2.1. Моделирование усиления магнитного поля в остатках сверхновых при потоковой неустойчивости космических лучей.
Интерпретация данных рентгеновских космических лабораторий и спутников показывает, что магнитное поле в остатках сверхновых значительно усилено по сравнению с межзвездным полем. Открытие тонких волокон нетеплого рентгеновского излучения, совпадающих с положением внешней ударной волны, почти во всех исторических остатках сверхновых [12-16], заставляет сделать вывод о том, что магнитное поле усилено сразу за фронтом ударной волны. Сильные потери энергии релятивистских электронов, излучающих синхротронное рентгеновское излучение, - объяснение очень малой толщины наблюдаемых волокон.
Недавно Белл [17] предложил простой механизм усиления магнитного поля за счет нерезонансной потоковой неустойчивости частиц космических лучей (КЛ), ускоряемых на фронте ударной волны (УВ). Диффузионный электрический ток  этих частиц в окрестности УВ сверхновой может быть так велик, что приводит к существенному изменению дисперсионного соотношения магнитогидродинамических (МГД) волн. Влияние этого тока на среду с вмороженным магнитным полем сводится к добавлению дополнительной силы  в уравнения движения. Здесь  - вектор магнитного поля. Благодаря этой силе, магнитная спираль расширяется с экспоненциально растущей скоростью в направлениях, перпендикулярных току (см. Рисунок 2.1). Магнитное поле также нарастает экспоненциально во времени.
Рисунок 2.1 − Иллюстрация нерезонансной потоковой неустойчивости.
Мы провели численное моделирование нерезонансной потоковой нейстойчивости. Трехмерные уравнения магнитной гидродинамики с дополнительной силой , записанные в безразмерном виде, решались численно методом, описанным в работе [18]. Область моделирования представляла собой куб со стороной равной  . На границах куба задавались периодические граничные условия. Трехмерная численная пространственная сетка состояла из  ячеек.
В начальный момент времени давление  и плотность плазмы  задавались однородными в пространстве. К однородному среднему магнитное полю  , параллельному оси  были добавлены случайные флуктуации с одномерным спектром  , соответствующие возмущениям магнитного поля изотропно распределенных альфвеновских волн. Мы использовали показатель адиабаты газа  и  . Электрический ток КЛ так же параллелен оси .
Эволюция напряженности магнитного поля, флуктуаций скорости плазмы и скорости звука, полученных в численном моделировании с безразмерным током  , показаны на Рисунке 2.2.
Рисунок 2.2 − Результаты численного моделирования нерезонансной потоковой неустойчивости с безразмерным током . Напряженность магнитного поля, амплитуда флуктуаций скорости плазмы и скорость звука показаны сплошной, штриховой и пунктирной линиями соответственно.
После короткой начальной стадии напряженность магнитного поля
нарастает экспоненциально с инкрементом несколько меньшим   , предсказываемого теорией. Нарастание вначале происходит не экспоненциально, так как только малая часть начального возмущения соответствует наиболее быстро растущим модам. При  флуктуации магнитного поля уже сравнимы со средним полем. Части расширяющейся в плоскости  магнитной спирали начинают сталкиваться со своим окружением. В этот момент возникают слабые УВ, показанные на Рисунке 2.3 (верхняя часть ). Они имеют кометообразную форму в плоскости  . УВ, соответствующие соседним виткам одной магнитной спирали отчетливо видны. Эти волны почти круглые в плоскости . В более позднее время эти УВ сталкиваются с другими УВ в плоскости и движение плазмы становится сильно турбулентным (средняя и нижняя часть Рисунка 1.3).
Рисунок 2.3 − Распределение напряженности магнитного поля в плоскостях и проходящих через центр куба, полученные в моменты времени  (верхняя часть ),  (средняя часть) и  (нижняя часть). Использовалась логарифмическая градация отношения квадрата случайного магнитного поля к среднему квадрату случайного поля между 10 (черный) и 0.1 (белый).
Очень важно, что на больших временах рост магнитного поля уже не экспоненциальный. Это связано с тем, что свободное расширение одной магнитной спирали не может продолжаться до бесконечности. После столкновения с другими спиралями, рост магнитного поля замедляется. На этом этапе рост поля примерно линейный во времени:
 (1)
где  - альфвеновская скорость в среднем магнитном поле. Численный коэффициент в последнем уравнении примерно равен 1, согласно нашим численным результатам.
2.2. Максимальная энергии ускоренных частиц для сверхновых различных типов.
Основной механизм ускорения космических лучей в остатках сверхновых является версией ускорения Ферми первого рода [19,20]. Ускорение происходит в сжимающемся на ударной волне потоке газа благодаря многократному пересечению фронта ударной волны диффундирующими быстрыми частицами. Распределение частиц по импульсам имеет степенной вид N(p) ~ p-(r+2)/(r-1), где r – сжатие газа в ударной волне, так что N(p) ~ p-2 при r = 4 - предельном сжатии в сильной ударной волне в одноатомном газе без высвечивания. Ускорение оказывается весьма эффективным и при большом числе Маха ударной волны M >> 1 давление ускоренных частиц на фронте ударной волны достигает величины Pcr = ξcrρush2, ξcr ~ 0.5 [10] (здесь ρ – плотность межзвездного газа, ush – скорость ударной волны). Столь высокая эффективность ускорения приводит к модификации профиля ударной волны за счет давления космических лучей. В результате спектр ускоренных частиц при очень высоких энергиях становится более плоским (жестким), чем p-2, а при энергиях меньше нескольких ГэВ/нуклон наоборот укручается.
Для ускорения частиц на сферическом фронте ударной волны радиусом Rsh необходимо выполнение условия
 (2)
где численное значение коэффициента в правой части является приближенным.
Максимальное значение выражения в правой части уравнения (2) порядка 1028(W51/n)2/5 см2/с достигается в начале стадии Седова эволюции ударной волны, порожденной взрывом сверхновой с кинетической энергией W = 1051W51 эрг в межзвездной среде плотностью n см-3. Стандартный коэффициент диффузии космических лучей в межзвездной среде (1) или (2) слишком велик, чтобы обеспечить ускорение. Необходимое аномально малое значение коэффициента диффузии может самосогласованным образом обеспечиваться самими ускоряемыми частицами за счет потоковой неустойчивости в предвестнике ударной волны, который имеет характерный размер D(p)/ush. В качестве наиболее оптимистической оценки возникающего таким образом коэффициента диффузии на протяжении долгого времени использовался Бомовский предел в межзвездном поле D = DB = vrg/3, что предполагает усиление случайного поля до величины δB ≈ Bism в масштабах, необходимых для резонансного рассеяния частиц. При этом формула (2) дает оценку максимальной энергии ускоренных частиц Emax ≈ 1014Z эВ в начале Седовской стадии и слабую зависимость Emax ~ t-1/5 в более поздние моменты времени. В этих предположениях выполнялось численное моделирование ускорения космических лучей и эволюции остатков сверхновых [10].
Развитие теории сильной потоковой неустойчивости космических лучей в предвестнике ударной волны, см. [22,23] и предыдущий раздел, показало, что использование гипотезы о Бомовском пределе ускорения в межзвездном поле некорректно. При ush >> 103 км/с случайное поле усиливается до уровня δB >> Bism, а при ush < 103 км/с случайное поле δB < Bism быстро уменьшается с возрастом остатка сверхновой из-за диссипации турбулентности. Согласно нашим оценкам [23] в экстремальных условиях, по-видимому применимых к начальной стадии разлета оболочек сверхновых SN Ib/c (например, SN1998 bw), случайное поле может достигать величины δBmax ~ 103(ush/3×104 км/с)n1/2 μГс, а максимальная энергия ускоренных частиц Emax ~ 1017Z(ush/3×104 км/с)2(ξcr/0.5)Mej1/3n1/6 эВ (здесь Mej – масса сброшенной оболочки, измеренная в массах Солнца). Как указывалось выше, наличие сильного магнитного поля подтверждается рентгеновскими наблюдениями молодых остатков сверхновых. Очень большое усиление поля в молодых остатках является косвенным свидетельством ускорения протонов, которое сопровождается сильной потоковой неустойчивостью. Предсказываемая сильная зависимость Emax(t) позволяет понять, почему ТэВное гамма-излучение наблюдается только от сравнительно молодых остатков сверхновых.
Теоретический спектр источников космических лучей в Галактике был вычислен нами в [24] путем усреднения спектра частиц, ускоренных и инжектированных в межзвездную среду за время жизни остатка сверхновой. Оказалось, что усредненный источник протонов высоких энергий имеет степенной вид по энергии частиц с резким изломом при энергии Ek , близкой к энергии колена:  ; (3)
и Q ~ E-s при E > Ek, где s = 3.5 – 5 в разных вариантах модели (здесь W51 – кинетическая энергия взрыва сверхновой в единицах 1051 эрг). Частицы с энергиями E < Ek ускоряются на Седовской стадии; частицы с энергиями E > Ek ускоряются на более ранней стадии свободного разлета, когда максимальная энергия отдельных частиц высока, но полное число увлекаемых в процесс ускорения частиц относительно мало, чем и объясняется крутой вид спектра. Для каждого типа ионов излом находится при энергии Z×Ek, пропорциональной заряду. Эти представления в основном согласуются с наблюдениями спектра и состава космических лучей [25] и, по-видимому, объясняют наличие колена в спектре всех частиц при 3×1015 эВ. Для уточнения теории необходим популяционный анализ, учитывающий дисперсию параметров, входящих в уравнения, см. [26].
3 Разработка КОНСТРУКЦИИ МЮОННОГО ТЕЛЕСКОПА.
Обнаружение приближающихся геомагнитных штормов возможно путем регистрации их предвестников, которые в наземных измерениях вариаций проявляются в виде изменения интенсивности нейтронов и мюонов. Исследование вариаций мюонов является предпочтительным, поскольку согласно существующим экспериментальным данным и расчетам они регистрируются на несколько часов раньше, чем вариации нейтронов. При регистрации мюонов сначала отмечается незначительное повышение интенсивности на ~0.1-0.3%, а затем понижение на 1-2%. Изменение интенсивности мюонов является следствием изменения интенсивности галактических протонов с энергиями ~30-50 ГэВ, которые взаимодействуют с ядрами атомов атмосферы, в результате чего образуются мюоны, регистрируемые наземными установками. Изменение интенсивности протонов связано с тем, что галактические протоны указанных энергий движутся из разных областей пространства около ударной волны СМЕ (coronal mass ejection). В области перед фронтом ударной волны происходит накопление протонов, поэтому их интенсивность возрастает. В области за фронтом появляется область пониженной плотности протонов, в результате чего наземные установки регистрируют понижение интенсивности.
В настоящее время изучение вариаций мюонов производится с помощью мюонных телескопов, содержащих 2 ряда расположенных друг над другом детекторов частиц. Поскольку величина вариации невелика (1−2%), установка должна обеспечить точность регистрации потоков частиц ~ 0.1−0.2%. Высокая точность в современных установках достигается путем увеличения площади регистрации. Кроме того, увеличение площади регистрации позволяет расширить диапазон направлений (углов), с которых приходят мюоны, тем самым повышая эффективность регистрации предвестников и обеспечивая более раннее их обнаружение.
Регистрация мюонов на мюоном телескопе будет производиться с помощью сцинтилляционных детекторов. В качестве сцинтилляционных детекторов используются такие же детекторы, как используемые в основной части установки, предназначенной для регистрации электронно-фотонной компоненты широких атмосферных ливней см. Рисунок 3.1. Площадь каждого детектора 1 м2. Толщина сцинтиллятора 5см.
Рисунок 3.1 − Сцинтилляционный детектор установки ШАЛ МГУ.
1Бетонный бокс, 2крышка бокса, 3кожух сцинтиллятора, 4сцинтиллятор, 5корпус фотоумножителя, 6блок электроники, 7стыковочная коробка для оптического кабеля, 8силовой щит.
Проектируемая установка состоит из двух слоев сцинтилляционных детекторов. Верхний слой состоит из 4-х таких детекторов, помещённых на ферме высотой 5 м. Нижний из 8-ми. Таким образом между двумя слоями детекторов 5 м см. Рисунок 3.2.
Над верхним слоем сцинтилляторов расположен слой свинца толщиной 1 см для поглощения низкоэнергичных частиц с энергией < 25 МэВ с целью уменьшения фона. Над нижним слоем детекторов расположен слой свинца толщиной 5 см. Этот слой свинца определяет нижнюю границу энергий регистрируемых мюонов – 150 МэВ. Для анализа отбираются события, соответствующие прохождению одиночных мюонов через оба слоя детекторов. Максимальный зенитный угол регистрируемых мюонов составляет 400. точность определения направления вблизи вертикали ~150, для максимальных углов ~100. Для каждого верхнего детектора регистрируется 8 направлений (по количеству нижних детекторов). Общее количество регистрируемых направлений – 32.
Рисунок 3.2 − Схема расположения сцинтилляционных детекторов мюонного телескопа, вид сверху.
1-4 – детекторы верхнего слоя.
5-12 – детекторы нижнего слоя.
Электроника детекторов практически идентична электронике детекторов для регистрации электронно-фотонной компоненты. Для сбора информации используется оптоволоконный кабель. Временная и амплитудная информация о срабатывании каждого детектора поступает в компьютер. Отбор совпадений между верхним и нижним детекторами производится на программном уровне. Оценка скорости счета совпадений с одного верхнего детектора с нижним даёт примерно 100 событий в секунду. Таким образом, если суммировать поток мюонов за 10 минут, то статистика событий составит ~2.4∙105, что обеспечивает статистическую точность ~2·10-3 при ожидаемом эффекте ~(1-2)·10-2.
4 Выбор оптимальной геометрии нейтронного
детектора.
Конструкция нейтронного детектора показана на рисунке 4.1. Он представляет собой стандартный сцинтилляционный детектор установок ШАЛ, в котором обычный пластический сцинтиллятор заменен на специализированный неорганический сцинтиллятор (светосостав СЛ6-5) на основе сернистого цинка (ZnS) активированного серебром. Основным регистрирующим веществом в нем является изотоп Li6, имеющий очень большое сечение захвата тепловых нейтронов в результате следующей ядерной реакции: 6Li + n = 3H + + 4.8 МэВ, проходящей с выделением энергии. Энергия, приобретаемая -частицей и тритоном, расходуется полностью на ионизацию и создает сцинтилляции в кристаллах ZnS, являющимся наиболее эффективным сцинтиллятором для регистрации тяжелых частиц. При этом высвечивается около 160000 фотонов. Сцинтиллятор представляет собой белый порошок, состоящий из гранул сплава сернистого цинка с литийсодержащим веществом, обогащенный изотопом лития-6, который наносится тонким слоем (толщиной в одну гранулу – 0.30.5 мм) на какую-либо отражающую поверхность. В нашем случае это тонкая белая пластиковая пленка, заламинированная в полиэтиленовую пленку. Эффективность регистрации тепловых нейтронов таким сцинтиллятором – порядка 20%. Эффективная площадь каждого детектора – 1 кв. м. Такие детекторы имеют следующие преимущества по сравнению с традиционно используемыми в нейтронной физике и в нейтронных мониторах пропорциональными газонаполненными счетчиками: хорошее быстродействие (40 нс вместо 10 мкс), простота изготовления и относительная дешевизна. Такие детекторы имеют также несомненные преимущества и по сравнению с появившимися недавно пластическими сцинтилляторами с добавками различных веществ, имеющих большое сечение захвата тепловых нейтронов. В отличие от последних, они практически нечувствительны к заряженным частицам, поскольку толщина сцинтиллятора очень мала и заряженные частицы теряют в нем мало энергии.
Рисунок 4.1 − Конструкция нейтроного детектора.
Фотоэлектронный умножитель
Сцинтиллятор ZnS(Ag)+6Li
Светозащитный корпус детектора
Светоотражающее покрытие
К тому же, ZnS имеет рекордно высокое /е-отношение порядка ~1, тогда как в пластическом сцинтилляторе оно равно 0.09. В абсолютных же цифрах, этот сцинтиллятор дает в 23 раза больше света по сравнению с пластическим сцинтиллятором при облучении -частицами. Т.о., -частица с энергией 4.8 МэВ дает в этом сцинтилляторе световую вспышку в ~1.5 раза больше, чем электрон или мюон той же энергии. Другими словами, абсолютное количество света, собираемого в этом детекторе в результате регистрации одного теплового нейтрона, всего лишь примерно в 1.5 раза меньше вспышки от одной релятивистской частицы в пластическом сцинтилляторе, толщиной 5 см, ионизационные потери в котором составляют ~11 МэВ. Это значит, что при использовании ФЭУ-49 и простой белой эмали в качестве отражающего покрытия, ожидаемый сигнал от нейтронов составляет ~50-70 фотоэлектронов с фотокатода, а при использовании более эффективных ФЭУ-200, это число возрастает до 100-150 ф. э.
Указанные достоинства светосостава позволяют создавать на его основе относительно дешевые нейтронные детекторы большой площади и использовать их для регистрации адронной компоненты в установках для изучения ШАЛ вместо дорогостоящих адронных калориметров или нейтронных мониторов.
Простейшая схема включения нейтронных детекторов представлена на рисунке 4.2.
Рисунок 4.2 − Схема включения нейтронных детекторов
Поскольку энерговыделение в детекторе, сопровождающее акт захвата теплового нейтрона атомом лития-6, фиксировано (4.8 МэВ), то измерения энерговыделения в этом случае не требуется. Достаточно простого счетчика для счета числа захватов в заданном интервале времени. Предполагается использовать для этого стандартный 10-канальный счетчик типа TMC-10, вставляемый прямо в компьютер. Временной интервал в 5 мс предполагается разбить на 50 более мелких интервалов по 0.1 мс. Временная диаграмма показана на рисунке 4.3.
триггер
  
в  орота
д  етектор
 
0 ti 50 мс
Рисунок 4.3 − Временная диаграмма регистрации тепловых нейтронов.
Логика работы регистрирующей аппаратуры следующая:
По приходу внешнего триггера запускаются временные ворота длительностью 25-50 мс. Опрос счетчиков производится с шагом 0.5 мс. В результате для каждого счетчика запоминается 50-100 чисел по 1 байту, т.е. всего 500-1000 байт на событие. Кроме того, предполагается копить мониторную информацию, такую как темп счета детектора, атмосферное давление, температуру воздуха, питающее напряжение и пр. Для этих целей в том же компьютере будет установлен АЦП на 16 входов типа ACL8111. С его помощью будут также измеряться амплитудные спектры с детекторов для целей калибровки и мониторинга. Кроме того, АЦП требуется для оцифровки первого импульса, совпадающего по времени с триггером ШАЛ, т.е. для измерения числа заряженных частиц ШАЛ, прошедших через детектор. Детекторы этого типа нечувствительны к одиночным заряженным частицам и к гамма фону. Однако, они могут с успехом применяться при множественном прохождении заряженных частиц (>10 частиц), т. е. прекрасно подходят для измерения больших плотностей частиц в ШАЛ.
5 Разработка конструкции измерителя электростатического поля.
Функциональная схема нового измерителя электрического поля Земли приведена на рисунке 5.1. Принцип действия заключается в следующем. Крыльчатка вращается на жестко закрепленной заземленной оси. По ее окружности имеется 24 отверстия рабочих отверстия и 4 синхроотверстия. Рабочие отверстия по очереди пропускают внешнее электрическое поле к неподвижной экранированной поверхности (по форме повторяющей крыльчатку). Если отверстия крыльчатки находятся над металлом нижней пластины, то происходит заряд пластины внешним электрическим полем E. Заряд может стекать на “землю” благодаря резистору R1 с высоким сопротивлением (т.е. на резисторе R1 создается падение напряжения, которое должно быть измерено). Полное стекание зарядов происходит в моменты времени, когда металл нижней пластины перекрыт металлом крыльчатки.
Рисунок 5.1 − Схема электрическая функциональная измерителя электрического поля.
Изменяющееся напряжение на резисторе R1 буферный усилитель БУ с высоким входным сопротивлением прикладывается к полосовому фильтру. Главное назначение полосового фильтра – отсечь частоты далекие от рабочих (особенно наводку от сети переменного напряжения 220 В, которая может быть иногда значительно превышать по уровню полезный сигнал). Т.к. динамический диапазон измерителя должен быть высоким, то предполагается поставить широкодиапазонный логарифмический усилитель (работающий в диапазоне 5 декад). Далее это напряжение будет измеряться с помощью АЦП, встроенного в микропроцессор. Измеренная величина будет индицироваться на индикаторе (необходимо для локальных и настроечных работ), преобразовываться в последовательный код и через выходной буферный усилитель передаваться в КАМАК (либо напрямую в компьютер).
Особенностью нового измерителя электрического поля является возможность разместить на его поверхности (по окружности вращения измерительного механизма) 4 синхродатчика вращения. В то же время конструкцией предусмотрено, что электрическое поле можно измерять 24 раза за один оборот. Необходимо виртуально сформировать недостающие датчики, чтобы можно было за один оборот измерительного механизма измерять 24 раза в нужные моменты времени. При измерении предполагается использовать микропроцессор или синхронный детектор. Для синхронного детектора времена измерения в фазе и противофазе должны быть одинаковые. Поэтому необходима схема, которая из четырех равномерно разнесенных временных отметок, могла бы сформировать равномерно распределенные 24 интервала. На рисунке 2 предлагается функциональная схема такого узла – синхронизатора (см. рисунок 5.2).
При тактовой частоте f =8 МГц после деления на 2 (делителем D1) и на 6 (делителем D2) на счетный вход 12-разрядного счетчика СЧЕТЧИК1 поступают импульсы с частотой 666 (6) КГц. Таким образом, СЧЕТЧИК1 будет считать в 12 раз меньше, чем если бы отсутствовал делитель частоты. При каждом синхросигнале с оптопары измерителя напряженности электрического поля происходит следующее: схемой выделения положительного фронта (СВПФ) выделяется передний фронт сигнала SINC, через вход LOAD загружается регистр регистр временного хранения (РЕГИСТР1) и с небольшой задержкой, определяемой схемой DELAY, сбрасывается в нуль СЧЕТЧИК1. Одновременно со сбросом через вентиль D3 из РЕГИСТР1 загружается СЧЕТЧИК2. Перечисленные действия приходятся на передний фронт сигнала SINC. До следующего фронта сигнала SINC из СЧЕТЧИК2 будут высчитываться тактовые импульсы f=8 МГц, поступающие на реверсивный вход -1.
Т.к. счетные импульсы имеют в 12 раз более высокую частоту, то и вычтутся до нуля они за период T /12. Каждый раз при достижении нулевого значения в СЧЕТЧИК2 его выходной сигнал OUT_LOAD через вентиль D3 вновь загружает СЧЕТЧИК2 из регистра временного хранения РЕГИСТР1. Прежде чем появится очередной фронт сигнала SINC, выходной сигнал OUT_LOAD появится 12 раз со скважностью отличающейся от 2. После прохождения счетного триггера D4 частота выходного сигнала будет в 6 раз выше частоты синхросигнала f и иметь скважность равную 2.
Если по какой-либо причине скорость вращения измерительного механизма будет изменяться, то будет изменяться и период синхросигнала T. Поэтому в СЧЕТЧИК1 будет записано другое число, которое запишется в СЧЕТЧИК2. Схема будет правильно отрабатывать изменение вращения измерительного механизма. Высокая частота тактового сигнала выбрана как раз с целью уменьшения ошибок слежения (в данном случае ошибок дискретности).
Как уже было сказано, тактовая частота на входе СЧЕТЧИК1 равна 666666 Гц. Измерительный механизм вращается со скоростью 50 об/сек. Поэтому если бы приходил один синхроимпульс на оборот, то успело бы прийти 666666/50=13332 импульса тактовой частоты, для измерения которых требуется 13-разрядный счетчик. Реально импульсы будут идти в 24 раза чаще (т.е. период реже), поэтому в СЧЕТЧИК1 будут попадать около 13332/24=555,5 импульсов. Достаточно 10-разрядные счетчики и регистры. Однако если желательно повысить входную тактовую частоту (для уменьшения ошибок дискретности), то разрядность можно увеличить до 12.
Рисунок 5.2 − Схема электрическая функциональная синхронизатора.
Приблизительная форма выходного сигнала с измерителя поля без учета паразитной наводки от сети переменного напряжения 220 В будет выглядеть как на рисунке 5.3, b, а соответствующие им выходные синхросигналы SINC_OUT – на рис 5.3, а. При использовании микропроцессора моменты измерения должны приходиться на максимумы измеряемого сигнала, т.е. сдвинутыми на 90 градусов по отношению к положительному фронту Sinc_out для режима синхронного детектора.
Рисунок 5.3 − Диаграммы напряжения: a – синхронизатора; b –выходного напряжения измерителя электрического поля.
6. Развертывание на полигоне НИИПФ ИГУ оптоволоконных кабелей системы электропитания и сбора информации С установки Тунка-133
Новая установка Тунка-133 будет состоять из 133 оптических пунктов на базе фотоумножителей EMI 9350 (диаметр фотокатода 20 см). 200 таких фотоумножителей передано для этой установки Национальным институтом ядерной физики Италии и находятся в настоящее время в Москве. Схематическое изображение установки приведено на Рисунке 6.1 133 детектора сгруппированы в 19 кластеров, по семь детекторов в каждом. Расстояние между детекторами – 85 м.
Рисунок 6.1 − План установки Тунка-133. Семь пунктов регистрации образуют кластер.
Каждый кластер будет связан с центром сбора информации волоконно-оптическим кабелей, содержащим четыре многомодовых оптоволокна и четыре медных жилы.
В установке используется кабель ОКБ-М8Т-62.5-08-4/4 изготовленный на предприятии “Электропровод” в Москве. Кабель снаружи покрыт одним слоем стальной проволоки и выдерживает на разрыв 10000 н. Для питания электроники по медным жилам подается 220 в. Кроме того ранней весной сравнительно часто происходит самовозгорание травяного покрова. В силу этого кабель нельзя оставлять на поверхности почвы, а необходимо заглубить примерно на 20 см.
Местность, на которой будут располагаться оптические детекторы и контейнеры электроники кластеров, используется местным населением в качестве пастбища для скота, кроме того, частично заболочен. Это затрудняет рытье траншеи механизированным способом. По крайней мере для половины кабелей траншеи придется копать в ручную. На рисунке 6.2 показан процесс подготовки траншеи сотрудниками НИИПФ ИГУ
Рисунок 6.2 − Подготовка траншеи для прокладки оптоволоконного кабеля.
После прокладки кабель заводится внутрь контейнера кластера (рисунок 6.3)
Рисунок 6.3 − Вид изнутри на контейнер кластера
К настоящему времени размечены положения всех 19-ти кластеров и 4-м кластерам подведены кабели. Работа по развертыванию кабелей была прервана ураганом, произошедшим в начале мая. Ураганом была сорвана крыша с домика, в котором размещается центром сбора информации (рисунок 6.4). К счастью при этом никто не пострадал и не был поврежден проложенный кабель.
Рисунок 6.4 − Вид после урагана
7 Проведение сеансов регистрации ШАЛ и одиночных мюонов закрытым водным черенковским детектором большой площади в грозовую погоду.
Роль космических лучей в атмосферных электрических явлениях обсуждается с конца 20-х годов прошлого века. В 90-х годах в работах Ю.Стожкова и В.Ермакова была выдвинута гипотеза об инициализации грозового разряда широким атмосферным ливнем (ШАЛ) высокой энергий. Существенный прогресс в понимании механизма инициализации грозового разряда ШАЛ был достигнут после предсказания В. Гуревичем с соавторами нового явления - пробоя на убегающих электронах. В настоящее время, регистрация рентгеновких лучей и гамма-квантов низких энергий от грозовых разрядов дают экспериментальное подтверждение этому явлению. Тем ни менее гипотезу о том, что ШАЛ высокой энергии является триггером для образования молнии, нельзя считать экспериментально доказанной. В экспериментах на Баксанской нейтриной обсерватории было обнаружено сильное возрастание (до 40%) потока мягкой компоненты в грозовых электрических полях и предложена интерпретация такого возрастания на основе циклической модели ускорения убегающих электронов. В этой модели цикл ускорения электронов может изменяться от микросекунд до секунд в зависимости от величины электрического поля. В данной работе мы планируем исследовать временную и пространственную корреляцию между грозовыми разрядами и ШАЛ с энергией выше 1016 эВ на базе Тункинской комплексной установки по исследованию космических лучей и осуществить попытку регистрации задержанного по времени относительного ШАЛ электронов, предсказываемую циклическим механизмом ускорения. Для регистрации ШАЛ во время грозы планируется использовать систему водных черенковских детекторов площадью 10 кв.м и глубиной 1 м и 1-2 разнесенные радио антенны. При работе во время грозы детекторы будут работать от автономного питания и будут связаны с центром сбора только оптическими кабелями. Задержанные электроны будут регистрироваться как с помощью водных баков так и двумя черенковскими детекторами, снабженными электронной системой допускающей работу в условиях сильных световых вспышек.
Для исследования развития ШАЛ в грозовых облаках будет использована система водных череновских детекторов площадью 10 кв.м и глубиной 1 м для, два воздушных черенковских детектора на основе 20 см и 1-2 радиоантенны.
Водный объем детектора просматривается 4-мя фотоумножителями с площадью фотокатода 20 см. Суммарная амплитуда сигнала с четырех фотоумножителей при прохождении через бак мюона в вертикальном направлении примерно равна 25 фотоэлектронам. Электроника детектора осуществляет оцифровку сигнала с шагом 20 нс. Детектор может работать от собственного локального триггера, с частотой срабатывания в диапазоне 1-10 Гц. Проводится постоянный набор и мониторирование амплитудных спектров с каждого фотоумножителя. Расстояние до оси ливня может быть оценено по длительности диска ШАЛ. В настоящее время установлены два водных детектора на расстоянии 300 м друг от друга.
В данной работе мы планируем исследовать временную и пространственную корреляцию между грозовыми разрядами и ШАЛ с энергией выше 1016 эВ на базе Тункинской комплексной установки по исследованию космических лучей и осуществить попытку регистрации задержанного по времени относительного ШАЛ электронов, предсказываемую циклическим механизмом ускорения.
Для регистрации ШАЛ во время грозы планируется использовать систему водных черенковских детекторов площадью 10 кв.м и глубиной 1 м и 1-2 разнесенные радио антенны. При работе во время грозы детекторы будут работать от автономного питания. Функциональная схема эксперимента представлена на рисунке 7.1. Задержанные электроны будут регистрироваться как с помощью водных баков так и двумя черенковскими детекторами, снабженными электронной системой допускающей работу в условиях сильных световых вспышек.
Рисунок 7.1 − Функциональная схема эксперимента.
|
