Поток нейтронов в атмосфере у поверхности Земли Текст научной статьи по специальности «Физика»

НАУЧНОЕ ПЕРИОДИЧЕСКОЕ ИЗДАНИЕ «CETERIS PARIBUS» №3/2016 ISSN 2411-717Х

5. Виноградова М.Г., Виноградов А.Н. Космогония для начинающих. Germany. Palmarium Academic Publishing. 2015. 84 с .

6. Сапрыкин Ф.Я., Кулачкова А.Ф. Геохимия и металлогения горючих ископаемых. СПб. Недра. 2003. 80 с.

7. YouTube. Новая космогония. Доклад М. Виноградовой. 2012. New Cosmogony. M. Vinogradova reports. 2013.

©Виноградова М.Г., 2016

Янчуковский Валерий Леонидович,

доктор физ.-мат. наук, заведующий обсерваторией Геофизической службы СО РАН, г. Новосибирск, РФ,

E-mail: vjanch@gs.sbras.ru Кузьменко Василий Сергеевич, младший научный сотрудник обсерватории Геофизической службы СО РАН, г. Новосибирск, РФ,

E-mail: mp3.87@mail.ru Молчанов Антон Дмитриевич, инженер-исследоватедь обсерватории Геофизической службы СО РАН, г. Новосибирск, РФ,

E-mail: antonmolch@gmail.com

ПОТОК НЕЙТРОНОВ В АТМОСФЕРЕ У ПОВЕРХНОСТИ ЗЕМЛИ

Аннотация

Для исследования модуляционных эффектов потока нейтронов в атмосфере у земной поверхности и диагностики их источников организован непрерывный мониторинг нейтронов в широком диапазоне энергий. Рассматривается спектр нейтронов в атмосфере, представлен комплекс используемых детекторов, приводятся их характеристики. Обсуждаются результаты, полученные по данным непрерывного мониторинга нейтронов у земной поверхности.

Ключевые слова

нейтронный поток, энергетический спектр, детектор, атмосфера, земная кора.

Введение

Согласно современным представлениям, практически все нейтроны в атмосфере Земли возникают в результате взаимодействия первичного космического излучения с ядрами атомов воздуха. В результате образуются нейтроны в широком диапазоне энергий: от тепловых до энергий первичных космических лучей (КЛ). Однако вблизи поверхности Земли действуют, как минимум, еще два источника нейтронов. Земная кора является источником нейтронов и как пассивная мишень, и как активный источник. При взаимодействии энергичных частиц КЛ с ядрами элементов, составляющих земную кору, генерируются нейтроны различных энергий. Можно говорить, что пассивным источником этих нейтронов (альбедо) является земная кора. Но ее роль в данном случае - это роль мишени. В качестве активного источника земная кора обязана выходу радиоактивных газов (радона, торона и актинона). Радиоактивные газы земной коры образуются в уран-радиевой, ториевой и уран-актиниевой сериях радиоактивного распада, соответственно. В процессе дальнейшего распада они испускают а-частицы различной энергии. Следует принимать во внимание, что взаимодействия высокоэнергичных а-частиц, приводящие к образованию нейтронов, возможны не только с ядрами азота и кислорода, но и с ядрами других элементов, входящих в состав земной коры, и особенно, с ядрами кремния.

Земная кора подвержена сильным, быстрым и нередко многократным деформациям как по естественным причинам, таким, например, как землетрясения, вулканическая деятельность, оползни, так и по техногенным причинам. К ним можно отнести строительство нефте- и газопроводов, открытую разработку полезных ископаемых, вырубку лесов, строительство дорог, создание подземных нефтехранилищ и угольных шахт. Деформации земной коры будут приводить к изменениям потока радиоактивных газов, а значит, должны вызывать вариации интенсивности потока нейтронов (в основном, тепловых и медленных) у поверхности Земли. С другой стороны, изменения интенсивности потока нейтронов у земной поверхности также вызваны вариациями интенсивности первичных КЛ и состоянием атмосферы. Таким образом, наблюдаемые вариации интенсивности нейтронов у поверхности Земли представляют собой суперпозицию эффектов различной природы. Все это и определяет цели и задачи непрерывного мониторинга потока нейтронов в широком диапазоне энергий у земной поверхности.

Дифференциальный энергетический спектр нейтронов в атмосфере Дифференциальный энергетический спектр нейтронов в атмосфере, экспериментально полученный Hess'ом [12, с. 666], приведен на рис. 1 для глубины атмосферы от 20 г/см2 до уровня моря.

энергия,

Рисунок 1 - Дифференциальный энергетический спектр нейтронов в атмосфере

Для удобства рассмотрения спектр целесообразно разделить условно на несколько энергетических диапазонов:

1. Диапазон энергий < 1 эВ. Это область тепловых и надтепловых нейтронов, энергетический спектр которых - спектр Максвелла

п(Е) = по ■ С ■ Е ■ ехр(- Е^), (1)

где п(Е) - плотность тепловых нейтронов, имеющих энергии в интервале Е + dE, п0 - интегральная плотность тепловых нейтронов всех возможных энергий в среде с термодинамической температурой Т , к = 8.62 ■ 10-5 эВ / К - постоянная Больцмана, с - коэффициент нормировки.

Согласно этому виду спектра наиболее вероятная энергия Енв = кТн соответствует максимуму распределения тепловых нейтронов по энергиям, т.е. тепловых нейтронов с этой кинетической энергией в

НАУЧНОЕ ПЕРИОДИЧЕСКОЕ ИЗДАНИЕ «CETERIS PARIBUS» №3/2016 ISSN 2411-717Х

среде больше, чем тепловых нейтронов любых других энергий (до 36% от общего числа всех тепловых нейтронов). А средняя энергия тепловых нейтронов

Еср =(1/П ) о ■ E ■ п(Е)dE (2)

Подстановка в (2) выражения (1) приводит к величине:

Еср = 4kTjp *1.273kth = 1.273EHe

Для стандартной температуры Тн = 293 К (или 20о С) наиболее вероятная и средняя энергии тепловых нейтронов соответственно равны: Енв =0,025 эВ Ер = 0,0322 эВ.

2. Диапазон 1 эВ - 50 КэВ (нейтроны резонансных и промежуточных энергий). В этой области энергий величина плотности замедляющихся нейтронов по энергиям в непоглощающей среде распределена

17-3/2

по закону Е , т.е. плавно возрастает с уменьшением энергии в процессе их замедления, и плавно спектр

Ферми переходит при Е = Ec в максвелловский спектр тепловых нейтронов. Эффектом утечки нейтронов

из атмосферы для спектра на уровне моря можно пренебречь. С учетом уменьшения сечения рассеяния с энергией спектр в этой области энергий (1 эВ - 50 КэВ) принимает вид

Ф(Е)* 1Е0 88 . (3)

3. Диапазон 50 КэВ - 1 МэВ (нейтроны промежуточных энергий). Спектр нейтронов этой области энергий определяется не только процессами замедления, но и спектром нейтронов испарения со средней энергией 1 МэВ. Спектр нейтронов испарения можно приближенно представить в виде [3, с. 144]

N(Е)с1Е * Е exp(- е/ в)СЕ, (4)

где ядерная температура в = 1 МэВ. 4. Диапазон 1 МэВ - 10 ГэВ (нейтроны быстрые и релятивистские). В интервале энергий от 1 МэВ до 10 ГэВ спектр глобальной интенсивности нейтронов аппроксимируется выражением [3, с. 138]

N(Е) = кЕ~а-b lgЕ нейтрон см-2 с-1 МэВ-1 , (5)

где к = 4,8 10-3 ; а = 1; b = 0,17.

На всем интервале энергий (10-2 - 1010 эВ) спектр имеет точность не хуже 25%.

Детекторы нейтронов

Для регистрации потоков тепловых, медленных и быстрых нейтронов в детекторах использованы широко известные большие пропорциональные борные счетчики нейтронов СНМ-15 [2, с. 25]. Эти счетчики, в свое время, были специально разработаны для нейтронных мониторов NM-64 [11, с. 2443] и создания мировой сети станций космических лучей [4, с. 171]. Счетчик представляет собой цилиндр диаметром 150 мм и длиной 2000 мм. Давление газа в счетчике 200 мм. рт. ст. Счетчики наполнены трехфтористым бором

BF3, обогащенным до 96% изотопом B, взаимодействие которого с нейтронами приводит к реакции B510 + n0 —> Li3 + He2 . В результате захвата медленного нейтрона ядром B1 образовавшееся ядро

B^1 находится в возбужденном состоянии и распадается (за время порядка 10-12 с) на а-частицу и ядро лития.

В результате этой реакции освобождается энергия около 2,5 МэВ, причем на долю а-частицы приходится около 1,6 МэВ, а на долю ядра лития - 0,9 МэВ. Обе частицы, разлетаясь в противоположных направлениях, образуют при полном использовании пробега около 80000 пар ионов. Благодаря тому, что трехфтористый бор принадлежит к гасящим газам, счетчик работает стабильно при больших коэффициентах газового усиления [6, с. 89]. Эффективность счета определяется вероятностью захвата нейтрона ядрами бора. Сечение захвата 7 в широком диапазоне энергии нейтронов обратно пропорционально их скорости и достигает максимального значения для тепловых нейтронов, где 7 = 550*10-24 см2, так что такой счетчик регистрирует в основном тепловые нейтроны. Эффективность счетчика максимальна для тепловых нейтронов и составляет 40% [1, с. 101]. Счетчики нейтронов собираются по 3 в детекторные блоки (рис. 2а).

Рисунок 2 - Детекторы нейтронов: а, б - детектор нейтронов тепловых и надтепловых энергий; в -детектор промежуточных и быстрых нейтронов; г - нейтронный монитор NM-64.

Детекторные блоки идентичны и автономны. Положение счетчиков в блоке фиксируется направляющими из изоляционного материала (фторопласт). Корпус блока выполнен из алюминия. В корпусе каждого детекторного блока имеются высоковольтный нелинейный фильтр и усилители-дискриминаторы для считывания сигналов со счетчиков. Детектор тепловых и медленных нейтронов включает один выносной детекторный блок (рис. 2а) и два детекторных блока спаренных, расположенных один над другим, между которыми помещен листовой кадмий в 1 мм. (рис. 2б). С боков эти детекторные блоки также прикрыты листовым кадмием. Для регистрации быстрых нейтронов выполнен детектор (рис. 2в) на этих же счетчиках, окруженных слоем полиэтилена толщиной 7,5 см., выполняющего функцию термолизатора нейтронов. Для регистрации быстрых и релятивистских нейтронов используется нейтронный монитор NM-64 (рис. 2г), в котором имеется свинцовая мишень для локальной генерации нейтронов [11, с. 2443]. Эффективность регистрации нейтронов для каждого из приведенных детекторов представляет собой функцию энергии регистрируемых нейтронов. Эффективности детекторов различных конструкций находились путем моделирования [7, с. 4] отклика детектора на поток нейтронов. Оценим относительный вклад нейтронов различных энергий в счет каждого детектора. Если П - некоторый энергетический интервал Еп + Еп _1 спектра нейтронов на уровне моря J (Е), то интенсивность нейтронов в этом интервале равна

Nn = { J (e )dE - j J (e )dE.

(6)

En-i

E„

Средняя энергия нейтронов для интервала п находится как

_ Еп ¡Еп

еп = | j (е ее | j (е уе ,

Еп_1 / Еп_1

а средняя эффективность регистрации нейтронов интервала п для детектора -

_ Еп /Еп

8 п = ¡£(еее | ede .

Еп_1 / Еп_1

Тогда долевой вклад интервала п в общий счет детектора найдем как

кЕ)= ^п -ёЩ£Nn -ё~п .

(7)

(8)

n

Полученные таким образом результаты представлены на рис. 3.

Рисунок 3 - Зависимость эффективности различных детекторов от энергии нейтронов (а) и относительный вклад нейтронов различных энергетических интервалов в общий счет каждого из детекторов (б). Цифрами у кривых обозначены по порядку приведенные детекторы нейтронов.

Мониторинг нейтронного потока у земной поверхности.

Непрерывные наблюдения за интенсивностью потока нейтронов в широком энергетическом диапазоне проводятся с помощью приведенного комплекса детекторов с сентября 2013 года по настоящее время. Наблюдаемые вариации интенсивности нейтронов в глубине атмосферы, обычно, представляют собой суперпозицию эффектов различной природы. Первичные вариации обусловлены изменениями энергетического спектра первичных космических лучей. Геомагнитные вариации происходят за счет изменений жесткости геомагнитного обрезания. Вариации атмосферного происхождения вызваны изменениями параметров атмосферы, самые ощутимые из которых для нейтронов обусловлены изменениями атмосферного давления. Барометрическим эффектом нейтронного потока называют изменения интенсивности нейтронов, связанные с изменениями атмосферного давления. Он складывается из абсорбционного эффекта, понижающего интенсивность нейтронов, и эффекта генерации нейтронов, приводящего к повышению интенсивности. То есть изменение плотности нейтронов во времени обусловлено увеличением этой плотности вследствие образования нейтронов и уменьшением их ввиду утечки и поглощения.

Используя данные непрерывных наблюдений, с помощью регрессионного анализа сделана оценка барометрических коэффициентов // интенсивности нейтронов различных энергий в атмосфере у поверхности Земли. Результаты представлены в таблице.

Таблица 1

Барометрические коэффициенты интенсивности нейтронов различных энергий.

Е, эВ 0,045 1,0 102 5*103 106 3,6*107 8,9*107 1,1*108 4,2*108

ß, %/мб -0,62 ± 0,01 -0,560 ± 0,009 -0,56 ±0,02 -0,55 ±0,02 -0,56 ±0,017 -0,585 ± 0,008 -0,68 ±0,005 -0,718 ±0,006 -0,86 ±0,01

Е, эВ 6*108 9,8*108 1*109 2,1*109 2,97*109 4,0*109 7,2*109 8,9*109

ß, %/мб -0,88 ±0,01 -0,93 ±0,015 -0,93 ±0,03 -0,98 ±0,04 -1,02 ±0,08 -1,03 ±0,12 -1.08 ±0,18 -1,1 ±0,18

В области высоких энергий, с десятков МэВ и выше, наблюдается возрастание барометрического эффекта интенсивности нейтронов.

Барометрический коэффициент - величина, обратная пробегу Ь поглощения нейтронов в атмосфере. Превышение пробега для поглощения над пробегом для взаимодействия Л объясняется вкладом вторичных частиц. Различие между Ь и Л выражается через долю энергии сохраняющихся нуклонов /(у)« БГ~1 [5, с. 1104]:

1/ Ь = (1 -< £у-1>)/л. (10)

Функция /"(у) зависит от показателя степени у энергетического спектра рождающихся нуклонов. Спектр глобальной интенсивности нейтронной компоненты на уровне моря в области энергий до 10 ГэВ с достаточной точностью аппроксимируется выражением (5). Хотя /(у) представляется через отношение энергий несколько приближенно, соотношение (10) вполне можно использовать для количественных оценок [8, с. 415]. При возрастании у значение функции /(у) уменьшается. В случае постепенного возрастания у с ростом энергии нуклонов Е пробег для поглощения Ь будет уменьшаться, а барометрический коэффициент // - соответственно возрастать. На рис. 4 в логарифмическом масштабе представлена зависимость барометрических коэффициентов интенсивности нейтронов от их энергии и спектр нейтронов на уровне моря. Результаты в области от 10 МэВ и выше получены с помощью спектрографа на эффекте локальной генерации нейтронов [9, с. 52].

Рисунок 4 - Барометрический эффект нейтронов в атмосфере в зависимости от их энергии (правая шкала) и дифференциальный энергетический спектр нейтронов на уровне моря (левая шкала).

Экспериментально полученные значения барометрических коэффициентов в области энергий нейтронов 107 - 1010 эВ ложатся на прямую (в логарифмическом масштабе), которая хорошо описывается выражением

ß = k

1 - B

b lg E

Л

НАУЧНОЕ ПЕРИОДИЧЕСКОЕ ИЗДАНИЕ «CETERIS PARIBUS» №3/2016 ISSN 2411-717Х

при следующих значениях указанных параметров: B = 0,2; b = 0,17; Х = 60 г/см2 ; k =100, если ß представлять в %/ мб.

Таким образом, рост показателя степенного спектра КЛ с энергией приводит к зависимости средней эффективной энергии вторичного излучения от глубины атмосферы, что отражается на пробеге поглощения и вызывает наблюдаемую зависимость барометрического эффекта от величины атмосферного давления. При вхождении первичных протонов космических лучей в атмосферу наблюдается в основном два процесса, приводящие к образованию быстрых нейтронов. Первый из них - это прямое взаимодействие первичных протонов с ядрами воздуха, в результате чего образуются нейтроны с энергией вплоть до энергий первичных частиц космических лучей [10, с. 1159]. Второй процесс - это ядерные расщепления (звезды), которые сопровождаются образованием нейтронов умеренных энергий. При прохождении через атмосферу происходит замедление нейтронов в результате неупругих и упругих взаимодействий с ядрами воздуха [10, с. 1159]. При достижении энергии нейтронов низкого возбужденного уровня для кислорода и азота, неупругие взаимодействия нейтронов прекратятся. Дальнейшее замедление нейтронов будет за счет только упругих взаимодействий. Низший уровень возбуждения для кислорода составляет 6 МэВ, а для азота - 2,3 МэВ. Этим и объясняется наблюдаемое поведение барометрического коэффициента нейтронов в области энергий от тепловых до единиц МэВ (см. рис. 4).

Анизотропия потока тепловых и медленных нейтронов у Земли Монитор тепловых и медленных нейтронов включает один выносной детекторный блок и два детекторных блока спаренных, расположенных один над другим, между которыми помещен листовой кадмий в 1 мм (рис. 1а,б). С боков эти детекторные блоки также прикрыты листовым кадмием. Под детектором - деревянный пол на расстоянии 15 см от грунта. Конфигурация выбрана с целью исследования анизотропии потока нейтронов у Земли. По данным непрерывных наблюдений (использовались среднесуточные значения) находились отношения темпов счета детекторов и анизотропия

R = NJN2-, A = . (12)

n + n2

Здесь N^ и N2 - темп счета верхнего и нижнего детекторных блоков, соответственно. Полученные сезонные изменения анизотропии представлены на рис.5.

Рисунок 5 - Сезонные изменения анизотропии потока тепловых и медленных нейтронов у поверхности

Земли

Барометрический эффект в данных учтен с помощью найденных барометрических коэффициентов. На рисунке жирной (синей) линией показана толщина снега на крыше здания (в один этаж). Если Землю (в данном случае грунт) также рассматривать в качестве активного источника нейтронов, то нижний детекторный блок должен слабо реагировать на снег в сравнении с верхним блоком, который в данном случае значительно экранируется снегом от источника (атмосферы). Это мы и наблюдаем (см. рис. 5).

Заключение

Экспериментально найдено распределение барометрических коэффициентов для нейтронов в атмосфере на уровне моря в интервале энергий от тепловых до 1010эВ. Дано объяснение наблюдаемого распределения барометрического эффекта для нейтронов в зависимости от энергии. Обнаружен сезонный ход анизотропии нейтронного потока и показано, что он обусловлен осадками в виде снега. Список использованной литературы

1. Асатиани П.Я., Блох Я.Л., Гагуа Т.А.и др. Крупногабаритные нейтронные счетчики типа СНМ-15. // Труды Всесоюзной конференции по космическим лучам. (Ташкент, 1968). - М.: Ротапринт ФИ АН СССР. -1969. - Ч. 2. - Вып. 3. - С. 101 - 104.

2. Блох Я.Л., Дорман Л.И., Коява В.К. и др. Большие нейтронные счетчики для супермониторов. // Космические лучи. - М.: Наука. - 1969. - № 10. - С. 25 - 29.

3. Горшков Г.В., Зябкин В.А., Лятковская Н.М., Цветков О.С. Естественный нейтронный фон атмосферы и земной коры. - М.: Атомиздат. - 1966. - 410 с.

4. Дорман Л.И. Экспериментальные и теоретические основы астрофизики космических лучей. М.: Наука. -1975. - 462 с.

5. Зацепин Г.Т. // Журнал экспериментальной и теоретической физики. - 1949. - Т. 19. - С. 1104 - 1108.

6. Калашникова В.И., Козодаев М.С. Детекторы элементарных частиц. - М.: Наука. - 1966. - 407 с.

7. Плетнев Е., Янке В. Эффективность регистрации нейтронных детекторов различной геометрии.// 31-я Всероссийская конференция по космическим лучам. - М.: МГУ. - Июль 2010. - Гео 41.

8. Хаякава С. Физика космических лучей. Ч. 1. Ядерно-физический аспект. - М.: МИР. - 1973. - 701 с.

9. Янчуковский В.Л., Янчуковский А.Л. Спектрограф космических лучей, основанный на эффекте локальной генерации нейтронов. // Исследования по геомагнетизму, аэрономии и физике Солнца. - М.: Наука. -1980. - Вып. 52. - С. 52 - 56.

10. Янчуковский В.Л., Филимонов Г.Я. Барометрический эффект вторичных космических лучей. // Известия РАН. Серия физическая. - 1997. - Т. 61. - № 6. - С. 1159 - 1161.

11. Hatton C.J. and Carmichael H. Experimental investigation of the nm-64 Newtron Monitor. //Can. J. of Phys. -1964. - V. 42. - P. 2443 - 2472.

12. Hess W.N., Canfield E.H. and Lingenfelter R.E. Cosmic-Ray Demography // J. Geophysical Research. - 1961. - V. 66. - P. 665 - 677.

© Янчуковский В.Л., Кузьменко В. С., Молчанов А. Д., 2016