).
При моделировании некоторых сторон операторской деятельности под
руководством д.м.н. проф. Б.М.Федорова проводились отработочные эксперименты по
возможности оценки с помощью метода РТМ нервно-эмоционального состояния. Они
заключались в измерении динамики Тг мозга на фоне устного решения математических задач
(проба Кушнера). Тг измерялась в передне-височных областях справа и слева. При решении
первой задачи Тг повышалась, а затем при получении правильного ответа ее значения
снижались. Однако при неправильном ответе (исследователь сообщал правильный ответ) Тг не
возвращалась к исходной, а при подготовке к предъявлению второй задачи снова
увеличивалась. При решении второй задачи Тг уже не возрастала. По мнению исследователей,
на изменение церебральной температуры оказывает влияние состояние стресса, а не
концентрация внимания во время решения задач.
Все полученные результаты подтвердили перспективность использования метода РТМ в
исследованиях воздействия моделируемых факторов космического полета на человека (Мацнев
и др., 1997).
Знание сдвигов глубинной температуры тела позволит уточнить особенности
воздействия этих условий на организм, окажется полезным при отработке методов и средств
профилактики, при профессиональном отборе и т.д.
Несомненный интерес и важность представляет использование в межпланетном полете и
на лунной базе методов акустотермометрии и радиотермометрии для оценки и контроля
состояния человека, в частности, перед выполнением тяжелой физической работы (выход в
открытый космос, на поверхность планеты и т.п.).
Крайне желательно, на наш взгляд, применение методов и средств измерения глубинной
температуры для оценки и контроля состояния организма (например, температуры головного
мозга) и физической работоспособности при работе в экстремальных условиях,
36
характеризующихся сложным тепловым режимом. Целесообразно их использование также в
спортивной медицине.
Методы корреляционной термометрии (акустической и радио) открывают достаточно
широкие возможности в других областях деятельности (вплоть до поисковых работ в
чрезвычайных ситуациях).
Глава 4. посвящена вопросам метрологического обеспечения радиобиологических и
радиационно-физических экспериментов на ускорителях заряженных частиц применительно к
межпланетным и околоземным космическим полетам. При подготовке межпланетного полета
необходимо проведение широкого круга радиационно-физических и радиобиологических
исследований с использованием ускорителей заряженных частиц. При этом потребуются
неразрушающие пучок высокоточные методы диагностики.
Во Введении к главе 4 рассматриваются вопросы измерения спектрального
распределения по скорости ускоренных заряженных частиц (электронов, тяжелых ионов
большой энергии и др.) в пучках ускорителей, что представляется весьма важным для
контроля облучения. Кратко обсуждаются недостатки существующих методов измерения
распределения по скорости частиц на ускорителях ионов (по времени пролета, по пробегу,
активационным методом). Кроме того, эти методы не являются не разрушающими пучок и не
применимы для постоянного контроля работы ускорителей, что важно в эксперименте.
Использование магнитных спектрометров пучков электронов высокой энергии также
связано с известными из литературы трудностями. Эти трудности возрастают, если от
ускорительной установки требуется компактность. Метод не является неразрушающим.
Давно известны методы определения спектра частиц по скорости и, соответственно, по
энергии на основе измерения угла раствора излучения Вавилова-Черенкова (ИВЧ) или
диаметра колец света в фокусирующей оптической системе. Однако рассеяние заряженных
частиц в радиаторе, в котором генерируется ИВЧ, а также дисперсия его вещества, т.е.
зависимость показателя преломления и, соответственно, угла раствора ИВЧ от длины волны,
снижают точность метода. Рассеяние серьезно затрудняет или даже делает невозможным
применение классических черенковских методов в случае замедления и рассеяния пучка с
помощью поглотителей для снижения его энергии и увеличения сечения. Такой прием
является довольно обычным, особенно, в радиобиологических экспериментах.
Что же касается использования классических черенковских методов для пучков
ускорителей электронов, в частности, пучков высокой интенсивности, то оно затруднено тем,
что электроны в них обладают заметной поперечной скоростью. Это существенно
«смазывает» угловое распределение ИВЧ. Кроме того, переходное излучение (ПИ),
возникающее на входном и выходном окнах черенковского датчика, накладывается на
угловое распределение ИВЧ и дополнительно усложняет анализ.
Вот почему разработка более эффективных и к тому же неразрушающих методов
измерения скорости (энергии) заряженных частиц и их спектрального распределения в пучках
ускорителей по-прежнему является актуальной и важной задачей. Разумеется, область
возможного применения неразрушающих методов диагностики и контроля пучков
ускорителей намного шире – от ускорителей в промышленности, используемых для
радиационно-технологических процессов, и до ускорителей электронов и ионов для
радиационной терапии и хирургии. Целесообразна разработка методов, которые были бы в
известной мере универсальны
Нами обоснована возможность определения распределения скоростей частиц в пучках
с использованием нелинейного участка зависимости интенсивности ИВЧ пучка заряженных
частиц от фазовой скорости электромагнитных волн.
37
Предлагаемые методы пригодны для определения скоростей частиц при их
произвольном угловом распределении, что абсолютно исключено в классических
черенковских методах. Они являются практически неразрушающими и могут оказаться
особенно удобными для определения энергии и энергетического распределения частиц в
пучках ускорителей и вообще в импульсных радиационных полях большой мощности,
возникающих, например, в критических экспериментах. В принципе методы могут «работать»
и в оптическом, и в радиочастотном диапазоне. Ниже рассматриваются методы, развитые для
оптического диапазона.
В п. 4.1 рассматривается метод определения средней скорости монохроматического
пучка электронов по зависимости интенсивности ИВЧ оптическом диапазоне от давления
газообразного радиатора, предложенный еще в 50-х годах прошлого столетия в работах
(Bhidey et al., 1958, Jennings et al., 1960). Он основан на следующем. Если постепенно
повышать давление p газообразного радиатора ИВЧ, то после того, как пройден черенковский
порог для электронов с минимальной энергии в пучке, интенсивность ИВЧ в некотором
диапазоне давлений начинает зависеть от p
линейно. В точке пересечения
экстраполированной прямой зависимости интенсивности ИВЧ от давления газа с фоновым
значением интенсивности определяется показатель преломления газа n *. Величина 1/n*
соответствует средней скорости частиц пучка в единицах скорости света.
Метод использовали для определения средней скорости пучка электронов микротрона.
Ширина распределения пучка с помощью магнитной фокусирующей системы, установленной
перед камерой с газом - радиатором, была снижена до ± 4 кэВ по сравнению с ± 50 кэВ на
выходе микротрона. Имелся очень короткий нелинейный участок по n из-за дополнительной
немонохроматичности пучка, которая была обусловлена рядом причин, в том числе, потерями
энергии во входном окне и в газе – радиаторе. Чтобы снизить влияние дисперсии света в
радиаторе, перед фотоумножителем был установлен фильтр с полосой пропускания 10 нм. В
работе (Jennings et al., 1960) было сделано важное усовершенствование: показатель
преломления находили не по давлению газа, как в работе 1958 г., а непосредственно
контролировали встроенным интерферометром Жамена.
На возможность определения распределения частиц по скоростям по участку
нелинейной зависимости интенсивности излучения от давления, авторы упомянутых работ не
обратили внимания. В работе (De Almeida et al., 1974), в которой спустя полтора десятилетия
был предложен тот же метод для определения распределения скорости (энергии) электронов
на выходе ускорителей медицинского назначения, но без ссылок на работы (Bhidey et al.,
1958, Jennings et al., 1960), наличие нелинейного участка даже не отмечено.
В 4.2 рассматривается метод нахождения спектра скорости частиц в пучке по
зависимости интенсивности ИВЧ в оптическом диапазоне от показателя преломления
радиатора.
В работах (Trukhanov et al., 1977, Вайнер, Труханов, 1979, Труханов, 1990, Trukhanov,
Shvedunov, 2004, Trukhanov, Poliektov, Shvedunov 2004) соискателя и др. было показано, что
именно нелинейный участок зависимости интенсивности ИВЧ в координатах I(n-2) позволяет
находить уже не среднюю скорость частиц в пучке, а их распределение по скорости. Если
потребовать, чтобы оптическая система собирала на фотоприемник одну и ту же долю ИВЧ,
испускаемую частицами независимо от места и направления их пролета через радиатор, то
спектр по скорости можно найти даже в случае произвольного и неизвестного углового
распределения частиц, что совершенно исключено в других методах.
38
При измерении спектра пучка ускорителя указанное выше условие светособирания
выполняется элементарно. В случае произвольного углового распределения частиц оно
реализуется, например, в шаровом черенковском детекторе.
Рассмотрим случай оптического диапазона. Если показатель преломления равен n(ν), то
число фотонов Nph частоты ν в единичном частотном диапазоне, достигающих фотоприемника
(фотоумножителя), можно записать как (Труханов, 1990):
 max
gm

1
1 
 n 2  2
1

max  ,  min 

n

 f  d  N ph (n)


(4.1),

где f(β) - распределение частиц в пучке по скорости, m – длина пути частицы в
радиаторе, g – некоторый множитель. Уравнение (4.1) представляет по отношению к
интересующей функции f(β) интегральное уравнение Вольтерра первого рода, правая часть
которого задана с погрешностью. Его решение относится к так называемым некорректно
поставленным (или плохо-обусловленным) задачам. Однако в последние десятилетия были
развиты новые эффективные подходы к ним, позволяющие получать устойчивые решения.
Преобразуем уравнение (4.1) в уравнение типа свертки (Труханов, 1990). Введем
переменные:
  y1 / 2 ; ( y) 
f ( y1/ 2 )
1
;
 z1/ 2
3/ 2
n( )
2y
(4.2)
Имеем:
z max
gm
  y  z ( )( y)dy  N
ph
( z ( ))
(4.3)
z
Последовательно дифференцируя (4.3), получим решение:
 
z
1/ 2
2
1 d N ph ( z )

gm
dz 2
.
(4.4)
В работах (Trukhanov et al., 1977, Вайнер, Труханов, 1979, Труханов, 1990) решение
уравнения (4.1) было выражено через первую и вторую производные интенсивности ИВЧ. В
п. 4.2 обращается внимание также на то, что уравнение (4.1) было записано в работе
(Труханов, 1990) не для числа фотонов, а для интенсивности. Запись через число фотонов в
наших последующих работах (Trukhanov, Shvedunov, 2004а, Trukhanov, Poliektov, Shvedunov
2004б) и в настоящей работе более соответствует специфике фотоприемников.
По измерениям I(n) при 1/n < β min , т.е. по линейному участку зависимости I(1/n2),
найти вид спектра нельзя. Действительно, преобразуем уравнение (4.1), считая, что функция
f(β) нормирована к 1:




1
1
f ( )
 f  d  1  2 
(4.1а)
N ph (n)  gm  1 
d
2
2 
n  2
n   
 
max
max
min
min
Уравнению (4.1а) могут удовлетворять самые различные функции f(β). Правая часть
этого уравнения является прямой в координатах N ph (n), 1/n2. Из уравнения (4.1а) также
следует, что линейная экстраполяция I(n) к нулю по n, которую использовали авторы работ
(Bhidey et al., 1958, Jennings et al., 1960), справедлива лишь при n ~ 1.
Первая производная уравнения (4.3) представляет собой интегральный спектр, т.е.
число частиц со скоростью (энергией), равной или большей нижнего предела интеграла.Такая
возможность также необычна, так как если чувствительность порогового детектора зависит от
39
энергии, получить интегральный спектр, измеряя отклик в интересующей точке, как правило,
не удается.
Детектор, основанный на нахождении первой производной функции I(n-2), может быть
использован на выходе ускорителя как пороговый датчик, сигнализирующий о превышении
некоторой регламентированной предельной энергии (например, выше которой может
наводиться радиоактивность в облучаемом продукте). Это позволит следить за режимом
ускорения и управлять им.
Уравнение (4.1) может быть
решено и другими методами. Однако
I
сведение интегрального уравнения
Вольтерра первого рода к уравнению
второго рода дифференцированием
здесь нерационален. Действительно,
поскольку ядро уравнения (4.1)
обращается в нуль в точке β =1/n, то
требуется
продифференцировать
2
(4.1) дважды. В результате получим
1/n
I’
интегральное уравнение Вольтерра
второго рода, но с правой частью,
1/n2
содержащую вторую производную,
которая уже является решением
нашей задачи. Поэтому решение
I”
полученного уравнения Вольтерра
второго рода является излишним.
Могут быть применены также
аналоговые способы для получения
второй производной в эксперименте.
1/n2
В п. 4.2 рассматриваются
Рис. 5. Схема получения спектра из зависимости
некоторые практические вопросы
интенсивности ИВЧ от показателя преломления
создания
спектрометров
для
радиатора.
ускорителей.
Предпочтительно выбирать одноатомные газы, чтобы избежать трудностей, связанных
с возможной диссоциацией молекул в пучке. Если ширина распределения электронов по
энергии мала, что характерно, например, для микротронов и некоторых других ускорителей,
то требуемое изменение давления не превышает нескольких процентов. Нагрев газарадиатора не должен влиять на характеристики спектрометра, если корпус обладает
достаточной прочностью и жесткостью. Нагрев в импульсе тоже несущественен, если
длительность импульса мала. Непосредственное определение коэффициента преломления
газа и его изменений в процессе измерений и наличие узкополосного фильтра перед
фотоумножителем снизят погрешности эксперимента, обусловленные дисперсией. Поток
фотонов ИВЧ вблизи порога для большинства ускорителей по оценкам более чем достаточен
для надежной его регистрации. Интенсивность переходного излучения (ПИ), возникающего
на различных граничных поверхностях (входное окно и т.п.), не меняется сколько-нибудь
заметно при изменении давления (т.е. показателя преломления среды) и, следовательно,
практически не влияет на результаты измерения. Фон ПИ может быть снижен, например,
уменьшением апертуры перед фотодетектором. Действительно, ИВЧ вблизи порога
испускается в узком конусе под углом θЧИ = arccos (1/nβ), который, например, в газе при
40
энергиях до ~ 20 МэВ значительно меньше, чем угол, под которым испускается ПИ: θПИ = 1/γ,
где γ – релятивистский фактор.
При оценке разрешающей способности предложенного монитора энергетического
распределения в пучке необходимо принимать во внимание ионизационные и радиационные
потери в нем и их флуктуации. Если энергетические потери и их флуктуации по
предварительной оценке могут внести заметный вклад в спектр частиц, то на следующей
стадии необходимо уточнить найденный предложенным методом спектр, решая уже
известную в литературе задачу о восстановлении первичного спектра по спектру частиц,
прошедших слой вещества.
Метод опробован на линейном ускорителе электронов с одновременным контролем
результатов с помощью магнитного спектрометра на выходе (Вайнер и др., 1983) и на
разрезном микротроне НИИЯФ МГУ (Trukhanov, Poliektov, Shvedunov 2004б).
В п. 4.3 рассматривается метод определения скорости частиц пучка, основанный на
использовании дисперсии света в радиаторе.
Зависимость показателя преломления радиатора (и, соответственно, порога ИВЧ) от
длины волны приводит к некоторым трудностям в рассмотренном выше методе измерения
распределения энергии электронов в пучке ускорителя. Например, для повышения точности
измерения характеристик пучков с малой шириной распределения частиц по скорости
необходима установка узкополосного фильтра перед фотоприемником и т.п. Дисперсия
вообще вызывает сложности в технике черенковских счетчиков и спектрометров, вынуждая
прибегать к ахроматизации оптических систем и т.д.
Однако это явление оказывается «дружественным» в другом предложенном нами
методе определения скорости частиц пучка (Trukhanov, Shvedunov, 2004а, Trukhanov,
Poliektov, Shvedunov 2004б). В нем впервые используются спектральные свойства ИВЧ.
Спектральный прибор, расположенный после черенковского детектора, разлагает ИВЧ,
возникающее в радиаторе, в спектр. Поскольку показатель преломления зависит от длины
волны, порог ИВЧ также оказывается ее функцией. Таким образом, измерение числа фотонов
с разной длиной волны эквивалентно описанному выше методу измерения распределения
частиц в пучке по энергии при изменении давления газа в мониторе или измерениям с
большим числом пороговых счетчиков. Число фотонов (или же интенсивность ИВЧ) на
разных длинах волн регистрируется с помощью линейки фотодетекторов
В оптическом диапазоне показатель преломления с увеличением длины волны убывает.
Учитывая такой характер кривой дисперсии и то, что порог ИВЧ на длине волны λ
определяется в данном случае соотношением 1/βλ = n(λ), отмечаем: чем выше скорость
электрона, тем большей длине волны соответствует порог ИВЧ. Таким образом, для данной
кривой дисперсии порог различен для различных участков спектра частиц по скорости
(энергии). При энергии частицы, равной черенковскому порогу, число фотонов (или
интенсивность) ИВЧ равна нулю, но растет с убыванием длины волны, на которой
регистрируется ИВЧ от данной частицы.
Число фотонов ИВЧ с длиной волны λ в единичном интервале, которые испускаются
электронами с распределением по скоростям f(β), можно записать как:
 ma[
N ph,  q
 f ( )  (1  n
1 / n( )
2
1
)    2  d
2
( )  
(4.5)
41
Используя в данном случае соотношение для порога ИВЧ 1/βλ = n(λ), перепишем (4.5):

 2
N ph,  q  f (  )  (1  2 )    2  d
(4.6)

)
ma [
Прибегая к известной формуле Коши для дисперсии n( )  a  b  2 (4.7), найдем:
 2  (  1  a) b
(4.8)
Преобразуем (4.6), дифференцируем по βλ, опять преобразуем, снова дифференцируем,
еще раз преобразуем и получаем:
2 d 1 d
b
f ( )  
( 
(
 N ph,  ))
(4.9)
2q d    d  1  a

Таким образом, решение задачи о распределении частиц по скорости в пучке
ускорителя в данном случае сводится в принципе к определению числа фотонов ИВЧ в
соответствующих участках оптического спектра и нахождению их первых и вторых
производных по длинам волн.
Как уже отмечалось выше, нахождение производных по данным, содержащим
погрешность, принадлежит к некорректным или плохо поставленным задачам. Поэтому здесь
также необходимо использование соответствующих известных методов. Разумеется, можно и
непосредственное решать интегральное уравнение Вольтерра первого рода (4.6), что также
приводит к плохо поставленной задаче. В любом случае возможен выбор между двумя и
более способами решения. Возможно, что еще более надежно использовать несколько
способов, сопоставляя результаты между собой. Заметим, что решение через производные
позволяет более удобно проводить модельные расчеты.
Предложенный метод может быть особенно удобен для непрерывного мониторинга
пучков ускорителей с узким спектром. Например, при энергии 30 МэВ и ширине спектра 0,20,25 МэВ необходимый спектральный диапазон ИВЧ в случае ксенона, как радиатора, лежит
от 400 до 600 нм. В принципе метод позволяет находить распределение частиц по скорости в
единственном импульсе ускорителя, а если быстродействие фотоприемников или встроенного
перед ними оптического затвора велико – то и внутри импульса. При высоких энергиях метод
является практически неразрушающим. По-видимому, его можно применять не только для
мониторинга пучков электронных ускорителей, но и ускорителей тяжелых частиц.
В заключение кратко в главе 4 рассмотрены возможности измерения спектра скоростей
ускоренных тяжелых ионов с помощью предложенных методов. При скорости частиц β =
0,9÷0,95; и ширине распределения 10-3 и меньше показатель преломления радиатора должен
быть порядка 1,1, а его изменения должны составлять 10-3 и меньше от этой величины. Здесь
возможны варианты. Один из них – использование в качестве радиатора известного
фторорганического соединения перфтор-3-бутилтетрагидрофурана (коммерческое название
FC-75), при температуре порядка 2400 С и давлении около 1,4÷1,8 МПа. На ускорителях с
существенно более высокими энергиями проблемы с выбором радиаторов упрощаются.
С использованием зависимости интенсивности ИВЧ от показателя преломления
радиатора (в том числе, явления дисперсии) оказывается возможным создавать эффективные
устройства для измерения параметров потоков частиц. Пороговый характер излучения
упрощает регистрацию при наличии фона, практическая безынерционность позволяет
регистрировать процессы с высоким временным разрешением, линейность дает возможность
работать в широком диапазоне изменения плотности потока, причем при больших плотностях
можно использовать достаточно тонкие радиаторы. При работе в оптическом диапазоне
упрощается борьба с помехами и наводками.
42
ВЫВОДЫ
1. Для обеспечения радиационной безопасности космических кораблей при будущих
межпланетных полетах может быть применена магнитная защита обитаемого отсека от
галактических космических лучей и заряженных частиц солнечных событий.
2. Разработаны теоретические методы определения в первом приближении требуемых для
защиты магнитных полей без учета ослабления потоков ГКЛ и СКЛ в веществе корабля и
элементах (сверхпроводник, силовая конструкция и т.д.) магнитной защиты.
3. Разработан обратный траекторный метод расчета ослабления потоков ГКЛ и СКЛ
магнитной защитой и определения доз в фантоме за ней с учетом взаимодействия заряженных
частиц с веществом корабля и элементами магнитной защиты (комбинированная защита
полем и веществом). Он основан на расчетах траекторий частиц, стартующих из
интересующего микрообъема фантома во внешнее пространство и набирающих энергию в
веществе до момента их выхода из защиты с последующим «сшиванием со спектром частиц в
космосе при учете возможности захвата частиц магнитным полем из-за ионизационных
потерь.
4. На основе обратного траекторного метода в параметрическом виде определены энергии
отсечки частиц ГКЛ для снижения доз до предполагаемых в межпланетном полете. При
полете к Марсу энергия отсечки должна составлять не менее (0,6 ÷ 0,8) ГэВ/нуклон. При этом
устраняется радиационная опасность от СКЛ, что позволит осуществлять будущие
межпланетные полеты независимо от солнечной активности.
5. Предложены варианты специальных магнитных систем для создания искусственного
геомагнитного поля при межпланетном полете и при работах на лунной базе. Показано, что
такие системы будут обладать сравнительно небольшой массой и энергопотреблением.
6. Поддержание постоянства в обитаемом объеме величины модуля магнитного поля с
помощью магнитных систем, управляемых магнитометром, должно способствовать
устранению нежелательных эффектов воздействия на экипажи околоземных объектов
вариаций уровня ГМП на борту. Выбраны оптимальные режимы питания магнитных систем
для орбит с разными углами наклона.
7. Широкополосный фон ЭМП на борту межпланетных кораблей и на лунной базе следует
рассматривать как множество виртуальных источников и соответственно его нормировать.
Распространенное мнение, что если электромагнитное поле удовлетворяет требованиям
электромагнитной совместимости аппаратуры, то для человека оно тем более не превышает
предельно допустимый уровень, оказывается в условиях широкополосного фона
некорректным, что показано на примере аппаратуры, поставляемой на Российский Сегмент
МКС. Необходим пересмотр требований к испытаниям и допуску аппаратуры на борт, а также
к бортовой аппаратуре для измерений и мониторинга электромагнитного поля на борту.
8. В связи с положительным опытом использования радиотермометрии для исследования
воздействия моделируемых факторов космического полета, необходима дальнейшая
разработка методов и аппаратуры радио - и акустотермометрии для продолжения
исследований, для использования их в отборе, при тренировках и в качестве бортовой
аппаратуры контроля состояния членов экипажа, особенно, в условиях межпланетного полета
и работ на Луне.
9. Разработаны применительно к радиобиологическим и радиационно-физическим
экспериментам в целях обеспечения радиационной безопасности человека в космосе методы
определения распределения скоростей частиц в пучках ускорителей, основанные на
43
использовании зависимости интенсивности излучения Вавилова-Черенкова от показателя
преломления радиатора. Они практически не разрушают пучок, позволяют контролировать и
изменять его параметры в процессе облучения объекта и проводить измерения в пучках с
неизвестным угловым распределением. С их помощью станет возможным неразрушающим
способом определять распределение по скоростям (по энергии) частиц даже в одиночном
сгустке частиц и внутри этого сгустка. Таких возможностей другие методы пока не имеют.
Список работ, опубликованных по теме диссертации
1 Вайнберг Б.Р. Об одном методе расчета потоков частиц в системах магнитной защиты
/ Вайнберг Б.Р., Егоров Ю.В., Труханов К.А., Шлапак В.Н //. Вопросы дозиметрии и защиты –
М.: МИФИ, 1978. - Вып. 17. - С. 149 – 154.
2 Вайнер Е.А. О возможности измерения некоторых характеристик пучков заряженных
частиц на выходе ускорителей / Вайнер Е.А., Труханов К.А. // Доклады 3-го Всесоюзного
совещания по применению ускорителей в народном хозяйстве – Ленинград. 26-28.06.1979. Т.3. - С. 345-350.
3 Вайнер Е.А. Использование излучения Вавилова-Черенкова для измерения спектра
ускоренных электронов / Вайнер Е.А., Труханов К.А., Пономарев В.Н., Филин Л.Н.// Вопросы
атомной науки и техники. Серия: техн. физич. эксперимента.- Харьков. - ХФТИ АН.- 1983. Вып. 2/14. - С. 70.
4 Васин А. Л. Оценка вклада широкополосного квазинепрерывного электромагнитного
фона в дозовую нагрузку / Васин А. Л., Труханов К. А.// Радиац. биология. Радиоэкология М., 2003. -Т. 43.- В.5. - С. 590-593.
5 Григорьев Ю.Г. Избранные вопросы теории биологического действия
электромагнитных полей / Григорьев Ю.Г., Труханов К.А., Васин А.Л // Глава 7 монографии
«Электромагнитные поля и здоровье человека; под ред. Ю.Г. Григорьева – М.: Изд-во РУДН.
- 2002. - С. 124- 140
6 Зак П.П. О возможном механизме зрительных фосфенов, возникающих у космонавтов
под действием тяжелых заряженных частиц / Зак П.П., Труханов К.А., Бриндикова Т.А.,
Лебедев В.М., Спасский А.В., Федорович И.Б., Островский М.А.// Труды II-го
Международного Симпозиума и II-х Сисакяновских чтений. Москва – Дубна 29.05-1.06.01. Дубна. Изд-во ОИЯИ. - Т. I. - С. 216-219.
7 Мацнев Э.И. Использование метода радиотермометрии (РТМ) при моделировании
воздействия экстремальных факторов на организм человека. / Мацнев Э.И., Труханов К.А., Яковлева
И.Я.// В сб. тезисов 1-го Международного Конгресса “Слабые и сверхслабые поля и
излучения в биологии и медицине” - С-Пб. 16-19.06.1997. - С. 19.
8 Труханов К.А. Корреляционная радиотермометрия / Труханов К.А.// Там же. - С. 8990.
9 Труханов К.А. О возможной роли эффекта Ааронова - Бома в биологическом
действии магнитного поля / Труханов К.А. //Косм. биол. и мед. (Авиакосм. и экол. медицина).
1978. - № 3. - С.82-83.
10 Труханов К.А. Возможности пассивного определения некоторых характеристик
биологической среды на основе радиометрии / Труханов К.А. // В сборнике докладов 2-й
Международной Конференции «Радиоэлектроника в медицинской диагностике: оценка
функций и состояния организма». Москва. 23-26.09.1997. - С. 32-35.
44
11 Труханов К.А. Измерение глубинной температуры методом радиотермометрии при
моделировании воздействия некоторых экстремальных факторов на организм человека / Труханов
К.А. // Там же. - С. 78-80.
12 Труханов К.А. О нахождении распределения температуры по глубине и некоторых
других характеристик биологических сред по их собственному тепловому излучению /
Труханов К.А. // В Материалах III-ей Международной Научно-технической Конференции
«Физика и радиоэлектроника в медицине и биотехнологии» ФРЭМБ’98. - Владимир. 1719.06.1998. - С. 189-191.
13 Труханов К.А. Модифицированный корреляционный метод биологической
радиометрии / Труханов К.А. // В докладах 3-ей Междунар. Конф. «Радиоэлектроника в
медицинской диагностике». Москва. 29.09-01.10.1999. - С. 42-43.
14. Труханов К.А. Измерение энергии частиц по зависимости интенсивности излучения
Вавилова-Черенкова от фазовой скорости. / Труханов К.А. // В кн. Черенковские детекторы в
науке и технике. Доклады Всесоюзного Семинара с иностранным участием в связи с
пятидесятилетием открытия излучения Вавилова-Черенкова и восьмидесятилетием академика
П.А. Черенкова. М.:Наука. - 1990. - С. 380 - 383.
15 Труханов К.А. Вспышки в глазах космонавтов как индикатор воздействия на
сетчатку тяжелых заряженных частиц / Труханов К.А. // В кн.: «Проблемы биохимии,
радиационной и космической биологии». II Международный Симпозиум и II Сисакяновские
чтения (Труды). Москва – Дубна 29.05-1.06.01. - Дубна. Изд-во ОИЯИ. -Т. I. - С. 230 – 238.
16 Труханов К.А. Некоторые магнитобиологические аспекты длительных и дальних
космических полетов / Труханов К.А. // Радиац. биология. Радиоэкология. 2003. - Т. 43. - В.1. С. 584-589.
17 Труханов К.А. Некоторые вопросы электромагнитной и биоэлектромагнитной
совместимости / Труханов К.А. //Ежегодник Российского Национального Комитета по защите
от неионизирующих излучений М. 2005. - С. 199-205.
18 Труханов К.А. Некоторые магнитобиологические проблемы (гипомагнитность
межпланетной среды и др.) дальних и длительных космических экспедиций / Труханов К.А.//
Материалы XII конференции по космической биологии и авиакосмической медицине; под
ред. А.И. Григорьева и Е.А. Ильина. Москва. 2002. ГНЦ РФ-ИМБП РАН. - С. 328 – 329.
19 Труханов К.А. Космологический векторный потенциал как возможный фактор
космофизических и гелиофизических связей / Труханов К.А., Бауров Ю.А. // Биофизика. 1998.
-Т.43. - №5. - С. 928 –935.
20 Труханов К.А. Действие тяжелых заряженных частиц на родопсин и изолированную
сетчатку глаза / Труханов К.А., Бриндикова Т.А., Зак П.П., Лебедев В.М., Спасский А.В.,
Федорович И.Б., академик Островский М.А. // ДАН. 2001. - Т.377. - № 5. - С. 715-717.
21 Труханов К.А. О решении задачи многочастотной СВЧ-термометрии / Труханов
К.А., Егоров Ю.В., Кондратьев В.А. // В сборнике Трудов Всесоюзной конференции
«Методические
вопросы
определения
температуры
биологических
объектов
радиофизическими методами». Москва. 1985 (ИРЭ АН). - С.107-110.
22 Труханов К.А. Перспективы использования СВЧ-термометрии для исследования
воздействия экстремальных условий / Труханов К.А., Киргизова Н.М. // Там же. - С. 115-117.
23 Труханов К.А. Исследование действия облучения частицами высокой энергии на
проведение ритмического возбуждения в нерве /Труханов К.А., Лазарева Е.С., Максимов Г.В.,
Лебедев В.М., Спасский А.В..// Радиац. биология. Радиоэкология. - 2004. - Т. 44. - № 1. - С.
52-55.
45
24 Труханов К.А. К вопросу об оптимизации магнитного радиационного экрана /
Труханов К.А., Морозов Д.Х.// ЖТФ. 1970. - Т. XL.- № 6.- С. 1229- 1235.
25 Труханов К.А.. О вычислении поглощенной дозы в системах магнитной защиты
/Труханов К.А., Морозов Д.Х., Шахова А.И // Вопросы дозиметрии и защиты. МИФИ.1969.Вып. 10.- С. 106 – 115.
26 Труханов К.А. Теоретическое и экспериментальное исследование возможности
определения спектра пучка ускорителя на основе излучения Вавилова – Черенкова в
оптическом и радиочастотном диапазонах / Труханов К.А., Полиектов В.В., Шведунов В.И. //
В Трудах XIX Всероссийской конференции по ускорителям (RuPAC 2004), Дубна, 4 – 9
октября 2004. - С. 109-112 (на англ.).
27 Труханов К.А.. Активная защита космических кораблей / Труханов К.А., Рябова
Т.Я., Морозов Д.Х. // М.: Атомиздат. 1970. 231 с.
28 Труханов К.А. Электромагнитные поля, возникающие при движении в
геомагнитном поле / Труханов К.А., Шевнин А.Д. // В кн. Электромагнитные поля в
биосфере; gод ред. Н.В. Красногорской. М.: Наука. -1984. -Т.1. - С. 109-117.
29 Trukhanov K.A. Promising method for determination of temperature in depth at simulation
of action of space flight factors. Proc. Second Int. Aerospace Congress. M.: 31.08-05.09.1997-V. 1Pp. 208-211. STK “Petrovka”, 1999.
30 Trukhanov K.A. Resonance at combined action of static and low-frequency magnetic
fields on biosystems / Trukhanov K.A.// Proc. Int. Conf. “Electromag. Field: biolog. Effects and
hygi. stand.”, Moscow. 18-22.1998 / Editors: M. Repacholy, N.Rubtsova, A. Muc. WHO. Geneva.
Swits. - WHO/OEN/99.5.- Pp. 239-250.
31 Trukhanov K.A. Hypomagnetic conditions in interplanetary medium as peculiarity of
Martian expedition. / Trukhanov K.A. // In: Abstracts for COSPAR Second Colloquium. “Radiation
safety for manned mission to Mars”, 29.09-01-10.2003. - Dubna, Russia. - P. 71.
32 Trukhanov K.A. Retina as one of probable critical structures at flight to Mars / Trukhanov
K.A.// Ibid. - P. 134-135.
33 Trukhanov K.A. Some new problems in safety of manned flights./ Trukhanov K.A. //
Abstracts of 4-th Int. Workshop on Space Rad. Res. and 17-th Annual NASA Space Rad. Health Inv.
Workshop. Moscow-St. Peterburg. -5-9.06. 2006. - Pp.133-134.
34 Trukhanov K.A. Magnetic shielding of Martian spacecrafts / Trukhanov K.A.// Ibid. P.134-135.
35 Trukhanov K.A. On possibility of dose formation study by means Cerenkov radiation /
Trukhanov K.A., Grebenev V.N., Shlapak V.N. // In Proc. IV Int. Cong. Rad. Protection. Paris. 2430.04.1977. Pp. 119-121
36 Trukhanov K.A. On magnetic shielding of Martian spacecraft. / Trukhanov K.A.,
Kondratiev V.A. // In: Abstracts for COSPAR Second Coll. “Radiation safety for manned mission to
Mars”. 29.09-01-10.2003. - Dubna. Russia. - P. 97.
37 Trukhanov K.A. “Artificial” geomagnetic field on manned spacecrafts / Trukhanov K.A.,
Lugansky L.B. // Abstracts of 4-th Int. Workshop on Space Rad. Res. and 17-th Annual NASA
Space Rad. Health Inv. Workshop. Moscow-St. Peterburg. 5-9.06. 2006. - Pp.131-132.
38 Trukhanov K.A. Measurements of accelerator beam spectrum through dependence of
Cherenkov radiation intensity on phase velocity of electromagnetic waves in optical and microwave
ranges /Trukhanov K.A., Shvedunov V.I. // Rad. Phys. and Chem. 2006. On Elsevier site (in press).
46
ОБОЗНАЧЕНИЯ И СОКРАЩЕНИЯ
ГКЛ – галактические космические лучи
ГМП – геомагнитное поле
ИВЧ - излучение Вавилова-Черенкова
ЛПЭ – линейная передача энергии
МКС – международная космическая станция
ПДУ – предельно допустимый уровень
СВЧ – сверхвысокая частота
СКЛ - солнечные космические лучи
РТМ - радиотермометрия
ЭМП - электромагнитное поле
ЭМС - электромагнитная совместимость
ЭП – электрическое поле