Авторский коллектив

АСТЕРОИДНО-КОМЕТНАЯ ОПАСНОСТЬ

вчера, сегодня, завтра

Предисловие

В кругу наук астрономия занимает особое место. С одной стороны — это точная наука, в которой, по представлениям неспециалистов, исследования проводятся с высочайшей «астрономической» точностью. (Это, конечно, не всегда так. Например, в астрофизике и особенно в космологии серьезным достижением может иногда считаться оценка некоторого важного исследуемого фактора с точностью до порядка величины!) С другой стороны, астрономия — наука, имеющая ярко выраженный мировоззренческий характер. Список извечных проблем, уже сама постановка которых отличает вид homo sapiens от всего остального живого мира, включает вопросы, ответы на которые призвана дать (хотя бы частично) именно астрономия. Этот список включает представления, которые легли в основу множества религий и философий, и стали неисчерпаемым источником творческих идей для людей искусства и науки: происхождение и пути развития окружающего нас Большого Мира (т. е. Вселенной), происхождение жизни, множественность обитаемых миров, судьба нашей цивилизации и др. Астрономы, как и любые ученые, занимающиеся фундаментальной наукой, должны, конечно, прежде всего добывать новые знания о Вселенной, но на них лежит также обязанность перед обществом нести эти знания людям, причем в доступной форме. Природа, в том числе и природа человеческая, «не терпит пустоты», и если астрономы и другие ученые уклонятся от их долга постоянно бороться за высокий уровень человеческой культуры, шарлатанство обязательно заполнит этот вакуум. Поэтому даже в наш век узкой специализации, неизбежной при столь гигантском объеме накопленных и получаемых знаний, профессиональный ученый (астрономов это касается в первую очередь) не должен замыкаться в узком круге своих исследований, но обязан быть достаточно подготовленным по широкому кругу этих самых извечных проблем. Проблема астероидно-кометной опасности (АКО) из их числа.

В настоящее время тема АКО стала «модной» не только в Голливуде. Многие средства массовой информации заполнены материалами о близкой всемирной катастрофе из-за падения кометы или астероида (при этом часто ссылаются на сведения, якобы получаемые от астрономов). В мире науки внимание к проблеме АКО еще более заметно. На рубеже XX и XXI веков началась серьезная переоценка возможности столкновения Земли с малыми телами Солнечной системы. Эта проблема, которая долгое время была предметом изучения узкого круга специалистов, осознается в наши дни гораздо более широко (включая правительства ряда стран и ООН) как комплексная глобальная проблема, стоящая перед человечеством. (Под глобальными проблемами человечества сегодня понимают всеобщие, имеющие планетарный масштаб угрозы и противоречия в жизни общества, в том числе существовавшие частично или в неявном виде и ранее, и проявившиеся на современном этапе развития земной цивилизации в ходе процессов деятельности людей, а также в результате получения человечеством новых знаний [Шойгу и др., 1997].) Глобальных проблем, стоящих перед человечеством, много, и проблема АКО, несомненно, входит в их число.

Причина такой переоценки состоит в том, что на рубеже веков накопилась некоторая критическая масса фундаментальных знаний о населенности Солнечной системы малыми телами, о динамической и физической эволюции этого населения. Прорыв в этой области фундаментальных знаний происходит благодаря появлению новых наблюдательных технологий, проведению специальных программ наблюдений, осуществлению космических проектов по исследованиям малых тел Солнечной системы. Задачей фундаментальной науки здесь является получение новых знаний по проблеме АКО. Новые знания — это не только данные, получаемые в результате работ по обнаружению и выявлению свойств огромного числа декаметровых и гектометровых объектов в околоземном пространстве. Это и такие фундаментальные аспекты, как выявление причин возникновения резервуара тел с орбитами, сближающимися с орбитой Земли, и источников его постоянного пополнения, это и имеющая вполне практический интерес методика получения обоснованных оценок степени угрозы в каждом конкретном случае и т. д.

Отличия катастроф, обусловленных столкновениями малых тел с Землей, от других природных катастроф состоят в том, что, во-первых, не существует верхнего предела энергии, привносимой сталкивающимся с Землей телом. В принципе, под угрозой находится само существование жизни на Земле. Во-вторых, в отличие от многих природных катастроф, падение на Землю космического тела можно заранее предсказать и при наличии соответствующих технологий предупредить.

По теме АКО проводятся специальные конференции (по большей части международные), опубликованы тысячи научных статей и довольно много книг. В отечественной литературе можно отметить лишь несколько книг. Первая книга по теме — «Астероидно-кометная опасность», СПб.: ИТА РАН, ред. А. Г. Сокольский, 1996. Отличная популярная книга — «Угроза с неба: рок или случайность?» (М.: Космоинформ, ред. А. А. Боярчук, А. М. Микиша,

М. А. Смирнов) была опубликована в 1999 г. Увы, обе книги уже во многом устарели. Для углубленного изучения одной из важных составляющих проблемы АКО — взаимодействия космических тел с Землей при столкновениях — рекомендуем сравнительно недавно изданную и весьма удачную монографию «Катастрофические воздействия космических тел», М.: ИКЦ «Академкнига», ред. В. В. Адушкин, И. В. Немчинов, 2005.

Предлагаемая широкому кругу читателей монография «Астероидно-кометная опасность: вчера, сегодня, завтра» является первым изданием по проблеме АКО, в котором проблема рассматривается комплексно.

Мы (редакторы) специально старались выдержать стиль этой книги одновременно и как научного издания (приведены необходимые формулы, многочисленные ссылки и т. д.), и как достаточно популярной книги, т. е. с постоянным вниманием к более массовому читателю, поскольку цель этой книги — дать каждому астроному, физику или просто любителю науки представление о состоянии этой проблемы. Для экспресс-знакомства с проблемой АКО можно рекомендовать главу 1, имеющую вводный по назначению и наиболее доступный по форме характер. Она дает в сжатой форме общую картину, отсылая за деталями к соответствующим главам.

Авторы монографии — известные эксперты по различным направлениям комплексной проблемы АКО. Многие из них — члены Экспертной рабочей группы по проблеме астероидно-кометной опасности при Совете РАН по космосу. При подготовке книги были также использованы материалы, полученные в процессе научно-исследовательской работы «Эгида» (2006–2008 гг.), поддержанной Российским космическим агентством.

Полный список авторов с указанием разделов, в написании которых они принимали участие, приведен ниже.

Глава 1. Авторы: Б. М. Шустов, Л. В. Рыхлова.

Глава 2. Авторы: Л. В. Рыхлова, Б. М. Шустов, Е. С. Баканас; раздел. 2.2 написан при участии Г. В. Печерниковой, Д. О. Глазачева, А. В. Витязева.

Глава 3. Авторы: В. А. Шор, Ю. А. Чернетенко, О. М. Кочетова.

Глава 4. Авторы: Ю. Д. Медведев, Ю. А. Чернетенко; В. В. Емельяненко (разделы 4.4, 4.5), С. А. Нароенков (раздел 4.6).

Глава 5. Авторы: Н. В. Куликова, С. И. Барабанов (разделы 5.3.1, 5.3.2).

Глава 6. Автор раздела 6.1 — С. И. Барабанов, 6.2 — В. Г. Дегтярь, В. А. Волков, 6.3 — Б. М. Шустов, С. И. Барабанов, 6.4 — В. А. Волков, В. Г. Дегтярь, 6.5 — С. А. Нароенков.

Глава 7. Авторы: В. А. Шор, О. М. Кочетова, Л. Л. Соколов (раздел 7.7), Ю. А. Чернетенко (раздел 7.8).

Глава 8. Авторы: Н. А. Артемьева, О. П. Попова, И. В. Немчинов, В. В. Шу-валов, В. В. Светцов.

Глава 9. Автор раздела 9.1 — Б. А. Иванов, 9.2 — В. В. Светцов, 9.3, 9.4 — В. А. Шор, Ю. А. Чернетенко, О. М. Кочетова.

Глава 10. Авторы: В. Г. Поль, В. А. Волков, В. Г. Дегтярь, А. В. Симонов.

Глава 11. Авторы: Б. М. Шустов, Р. М. Тимербаев, Л. В. Рыхлова.

Приложения к книге подготовлены Е. С. Баканас. Рисунки во всех главах приводятся с указанием ссылки на источник. В случае отсутствия указания авторами рисунков являются авторы данных разделов. Е. С. Баканас также внесла большой вклад в подготовку компьютерного варианта книги.

В книге приводится много ссылок на различные сайты по состоянию на начало 2010 г. Авторы надеются, что в случае изменения адресов сайтов читатели смогут найти интересующие их материалы на сайтах учреждений, названия которых присутствуют в приведенных ссылках.

Редакторы и авторы книги благодарны РФФИ за поддержку издания этой книги (грант РФФИ 09–02–07026 и 09–02–02006).

Б. М. Шустов, Л. В. Рыхлова,

Институт астрономии РАН, 2009 г.

Глава 1

Что такое астероидно-кометная опасность?

1.1. Понятие астероидно-кометной опасности (АКО)

Несчастная планета

Попала в дождь из падающих звезд

С диаметром от мили до полметра.

С. Кирсанов

Современный мир подвержен многим опасностям природного и техногенного характера. Среди них — угроза падения небесных тел, точнее малых тел Солнечной системы, на Землю. Эти тела принято подразделять, в зависимости от размера и свойств, на межпланетную пыль, метеороиды, астероиды и кометы. Главный параметр, по которому проводится классификация, — размер тела. Характерные размеры для тел различных классов приведены на рис. 1.1 (см. вклейку).

Неопределенность используемых в научной литературе значений границ между некоторыми классами довольно велика. В последнее время к этому списку добавляют планеты-карлики, но эти тела, вообще говоря, не относятся к малым телам (см. раздел 2.1) и, кроме того, не имеют возможности столкнуться с Землей за оставшееся время жизни Солнечной системы. Это время ограничено как астрофизическими, так и небесно-механическими процессами. Согласно теории эволюции звезд, центральное тело Солнечной системы — Солнце не претерпит изменений еще в течение примерно 7 млрд лет. Затем Солнце превратится в огромную звезду — красный гигант, который поглотит все внутренние планеты. С другой стороны, Солнечная система устойчива в динамическом отношении на протяжении, по крайней мере, примерно 5 млрд лет для Земли и всех больших внешних планет [Холшевников, Кузнецов, 2007].

Сближаться с Землей при своем движении в пространстве и падать на Землю могут любые малые тела. Конечно, выпадение космической пыли, т. е. частиц от субмикронного до субмиллиметрового размера, не составляет для

Земли какой-либо реальной угрозы и вообще не оказывает сколько-нибудь значительного воздействия на нашу планету. Несмотря на часто появляющиеся в СМИ сообщения о том, что наша планета «раздувается и тяжелеет», прирост ее массы за счет выпадения вещества из космоса в настоящую эпоху ничтожен. Оценки притока метеорного вещества лежат в пределах 10–300 тыс. тонн в год (за миллион лет радиус Земли увеличивается в среднем всего лишь примерно на 1 мм!). Более крупные тела (метеороиды) проявляют себя при столкновении с Землей как сгорающие в атмосфере метеоры и болиды. Размеры таких тел, как правило, не превышают нескольких метров. Некоторые метеороиды долетают до поверхности Земли (на Земле их находят в виде метеоритов). Долетит или не долетит тело до поверхности Земли — зависит от многих параметров: размеров, состава, скорости, формы и структуры тела. Наиболее устойчивы к разрушению при пролете в атмосфере железные метеороиды. Значительная часть метеороидов, по-видимому, представляет собой довольно рыхлые тела, образующиеся в результате распада кометных ядер. Происшедший распад ядра кометы Швассмана — Вахмана 3 весной 2006 г. (астрономы различных обсерваторий насчитали свыше 60 новых фрагментов ядра кометы) стал наблюдаемым свидетельством того, что в образовавшемся метеорном рое содержатся тела размерами до нескольких сотен метров. Наличие крупных тел в метеорных и болидных потоках впервые выявлено в наблюдениях, начатых в ИНАСАН в начале 1990-х гг. (см. главу 5).

Существует распространенное мнение, что угроза, обусловленная падением метеоритов на Землю, малозначительна для людей, т. е. для вполне конкретных жителей Земли. Действительно, непосредственное попадание метеорита в человека — явление крайне редкое и при рассмотрении риска может практически не учитываться. Статистические оценки ущерба от падения метеоритов на Землю не очень точны, но в любом случае этот ущерб незначителен по сравнению с другими, куда более весомыми факторами риска. Стоит, например, вспомнить, что в России на дорогах в результате ДТП ежегодно погибает не менее 30 тыс. человек!

Ни микрочастицы, ни более крупные метеориты не представляют действительно серьезной угрозы и для человеческой цивилизации в целом (кстати, современные атомные электростанции — объекты особо высокого риска — спроектированы так, что выдерживают даже падение на них самолета, а это сравнимо с действием довольно крупного метеорита). Земная атмосфера в целом прекрасно защищает нас от ударов тел размером до нескольких метров. Пока не началось массовое проникновение человека в космическое пространство, имеет смысл говорить только об угрозе действительно опасных столкновений с Землей достаточно крупных тел: астероидов и комет (крупных фрагментов) размером не менее нескольких десятков метров. Именно эта угроза и составляет смысл понятия астероидно-кометной опасности (АКО).

Крупные небесные тела способны достичь поверхности Земли или нижних слоев атмосферы и причинить сильные разрушения. Последствия таких падений сравнимы с крупными природными катастрофами или взрывом водородной бомбы. Самое разрушительное землетрясение унесло около 2 млн человеческих жизней. Такие стихийные бедствия, как оползни, цунами, ураганы и извержения вулканов, уносили до 300 тыс. жизней людей каждое. Столкновение небесного тела с Землей, вообще говоря, не имеет верхнего предела разрушительности — оно может стать причиной гибели всего человечества и даже почти всего живого на Земле. Поэтому, несмотря на чрезвычайную редкость таких событий, они становятся в ряд с другими источниками риска гибели.

По оценкам, проведенным НАСА [NASA report, 2003], среднее число жертв столкновений достигает тысячи человек в год. Конечно, это средняя оценка и ее точность не превышает одного-двух порядков величины.

Сотрудники университета штата Аризона (США) разработали программу расчета последствий столкновений Земли с кометами и астероидами, которая называется Earth Impact Effects Program. Программой может воспользоваться любой, зайдя на сайт http:/www.lpl.arizona.edu/impacteffects/. Методика расчета описана в работе [Collins et al., 2005]. Ко всем таким методикам нужно относиться, конечно, с пониманием того, что точность «предсказания» последствий невелика. Уж слишком сложный и многопараметрический процесс рассчитывается. Несмотря на низкую вероятность столкновения, число жертв катастрофы столь велико, что в расчете на год сравнимо с числом жертв авиакатастроф, убийств и т. п. (подробнее см. в главе 9).

Проблема АКО имеет ярко выраженный комплексный характер. В этой книге мы рассмотрим, главным образом, астрономические вопросы, геофизические (точнее — процессы столкновений малых тел с Землей и их последствия), научно-технологические вопросы, связанные с предотвращением угрозы, и лишь в ограниченной степени коснемся (тоже очень важных составляющих проблемы АКО!) — вопросов уменьшения ущерба, социальной психологии и политических аспектов (конкретно — организации международного сотрудничества по проблеме). Кратко охарактеризуем содержание основных аспектов проблемы, рассматриваемых в книге.

1.2. Астрономический аспект проблемы АКО

Вопрос об оценках значимости астероидно-кометной опасности связан, в первую очередь, с нашим знанием о населенности Солнечной системы малыми телами, особенно теми, что могут столкнуться с Землей. Такие знания дает астрономия. Человечество уже накопило огромный объем информации о малых телах. В главе 2 представлены общие сведения о малых телах, об их месте в эволюции Солнечной системы, о различиях, сходствах и взаимосвязях между ними. Поскольку Главный пояс астероидов, Транснептуновый пояс и облако Оорта считаются основными источниками объектов, поступающих в околоземное пространство, в этой главе мы уделим им особое внимание. Большой вклад в исследование проблемы АКО вносят свидетельства столкновений малых тел с планетами.

В последующих главах (главах 3–5) представлены более глубокие сведения о каждом классе малых тел. Основная часть этих знаний была получена методами наблюдательной астрономии.

Перед наблюдательной астрономией в плане изучения проблемы АКО стоят несколько задач. Прежде всего, необходимо выявить все достаточно крупные астероиды и кометы, определить их орбиты, а также регулярно пополнять каталог новыми объектами и их высокоточными орбитами. Это даст возможность своевременно определить, какие из небесных тел могут стать опасными космическими объектами, и оценить вероятность их столкновения или тесного сближения с Землей. Регулярные наблюдения таких объектов обеспечат уточнение их орбит и продление прогноза. Тем самым, появляется возможность предсказать столкновение достаточно крупного тела с Землей за много лет, что даст человечеству возможность заблаговременно принять соответствующие меры. Конечно, задачу выявить «все» такие тела не следует понимать в буквальном смысле. «Все» такие тела обнаружить невозможно, и можно говорить лишь о некоторой оценке. Например, в американском проекте Spaceguard Survey («Космическая стража») поставлена задача — «выявить не менее 90 % астероидов крупнее 1 км». Здесь под 90 % также понимается некоторая оценка.

Еще одно замечание относится к определению «достаточно крупные». Это определение следует относить к телам, представляющим в смысле АКО наибольшую угрозу. Если суммировать детальную информацию о частоте падения и ущербе от падения тел данного размера, представленную в главах 8 и 9, то можно сказать, что на шкале времени существования человечества (∼ 10^5 лет) наибольшую опасность представляют столкновения со сравнительно небольшими телами, размером порядка 50–100 м. Пока что не существует наблюдательных технологий, позволяющих заблаговременно обнаруживать и проводить мониторинг движения даже для небольшой доли тел такого размера. Поэтому нужно быть готовым к решению задачи обнаружения опасных космических объектов на подлете к Земле. Космические объекты, имеющие размеры менее нескольких сотен метров, будь то астероиды, метеороиды или кометы, могут быть доступны для наблюдений только в достаточно близких окрестностях Земли. При этом объект, угрожающий столкновением с Землей, может быть обнаружен лишь за несколько недель (или даже дней) до падения его на Землю. Переходя к еще меньшим объектам декаметрового размера (именно такого размера было Тунгусское тело!), следует сказать, что время подлета после обнаружения исчисляется десятками часов. Самые же мелкие объекты более или менее систематически изучаются только в процессе их сгорания в атмосфере Земли (метеоры и болиды) либо — в чрезвычайно редких случаях — в виде метеоритов, упавших на Землю.

Поиск движущихся по столкновительным траекториям опасных объектов — задача огромной сложности. Решение этой задачи потребует организации патрулирования всего неба, но при этом с поверхности Земли принципиально не удастся обнаружить те тела, которые движутся со стороны Солнца и не видны на ярком фоне дневного неба. Кроме того, большое значение имеет погодный фактор. Поэтому наиболее полное решение проблемы обнаружения большинства потенциально опасных небесных тел может быть получено лишь с привлечением специальных космических средств наблюдения. В главе 6 подробно рассматриваются существующие и проектируемые средства наблюдений как наземного, так и космического базирования.

Наука о движении небесных тел — небесная механика — объясняет возможность проникновения отдельных астероидов, основная масса которых располагается между орбитами Марса и Юпитера, внутрь орбиты Марса и даже орбиты Земли и в общем позволяет оценить как количество опасных объектов, так и частоту столкновений их с Землей. Сейчас (по состоянию на 1 июня 2010 г.) известно около 7 тыс. астероидов, орбиты которых сближаются с орбитой Земли на расстояния менее 50 млн км. До 20 % этих тел имеют еще более опасные орбиты (сближаются с орбитой Земли на расстояния менее 8 млн км). Значительная доля таких опасных тел обусловлена тем, что они имеют в большинстве своем малые размеры и обнаруживаются только на близких расстояниях. Движение этих тел тщательно рассчитывается, с тем чтобы оценить вероятность действительно угрожающих сближений. Конечно, подходы классической небесной механики, прошедшие проверку в течение столетий, используются в полном объеме, но даже в этой области возможны очень существенные нововведения. Пример — недавний «бум», связанный с массовым осознанием существенности эффекта Ярковского для эволюции орбит астероидов. Еще одна тема — так называемые зоны резонансного возврата — стала особенно актуальной в связи с исследованиями эволюции орбит малых тел в результате близких прохождений в окрестности планеты и последующих столкновений с нею малых тел. Весьма сложна задача расчета орбит комет из-за множества дополнительных плохо рассчитываемых негравитационных факторов (например, нереально с высокой точностью рассчитать действие газовых потоков, выходящих из ядра испаряющейся кометы, на движение ядра). Эти соображения относятся к орбитам как короткопериодических, так и долгопериодических комет. Появление последних в настоящее время вообще практически непредсказуемо. Долгопериодические кометы обнаруживаются, в лучшем случае, лишь за несколько месяцев — 1 год до их появления в окрестности Солнца. В работе [Huebner et al., 2009] приводится типичный пример: комета C/1983 H1 (IRAS — Araki — Alcock) с орбитальным периодом 963,22 года, открытая 27 апреля 1983 г., уже через две недели (11 мая 1983 г.) пролетела мимо Земли на расстоянии 0,0312 а.е. Кроме того, такие кометы имеют большую скорость относительно Земли. Глава 7 посвящена рассмотрению небесно-механических подходов к проблеме АКО.

В процессе развития исследований таких крупных проблем, как АКО, обычно выделяются некоторые (знаковые) моменты, существенно меняющие сам ход исследований или отношение к проблеме. В истории изучения проблемы АКО можно выделить следующие моменты:

— появление в конце 80-х гг. XX века в практике астрономических наблюдений новых инструментов (прежде всего, эффективных ПЗС-приемников, специализированных широкоугольных телескопов и скоростных систем обработки), позволивших проводить оперативные, широкие и глубокие обзоры и резко увеличить объем и качество знаний о популяциях малых тел Солнечной системы;

— открытие ставшего уже знаменитым астероида Апофис. Обнаруженный в 2004 г. потенциально опасный объект 2004 MN4, или (99942) Apophis, который имеет размер 200–350 м, в 2029 г. пройдет в опасной близости от Земли. Сейчас в мире активно исследуется возможная эволюция орбиты этого астероида. Согласно результатам недавних расчетов, в 2029 г. астероид пройдет на расстоянии 36,1–39,2 тыс. км от Земли. В 2036 г. он имеет существенно ненулевую вероятность столкнуться с Землей. Более подробно об Апофисе см. в главе 7. Обнаружение такого тела еще раз показало, что мы очень мало знаем о потенциально опасных объектах и никто не гарантирует, что завтра (может быть, уже слишком поздно) не будет обнаружен новый «Апофис». Впрочем, такие объекты уже обнаружены (см. приложение 1).

1.3. Геофизический аспект

Столкновения небесного тела с Землей — это целый комплекс процессов. Сначала небесное тело встречается с атмосферой Земли, которая оказывает существенное воздействие на тело, вызывая его торможение, нагрев и разрушение. Науку, занимающуюся изучением метеорных потоков, прохождения в атмосфере Земли метеороидов, определенная часть которых не сгорает в земной атмосфере, а падает на земную поверхность в виде «небесных камней» (метеоритов), иногда называют метеорной астрономией, хотя часть этих вопросов — предмет изучения методами других наук: геофизики, в том числе физики атмосферы, и др.

Небесные тела, имеющие малые размеры, полностью сгорают в атмосфере и не оказывают никакого воздействия на поверхность Земли. Тела большего размера способны пройти сквозь атмосферу и достичь поверхности с космическими скоростями. При падении на сушу образуется кратер и генерируются сейсмические волны. При падении на водную поверхность могут образовываться цунами.

В процессе прохождения атмосферы Земли небесное тело размером менее 10 м потеряет свою скорость и при падении на поверхность будет способно причинить ущерб лишь на площади, соизмеримой со своим размером, — поразить человека, животное, автомобиль или здание. Небесные тела большего размера — начиная с диаметра 50 м — способны причинить значительно более серьезный ущерб. Они могут или «взорваться» в нижних слоях атмосферы, как Тунгусское тело, или, достигнув поверхности, образовать кратер и произвести разрушения на площади в тысячи квадратных километров. Энергия таких взрывов и ударов эквивалентна взрыву водородной бомбы мощностью более 10 Мт. Катастрофу такого рода можно назвать локальной. Небесное тело диаметром от нескольких сотен метров до 1,5 км при падении на Землю проходит сквозь все слои атмосферы, практически не потеряв скорости, и врезается в поверхность (суши или океана) с огромной энергией. Последствия такого удара подобны крупнейшим землетрясениям, «взрывам» вулканов или «ограниченной ядерной войне». На суше при этом образуются ударные кратеры. В океане при таком падении, кроме кратера на дне, образуются грандиозные волны — цунами. Разрушения и пожары могут охватить миллионы квадратных километров (вплоть до целого материка). Катастрофу такого рода можно назвать региональной.

Начиная с некоторого порогового значения эквивалентной мощности, которое оценивается величиной 2 10^5 Мт, что соответствует падению на Землю небесного тела диаметром свыше примерно 1,5 км, последствия столкновения охватывают весь земной шар, в силу чего такую катастрофу называют глобальной.

В табл. 1.1 сведены оценки частоты и результатов столкновений малых тел.

Таблица 1.1. Частота и результаты столкновений малых тел с Землей

Как видно из табл. 1.1, результаты столкновения небесного тела с Землей разнообразны и могут иметь самые печальные последствия для жизни и деятельности людей. Более подробно последствия падения крупных тел на Землю рассмотрены в главе 8, а частота и энергии столкновений малых тел с Землей и оценки рисков — в главе 9.

1.4. Немного истории

Бывает нечто, о чем говорят: «смотри, вот это новое»;

Но это было уже в веках, бывших прежде нас.

Нет памяти о прежнем; да и о том, что будет,

Не останется памяти у тех, которые будут после.

Книга Екклеcиаста, 1:9, 10

Процессы столкновения малых тел с другими телами Солнечной системы, точнее их последствия (например, ударные кратеры на Луне и на Земле) изучались уже на протяжении столетий. Однако целенаправленное изучение небесных объектов, способных сближаться с Землей или даже сталкиваться с ней — сравнительно молодая отрасль астрономии. Это обусловлено тем, что, как уже отмечалось, осознание проблемы АКО как одной из глобальных проблем, угрожающих цивилизации, произошло всего лишь около 20 лет тому назад.

О существовании комет, способных проникать внутрь земной орбиты, было известно давно. Но правильному представлению о возможных последствиях столкновений Земли с кометами мешали господствовавшие представления о кометах как о роях пыли и газа. Как правило, считалось, что при сближении (столкновении с кометой) могут произойти массовые отравления жителей Земли. Только в 50-х гг. XX в. была предложена ледяная модель кометного ядра, состоящего из замерзших газов и вмороженных в лед частиц твердого вещества. Другими телами, которые в принципе могли угрожать Земле, считались астероиды.

Еще 80 лет назад полагали, что все орбиты астероидов находятся в пределах так называемого Главного пояса астероидов, т. е. между орбитами Марса и Юпитера. Однако в 1932 г. был открыт первый астероид, орбита которого имела перигелийное расстояние меньше среднего радиуса орбиты Земли, т. е. в принципе его орбита допускала возможность сближения астероида с Землей. Этот астероид вскоре был «утерян» и вновь открыт в 1973 г. Он получил номер 1862 и имя Аполлон. В 1936 г. на расстоянии 2 млн км от Земли пролетел астероид Адонис, а в 1937 г. астероид Гермес пролетел на расстоянии 750 тыс. км от Земли. Гермес — двойной астероид с диаметром компонентов почти 1,5 км, был открыт всего за 3 месяца до его максимального сближения с Землей. После пролета Гермеса астрономы начали осознавать научную проблему астероидной опасности.

К 70-м гг. XX в. на разных обсерваториях был открыт первый десяток тел, орбиты которых либо лежат внутри орбиты Земли, либо подходят близко к ней. В 1973 г. в Паломарской обсерватории (США) был начат целенаправленный поиск тел, сближающихся с Землей. Наблюдения в основном проводились с 46-см фотографической камерой Шмидта. В течение года выполнялось до 2000 фотографий отдельных участков неба, на которых обнаруживалось в среднем свыше десяти астероидов с быстрым движением, свидетельствующем об их принадлежности к астероидам, сближающимся с Землей (АСЗ).

С 80-х гг. XX в. в астрономии стала использоваться другая, более прогрессивная техника наблюдений, сменившая фотографию. Это микроэлектронные приемники излучения (ПЗС-матрицы, т. е. приборы с зарядовой связью). Первые опыты по использованию ПЗС-приемников для слежения за малыми планетами и поиска неизвестных объектов были начаты Т. Герелсом в 1983 г. в обсерватории Стьюарда Аризонского университета (Китт Пик, США). В течение последующего десятилетия группа Герелса с помощью 91-см телескопа Spacewatch обнаружила около половины всех открытых за этот период АСЗ. К настоящему времени астрономические наблюдения с помощью ПЗС-камер уже полностью вытеснили фотографию при наблюдении малых тел.

В самом начале 80-х гг. XX в. была опубликована гипотеза Л. Альвареса и его соавторов [Alvarez et al., 1980] о глобальной катастрофе, охватившей Землю 65 млн лет назад в результате ее столкновения с десятикилометровым астероидом. Согласно гипотезе, катастрофа послужила причиной массового вымирания живых существ на рубеже мезозойской и кайнозойской эр в истории Земли. В последующие годы гипотеза нашла дополнительные подтверждения, в частности в результате обнаружения Альваресом слоя осадочных пород, обогащенных иридием, в самых различных регионах Земли. Иридий — чрезвычайно редко встречающийся на Земле химический элемент, а в метеоритах отмечается его 30-кратный избыток.

Еще одним событием, привлекшим к себе большое внимание, явилось прохождение трехсотметрового астероида вблизи Земли 23 марта 1989 г. Тревожным являлось то обстоятельство, что астероид был обнаружен только тогда, когда уже стал удаляться от Земли. Опираясь на этот факт, Американский институт аэронавтики и космонавтики опубликовал в 1990 г. меморандум, призывающий к изучению астероидной опасности и способов предотвращения столкновений. В ответ на этот меморандум Палата представителей Конгресса США поручила НАСА изучить проблемы обнаружения опасных космических объектов, их перехвата и активной защиты от них.

В июне 1991 г. в США было проведено Международное совещание «The Near-Earth-Object Detection Workshop» («Рабочее совещание по проблеме обнаружения объектов, сближающихся с Землей») по первой из указанных проблем. На совещании были выработаны рекомендации по интенсификации поиска и слежения за АСЗ. Совещание организовало Международную рабочую группу НАСА по данной проблеме из представителей американских и других зарубежных специалистов во главе с Д. Моррисоном. Рабочей группой под руководством Д. Моррисона был подготовлен доклад [Morrison, 1992], который был представлен Конгрессу США. В докладе прежде всего констатировалось, что первым шагом на пути предупреждения или уменьшения последствий космической катастрофы должен быть интенсивный поиск объектов, сближающихся с Землей (ОСЗ), и детальный анализ их орбит.

В 1994 г. НАСА получило новую директиву Конгресса США по осуществлению возможно более полной каталогизации опасных астероидов и комет размерами свыше 1 км. Новая директива нацеливала НАCA на выполнение этой задачи совместно с Министерством обороны США и космическими агентствами других стран в наиболее сжатые сроки. Для разработки нового плана была образована Рабочая группа под руководством Ю. Шумейкера. Доклад Рабочей группы Шумейкера в конце июня 1995 г. был представлен Конгрессу [Shoemaker et al., 1995].

В докладе Рабочей группы Шумейкера была сделана ставка на использование уже имеющихся или строящихся телескопов меньших размеров и в меньшем числе, но оснащаемых ПЗС-матрицами новейших разработок с большой (до 75 %) квантовой эффективностью и малым временем считывания информации. В докладе была предложена новая стратегия проведения обзора, которая, в сочетании с возросшими инструментальными возможностями, позволяла добиться значительной полноты обзора уже в течение первого десятилетия его полномасштабного осуществления.

Описанный выше в общих чертах проект наблюдения получил название «Обзор — Космическая стража» или просто «Космическая стража» (Spaceguard Survey). Проект стартовал под эгидой НАСА в 1998 г. На его реализацию было выделено более 50 млн долларов. Надо отметить, что проект выполняется успешно и на момент написания книги близок к завершению.

Мы специально остановились на принципах организации этого знакового проекта, поскольку аналогичные идеи лежат в основе и всех других подобных систем, развиваемых и планируемых в наши дни, конечно, с учетом изменения (улучшения) параметров инструментов, поскольку ставятся задачи обнаружения тел размерами гораздо меньше 1 км (см. также главу 6.)

В августе 1991 г. XXI Генеральная ассамблея Международного астрономического союза (МАС), проходившая в Буэнос-Айресе, приняла специальную резолюцию в поддержку исследования астероидной опасности и организовала Рабочую группу по объектам, сближающимся с Землей, из представителей ряда комиссий МАС. В резолюции Генеральной ассамблеи МАС содержится призыв к астрономам принять участие в изучении потенциальной угрозы от сближающихся с Землей астероидов и комет, а странам-членам МАС — кооперировать имеющиеся инструменты и материальные ресурсы для открытия новых и слежения за известными АСЗ.

В последние годы осознание этой угрозы привлекало к ней все большее внимание научных, общественных и правительственных кругов многих государств мира. Наряду с проведением специальных научных конференций, проблемы АКО рассматривались ООН (1995 г.), Палатой лордов Великобритании (2001 г.), Конгрессом США (2002 г.) и Организацией экономического сотрудничества и развития (2003 г.). Принят ряд резолюций, в том числе Резолюция Парламентской ассамблеи Совета Европы 1996 г.? 1080 «Об обнаружении астероидов и комет, потенциально опасных для человечества». Современное состояние международной кооперации по проблеме АКО описано в главе 11.

1.5. Современное состояние исследований по проблеме АКО

Заранее тут ничего нельзя сказать.

И это, конечно, как раз самое интересное.

А. Милн. «Винни-Пух и все-все-все»

Что же нам известно о современном уровне угрозы? Прежде всего дадим некоторые определения. Под объектами, сближающимися с Землей (ОСЗ), понимают астероиды и кометы, орбиты которых имеют перигелийные расстояния q < 1,3 а.е. Среди них выделяют потенциально опасные объекты (ПОО), под которыми понимают тела, чьи орбиты в настоящую эпоху сближаются с орбитой Земли до минимального расстояния, не превышающего 0,05 а.е. (7,5 млн км). Основанием для того, чтобы считать тела на орбитах,

проходящих от Земли на расстояниях до 20 радиусов лунной орбиты, потенциально опасными, является то обстоятельство, что в таких пределах можно ожидать изменения расстояний между орбитами в обозримом будущем (на протяжении столетия) под влиянием планетных возмущений, а также в связи с ошибками определения элементов орбит. При весомой вероятности встречи астероида с Землей он считается угрожающим. К угрожающим можно условно отнести АСЗ, пролетающие мимо Земли на расстояниях, меньших среднего радиуса лунной орбиты.

Число известных ОСЗ и ПОО быстро растет. По данным НАСА на 1 июня 2010 г. было зарегистрировано 7083 объектов, сближающихся с Землей, в т. ч. 6998 астероидов, сближающихся с Землей (АСЗ), и 85 комет. Из них потенциально опасных объектов — 1125. Из этого числа 145 ПОО имеют размер более 1 км.

Понятно, что столкновения с астероидами рассматриваются как более частые события. Только около 0,4 % тесных (до 0,2 а.е.) сближений известных объектов с Землей приходятся на периодические кометы. Шесть из двенадцати известных прошедших сближений активных комет с Землей до 0,102 а.е. приходились на периодические кометы (см. приложение 2). Поэтому доля тесных сближений активных комет с Землей (среди сближений всех тел) составляет около 1 %. Однако число неактивных («потухших») комет может быть значительно больше, чем активных. Неактивные кометы по своим наблюдаемым свойствам могут почти не отличаться от астероидов, так что к приведенной выше статистике нужно относиться, имея в виду это обстоятельство.

Динамика обнаружения АСЗ представлена на рис. 1.2. На графике хорошо видно, как резко возрос темп обнаружения АСЗ, начиная с 1998 г. Это связано с началом программы «Космическая стража».

Естественно, что наиболее развиты исследования по проблеме обнаружения ОСЗ в США, где работают несколько специализированных служб (LINEAR — Lincoln Near-Earth Asteroid Research, LONEOS — Lowell Ob-servatory Near-Earth Object Search, NEAT — Near-Earth Asteroid Tracking, и Spacewatch) и ежегодно увеличивается финансирование на развитие работ по обнаружению, каталогизации, определению физических характеристик потенциально опасных объектов. Из международных проектов достойны упоминания австрало-американский проект Catalina Sky Survey (CSS), проект стран Европейского союза Asiago-DLR Asteroid Survey (ADAS). В других регионах осуществляются японский проект Japan Spaceguard Association (JSGA) и др.

Вклад российских обсерваторий, к сожалению, пока невелик. Он в первую очередь выражается в проведении исследований физических свойств астероидов, что весьма важно для планирования возможных методов противодействия столкновению, а также в слежении за уже открытыми объектами и изучении источников их пополнения. Регулярные наблюдения астероидов в настоящее время проводятся в Пулковской обсерватории на автоматизированном телескопе с диаметром зеркала 32 см. Программы наблюдений астероидов, сближающихся с Землей, выполняются и в других обсерваториях. Отметим работу сотрудников Казанского университета на телескопе РТТ-150, установленном в Турции. Казанские коллеги не только проводят позиционные измерения астероидов, сближающихся с Землей, но и определяют массы избранных астероидов динамическим методом. Эпизодические программы наблюдений осуществляются в Институте солнечно-земной физики СО РАН и в Специальной астрофизической обсерватории РАН.

Рис. 1.2. Динамика обнаружения астероидов, сближающихся с Землей (по данным http://neo.jpl.nasa.gov/stats/)

Что касается тел класса метеороидов, то в течение последних 15 лет сотрудники Института астрономии РАН ведут регулярные наблюдения (на инструментах Звенигородской обсерватории, Симеизской обсерватории — ныне филиал Крымской астрофизической обсерватории, Терскольской обсерватории) избранных метеорных потоков с целью обнаружения тел размером в несколько десятков метров. То, что такие тела существуют, было установлено в 1995 г. Это открытие внесло существенные изменения в наши представления о степени угрозы столкновений с малыми телами (подробнее см. главу 5).

Радарные наблюдения ОСЗ (астероидов и комет) выполняются в основном в радиообсерваториях Голдстоун и Аресибо (США) в количестве 15–20 объектов ежегодно. Такие наблюдения исключительно важны как для уточнения орбит объектов, так и для моделирования их формы, вращения и других физических характеристик. В России и Украине проведены первые эксперименты по радарным и радиоинтерферометрическим наблюдениям астероидов (подробнее о методах и программах обнаружения и исследования малых тел см. в главе 6).

Обработка всей поступающей информации о наблюденных положениях объектов, присвоение предварительных обозначений объектам, идентификация объектов, определение предварительных орбит и их последующее уточнение в настоящее время полностью выполняются под контролем Центра малых планет (ЦМП), финансируемого НАСА и работающего под эгидой МАС (http://cfa-www.harvard.edu/cfa/ps/mpc.html). Центр также публикует информацию об объектах, которые нуждаются в дополнительных наблюдениях для подтверждения их открытия, уточнения орбит и других характеристик.

Прогнозирование движения ПОО, поиск их тесных сближений с Землей и получение оценки вероятности столкновений на протяжении ближайших десятилетий регулярно осуществляется в настоящее время в Лаборатории реактивного движения США (http://neo.jpl.nasa.gov/risk/) и в Пизанском университете (Италия) (http://newton.dm.unipi.it/gi-bin/neodys/).

Конечно, при анализе известных данных о потенциально опасных объектах возникает наиболее существенный вопрос — сколько же неучтенных потенциально опасных объектов? Представляются разумными оценки: от 2 10^4 (для тел размером более 140 м) и до 10^6 (для тел крупнее 50 м). Сведения о ближайших известных прохождениях ПОО даны в приложении 1. Слово «известных» подчеркнуто специально, ведь, несмотря на очень значительный прогресс, мы пока еще слишком мало знаем об этом классе малых тел Солнечной системы. Можно сказать, что в силу ограниченности современных наблюдательных возможностей эти тела открываются практически по счастливой случайности.

Поскольку опасность столкновений с малыми телами все более серьезно осознается в наше время на различных уровнях — от профессионалов-ученых до правительств, естественно, встает вопрос о расширении возможных путей предотвращения угрозы. Разработка и создание методов и средств активного противодействия падению космических тел — важная составляющая в подходе к решению проблемы АКО. Выбор метода существенным образом зависит от размеров опасного тела и времени упреждения (времени, остающегося до столкновения). Собственно, таких методов два: уничтожение (дисперсия) угрожающего тела и увод его с угрожающей орбиты.

Мы считаем очевидным, что необходимо развивать все аспекты создания эффективной системы, позволяющей или отклонить, или уничтожить приближающееся к Земле опасное тело. Важнейшими научно-техническими задачами в плане решения проблемы АКО являются:

— организация всемирной сети обнаружения, мониторинга и изучения свойств потенциально опасных объектов;

— организация всемирной (глобальной) системы защиты Земли от этой опасности.

К возможности решения этих задач нас приближают достижения последних двух десятилетий, в том числе:

— проведены и проводятся работы по обнаружению и мониторингу небесных тел (астероидов и комет), которые могут столкнуться с Землей. Эти работы пока находятся в начальной стадии развертывания, но уже дали весьма важные результаты;

— сделаны существенные шаги по созданию системы контроля космического пространства — созданы и создаются средства, способные обнаружить опасные небесные тела (даже небольшие по величине) на подлете к Земле;

— совершенствуется ракетно-космическая техника, которая обеспечивает возможность полета космических аппаратов к малому небесному телу;

— созданы ядерные взрывные устройства, способные отклонить небесное тело от Земли или уничтожить его (в зависимости от размера угрожающего объекта). Так, тело размером 1 км и более невозможно разрушить, даже используя весь накопленный ядерный потенциал Земли.

Более детально вопросы развития методов противодействия освещены в главе 10.

Специфика проблемы активного противодействия состоит в том, что она не может решаться одной страной или группой стран. Это — международная проблема, затрагивающая интересы всех стран, которая может быть решена лишь при наличии международного соглашения в отношении предпринимаемых действий. Особенно чувствительным вопросом является применение ядерных взрывов как инструмента противодействия. Сегодня на вывод ядерного оружия в космос существует запрет. Но в некоторых ситуациях без этого инструмента при современном уровне технологий обойтись нельзя. Можно указать и на ряд других причин, по которым оказание активного противодействия падению космических тел должно стать предметом международного соглашения.

В главе 11 рассмотрены различные аспекты организации международной кооперации (разумеется, с участием России) по проблеме АКО.

Глава 2

Малые тела Солнечной системы

…Я помню иногда

Угасший метеор в пустынях мирозданья,

Седой кристалл в сверкающей пыли…

М. Волошин

2.1. Классификация малых тел Солнечной системы

О, пыль миров! О, рой священных пчел!

Я исследил, измерил, взвесил, счел,

Дал имена, составил карты, сметы…

М. Волошин

Пространство Солнечной системы между планетами населено телами, чьи размеры сильно отличаются — от мельчайших пылинок до тысячекилометровых астероидов. Эти небесные тела называют малыми телами Солнечной системы. Как отмечалось в главе 1, их подразделяют, в зависимости от размера и свойств, на межпланетную пыль, метеороиды, астероиды и кометы. В разделе 1.1 приведены характерные границы размеров для каждого класса. В принципе, сближаться с Землей при своем движении в пространстве и даже падать на Землю могут любые малые тела. Но угрозу для Земли представляют только наиболее крупные из них. Например, метеороиды размером до 10 м можно считать малоопасными, если же определение метеороидов расширить до 100 м, то столкновения с такими телами, конечно же, становятся весьма опасными и проблему АКО нужно было бы называть астероидно-кометнометеороидной опасностью.

Различие между указанными типами обусловлено как природой этих тел, так и исторической традицией в их изучении. В этом разделе дадим очень краткое представление об этих телах (и карликовых планетах), более глубокое рассмотрение проводится в главах 3–5. Мы практически не рассматриваем в этом разделе, да и в целом в книге межпланетную пыль, поскольку ее роль в проблеме АКО ничтожна.

Метеороиды. Метеороидами называют малые тела, проявляющие себя при падении на Землю как метеоры и болиды, сгорающие в атмосфере. Такие падения наблюдаются как красивые явления, называемые «падающими звездами», а при массовом характере — «звездным дождем» (рис. 2.1). Размеры метеороидов, как правило, не превышают нескольких метров. Некоторые метеороиды долетают до поверхности Земли в виде метеоритов. Значительная часть метеороидов представляет собой довольно рыхлые тела, образующиеся в результате распада кометных ядер.

Рис. 2.1. Метеорный поток Персеиды (http://www/moonglow.net/ccd/pictures/ meteors/index.html)

По динамическим характеристикам метеороиды разделяют на два класса: спорадические и метеороиды, образующие рои. Метеороидный рой — это множество частиц, двигающихся по близким в некотором смысле орбитам. Если метеороидный рой пересекается Землей, то при достаточно больших геоцентрических скоростях метеороидов и пространственной плотности роя мы наблюдаем явление метеорного потока. Наблюдения метеорных потоков — это практически единственный способ регистрации метеороидного роя по наземным наблюдениям. Начиная с открытия Дж. Скиапарелли, установившего сходство орбит метеорного потока Персеиды и кометы 1862 III, считается, что метеороидные рои образуются при разрушении ядер комет. (Подробнее см. в главе 5.)

Астероиды. Наиболее хорошо изученными среди малых тел Солнечной системы являются астероиды — малые планеты. История их исследования насчитывает более двух столетий. В ночь на 1 января 1801 г. Джузеппе Пиацци открыл первую малую планету, которая получила название Церера.

Орбиты практически всех астероидов располагаются между орбитами Марса и Юпитера и образуют Главный пояс астероидов (рис. 2.2). К настоящему времени открыто более 500 тыс. астероидов. Более чем для 200 тыс. астероидов надежно определены орбиты (такие астероиды получают свой номер, а затем и название). По имеющимся оценкам, в Главном поясе существует не менее миллиона астероидов размерами более 1 км.

Рис. 2.2. Солнечная система и Главный пояс астероидов

В прошлые века астрономы, сохраняя древние традиции в названиях планет, присваивали малым планетам имена богов, как греко-римских, так и других. К началу ХХ в. на небе появились имена почти всех известных человечеству богов — греко-римских, славянских, китайских, скандинавских и даже богов народа майя. Открытия продолжались, богов стало не хватать, и тогда на небе стали появляться названия стран, городов, рек и морей, имена и фамилии реальных живых или живших людей. Неизбежным стал вопрос об упорядочении процедуры этой астрономической канонизации имен. Вопрос этот тем более серьезен, что, в отличие от увековечения памяти на Земле (названия улиц, городов и т. п.), имя астероида не может быть изменено. Каждый объект, будучи открыт и занесен в каталог, становится предметом изучения астрономов. Все данные об обнаружении и результатах наблюдений пересылаются в Центр малых планет (ЦМП). После того, как будут проведены многократные наблюдения астероида на интервале времени, превышающем период его обращения вокруг Солнца, ему присваивается постоянный порядковый номер. (Подробно о порядке нумерации см. в главе 3.)

Рис. 2.3. Мгновенное положение астероидов в прямоугольной системе координат, основная плоскость — плоскость эклиптики

Большие полуоси орбит большинства астероидов заключены в пределах от 2,06 до 3,27 а.е., а среднее значение составляет 2,77 а.е. Средний эксцентриситет орбит всех пронумерованных малых планет — 0,14, средний наклон плоскости орбиты астероида к плоскости орбиты Земли — 7,7° (мгновенное положение астероидов см. на рис. 2.3). Скорость движения астероидов Главного пояса относительно Солнца — около 20 км/с, период обращения (астероидный год) составляет от 3 до 9 лет. Период собственного вращения астероидов (т. е. продолжительность суток на астероиде) в среднем составляет 7 часов.

Кометы. Кометы известны с глубокой древности. Это небесные тела, которые выглядят как туманные пятна и становятся все ярче и ярче по мере приближения к Солнцу, приобретая длинные и яркие хвосты. Кометы появляются на небе довольно редко и, как правило, неожиданно. Из-за необычного вида их считали предвестниками несчастий: голода, стихийных бедствий, эпидемий, войн или смерти правителя. Редкие случаи совпадений таких событий с появлениями комет запоминались надолго и лишь укрепляли веру в «зловредное» действие комет.

Кометы по своему виду очень индивидуальны, и «нормальной», типичной кометы не существует. Общим можно считать то, что на звездном небе комета видна в виде туманного пятна или хвостатой звезды (рис. 2.4). Кометы состоят из головы и хвоста (хвостов).

Рис. 2.4. Комета Хэйла — Боппа. Снимок получен на камере ВАУ Звенигородской обсерватории ИНАСАН (апрель 1997 г.)

Голова кометы — основная часть кометы, состоящая из комы и ядра кометы. Видимые размеры головы кометы достигают 2 млн км.

Ядро кометы — центральная часть головы кометы, в которой сосредоточена почти вся масса кометы. Размеры ядра кометы достигают нескольких десятков километров.

Кома кометы — сферическое газопылевое разреженное облако (туманная атмосфера), окружающее ядро кометы. Кома образуется при нагревании Солнцем ядра кометы.

Хвост кометы — протяженная и разреженная часть кометы, состоящая из пыли, газа и ионизованных частиц. Кометный хвост формируется из вещества комы, которое под давлением света и солнечного ветра отбрасывается в направлении от Солнца. Видимые размеры хвоста кометы достигают десятков миллионов километров.

Обычно комета обладает двумя хвостами: ионным хвостом и пылевым хвостом, изогнутым по отношению к орбите кометы и содержащим много пылевых частиц.

Подробнее о кометах см. в главе 4.

Планеты-карлики. Первые объекты, обнаруженные в районе орбиты Плутона и далее, так называемые «транснептуновые объекты», были невелики по размерам. Позднее астрономы обнаружили в этом поясе гораздо бо́льшие тела, такие как 136108 Haumea (экваториальный диаметр 1960 км) и 136472 Makemake (около 1800 км). Крупнейший из известных на сегодня объектов — планетоид 136199 (2003 UB313), известен под именем Эрида. Его поперечник оценен в 2400 км, что превышает диаметр Плутона. На рис. 2.5 (см. вклейку) можно сравнить размеры карликовых планет и кандидатов в карликовые планеты с размерами Плутона.

24 августа 2006 г. в Праге после ожесточенных споров Генеральная ассамблея Международного астрономического союза (МАС) проголосовала за новое определение, которое автоматически лишило Плутон звания планеты, присвоенного ему тем же МАС в 1930 г. Согласно новому определению, планетой Солнечной системы считается тело: 1) вращающееся по орбите вокруг Солнца; 2) имеющее достаточную массу для того, чтобы сформировать под действием собственного гравитационного поля гидростатически равновесную фигуру (близкую к сферической); 3) «расчистившее» область в районе своей орбиты от более мелких объектов. Таким образом, в Солнечной системе стало всего восемь планет: Меркурий, Венера, Земля, Марс, Юпитер, Сатурн, Уран и Нептун. Тела, не удовлетворяющие третьему условию, но не являющиеся спутниками, теперь будут называть карликовыми планетами — к ним относят, например, Плутон и Цереру. Все остальные тела, кроме спутников, называются малыми телами Солнечной системы. Это большинство астероидов, комет и объектов пояса Койпера, некоторые из них являются кандидатами в карликовые планеты.

2.2. Происхождение малых тел, их эволюционная взаимосвязь

Какою ты стихией порожден?

Все по одной отбрасывают тени,

А за тобою вьется миллион

Твоих теней, подобий, отражений.

У. Шекспир. Сонет 53

В рамках стандартного сценария образования Солнечной системы формирование каменных и ледяных астероидов находит естественное объяснение — это своего рода остатки строительного материала планетной системы Солнца. На рис. 2.6 показаны стадии формирования нашей планетной системы из околосолнечного протопланетного диска.

Рис. 2.6. Стандартная модель эволюции газопылевого допланетного диска около молодого Солнца [Левин, 1964; Витязев и др., 1990]

На этом рисунке слева сверху вниз показаны следующие фазы эволюции протопланетной системы: опускание пыли к центральной плоскости и образование пылевого субдиска (1); уплощение пылевого субдиска (2); развитие гравитационной неустойчивости в нем и его распад на пылевые сгущения (3); сжатие пылевых сгущений и образования роя плотных тел астероидных размеров (4). Справа — объединение планетезималей в планеты: появление крупных тел (5); рост относительных скоростей планетезималей (6); ударный нагрев, сильный метаморфизм, плавление и испарение вещества и его реконденсация; диссипация газа из Солнечной системы и аккреция его на Юпитер и Сатурн, выброс планетами-гигантами малых каменно-ледяных тел на периферию Солнечной системы (образование облака Оорта) (7), завершение процесса формирования планет и спутниковых систем, пояса астероидов, образование тел пояса Койпера из вещества окраинных областей допланетного диска (8) [Левин, 1964; Витязев и др., 1990].

Длительности стадий согласно динамическим оценкам, подтвержденным позже космохронометрией, составляют:

1, 2 — ∼ 100 000 лет

3, 4 — ∼ 1 000 000 лет

5, 6 — ∼ 10 000 000 лет

7, 8 — ∼ 100 000 000 лет.

Сегодня Главный пояс астероидов, расположенный в области 2,5–3,7 а.е. и состоящий из нескольких крупных сфероидальных тел (Церера, Паллада, Юнона, Веста и др.) и множества «мелких» каменных, часто обломочного характера, тел, рассматривается как реликт эпохи формирования планет на границе планет земной группы и Юпитера («несостоявшаяся планета»). В этой зоне сохранилось не более нескольких процентов первичного твердого вещества. Наблюдаемый градиент состава так называемых астероидов типа «S», «C», «М» и т. д. (подробнее см. главу 3) указывает либо на неполное перемешивание в этой зоне, либо (что менее вероятно) на особенности поздней конденсации на поверхности сформировавшихся тел.

Кометные ядра — своего рода «ледяные астероиды» — образовались в районе планет-гигантов, по-видимому, вследствие гравитационной неустойчивости субдиска «грязной ледяной пыли» и так же, как первичные каменные сгущения, прошли через стадии коагуляции, уплотнения и дробления. С ростом массивных тел в зоне планет-гигантов относительные скорости тел возросли настолько, что эксцентриситеты и наклоны орбит тел достигли критических значений ∼ 1/3, что, наряду с прохождениями звезд вблизи формирующейся Солнечной системы, приводило к выбросу их на периферию системы и формированию облака Оорта (см. рис. 2.7 на вклейке).

В настоящее время довольно распространено мнение, что тела километровых размеров, которые принято называть планетезималями, образуются в результате объединения более мелких тел при столкновениях. Это относится и к каменным телам в поясе астероидов, и к ледяным телам на периферии Солнечной системы [Weidenschilling, 1997]. Однако имеющиеся экспериментальные данные о слипании пылевых частиц в условиях очень разреженного газа (при давлениях ≤ 10-3 бар), характерных для протопланетного диска, показывают, что вероятность слипания резко падает с увеличением размеров частиц. Альтернативный механизм образования планетезималей в транснептуновой области — гравитационная неустойчивость плотного слоя мелких тел (дециметровых и меньших размеров), сформировавшегося в средней плоскости газопылевого протопланетного диска, окружавшего молодое Солнце. Работы [Сафронов, 1994; 1996] и [Макалкин, Зиглина, 2003] позволили оценить характерные времена образования планетезималей, их характерные размеры и сделать некоторые выводы об их структуре.

В целом можно считать, что существующие эволюционные модели околозвездных газово-пылевых дисков объясняют ранние стадии формирования планетных систем. Малые тела играли важнейшую роль, более того, многие из них несут в себе информацию о первичных условиях процесса планетообразования.

Согласно современным представлениям, образование планет начинается в центре протопланетного диска и со временем распространяется на его периферию, очищая окрестности звезды от пыли. Есть наблюдательные подтверждения этого. Так, исследование инфракрасного спектра звезды типа Т Тельца (TW Гидры) с возрастом 10^7 лет показало, что пыль в околозвездной зоне с радиусом около 4 а.е. отсутствует [Calvet et al., 2002]. Согласно этой работе, расстояние в 4 а.е. совпадает с ожидаемым размером зоны, в которой успели сформироваться планеты в протяженном (около 100 а.е.) пылевом диске, окружающем эту звезду. Если принять массу звезды равной массе Солнца, а массу диска равной 0,06 массы Солнца, то положение «фронта» активного планетообразования оказывается совпадающим с положением Плутона, который являет собой пример планеты на стадии формирования. За фронтом планетообразования расположен протяженный пылевой диск, во внутренних

частях которого встречаются планетезимали с размерами в сотни километров — непосредственный строительный материал для будущих планет.

Процесс планетообразования в околозвездных газово-пылевых дисках, подобных тому, что существовал в протосолнечной окрестности, формирует околозвездную планетную систему с радиусом 40–50 a.e., окруженную протяженным (в несколько сотен а.е.) газово-пылевым диском. Действительно, планетные системы, обнаруженные к настоящему времени в окрестностях Солнечной системы, как правило, обнаруживают в инфракрасном диапазоне спектра протяженные пылевые диски такого размера. Естественно, что на границе этих областей имеется много протопланетных тел с размерами от нескольких километров до тысячи километров, называемых в Солнечной системе астероидами, хотя в их состав входит большое количество летучих веществ, что роднит их по составу с ядрами комет. Эта дискообразная зона в Солнечной системе получила название «пояс Койпера».

Облако Оорта в настоящее время представляет собой «резервуар комет» из объектов с перигелийными расстояниями, бо́льшими 30 а.е., и большими полуосями, превышающими несколько тысяч астрономических единиц. До самого последнего времени объекты облака Оорта были доступны обнаружению только в перигелиях их орбит. Предпринимаются попытки обнаружения этих объектов на границах облака Оорта по затмению ими звезд фона [Cooray, 2003].

2.3. Связь и различия между малыми телами

Порой в великой книге тайн природы

Мне удается кое-что прочесть.

У. Шекспир. «Антоний и Клеопатра»

Как было отмечено ранее, согласно общепринятой гипотезе, кометы являются остатками протопланетного вещества, не вошедшего в состав планет. Считается, что облако Оорта на окраине Солнечной системы — это «склад» кометных ядер. Возмущения от близко проходящих к Солнцу звезд или газопылевых скоплений преобразуют отдельные орбиты ядер комет из облака Оорта в орбиты, проходящие вблизи больших планет. Большие планеты могут еще сильнее изменить орбиты и направить ядра внутрь планетной системы.

Метеороиды образуются при разрушении ядер комет и астероидов. Однако вполне вероятно, что незначительная часть современной популяции метеороидов была выброшена со спутников больших планет, с Меркурия или Марса. Нельзя исключить и возможность попадания в Солнечную систему метеороидов из других звездных систем.

Распад ядер комет в окрестности перигелия — наиболее вероятный путь образования метеороидного роя. Конечно, возможно образование роя и при катастрофических процессах: разрушении ядра кометы под действием приливных, центробежных или иных сил и при возможных столкновениях с астероидами или крупными метеороидами, но эти процессы представляются менее эффективными.

Существование метеорных потоков, связанных с астероидами Гермес (1937 UB), (1862) Аполлон и (2101) Адонис, было выявлено немецким астрономом К. Гоффмейстером в 1948 г. Новые взаимосвязи метеороидных роев с кометами и астероидами, выявленные в последнее десятилетие, а также исследования физических и динамических свойств малых тел позволяют лучше понять их природу и процессы, происходившие и происходящие в настоящее время в Солнечной системе. Надо иметь в виду, что эволюционные процессы могут уничтожить информацию о деталях процесса образования метеороидного роя.

Несомненно, что при столкновениях астероидов между собой, а также с метеорными телами происходит их разрушение, и часть вещества в виде пыли и более крупных осколков продолжает существовать самостоятельно, двигаясь вокруг Солнца по различным орбитам.

В начале XX в. К. Хираяма [Hirayama, 1918] обратил внимание на группирование некоторых астероидов Главного пояса по так называемым собственным элементам орбит, т. е. элементам орбит, откорректированным с учетом влияния вековых планетных возмущений. С этой точки зрения семейства Хираямы можно назвать роями астероидов. Считается, что эти семейства образовались в результате разрушительных столкновений в Главном поясе астероидов.

В 1989 г. инфракрасный астрономический спутник IRAS зарегистрировал пылевые пояса, связанные с семействами астероидов Хираямы. На этом основании можно утверждать, что астероиды способны производить и много мелких частиц, т. е. образовывать метеороидные рои.

Некоторые метеорные и болидные потоки могут иметь астероидное происхождение и служить потенциальным источником метеоритов. Для большинства метеорных потоков были вычислены распределения метеорных тел по массам в зависимости от расстояния до радианта потока. Эти данные свидетельствуют о том, что некоторые метеорные потоки вполне могут содержать крупные тела, которые могли бы породить такое явление, как Тунгусский метеорит, т. е. иметь размеры в несколько десятков метров.

Среди метеороидов, ставших метеоритами, преобладают каменные, они составляют примерно 92,8 % падающих на Землю метеоритов; 5,7 % — железные, а остальные 1,5 % — железно-каменные.

При сравнении астероидов и комет возникает вопрос — в чем же принципиальная разница? Можно рассматривать кометную активность как явление испарения вещества с поверхности тела. Если в момент обнаружения объект проявляет кометные свойства, то это тело считается кометой и ему дается имя первооткрывателей; если же в этот момент тело уже (или еще) не проявляло кометных свойств, то дается предварительное обозначение, как для астероида. Впоследствии объект может поменять свой статус и оказаться астероидом, проявляющим кометные свойства (в каталогах уже есть примеры таких объектов).

2.4. Миграция малых тел в Солнечной системе

В пространстве мировом, среди метеоритов,

Обильных никелем, железом, как руда,

Среди загадочных чужих для нас хондритов

Извечно носятся, блуждая, глыбы льда.

.

Порой одни из них в бессмертности движения

Скрестят свои пути с орбитою земной.

П. Драверт

Все малые тела Солнечной системы мигрируют, изменяя свои первоначальные орбиты под воздействием других тел. Поэтому можно привести лишь «мгновенный» снимок Солнечной системы, указав все известные нам объекты и области их возможного движения. Например, на рис. 2.8 (см. вклейку) приведен «мгновенный снимок» внутренней части Солнечной системы. На ряде сайтов, включая http://www.cfa.harvard.edu, можно найти анимации, на которых демонстрируется движение малых тел Солнечной системы (разумеется, ускоренно). Даже на такой схематической анимационной картине видно, насколько сложными и разнообразными могут быть орбиты. В реальности картина намного сложнее, поскольку орбиты не являются неизменными, а могут испытывать (иногда очень сильные) изменения. Если такие изменения достаточно существенны, они приводят к миграции.

За время своего существования орбита малого тела претерпевает сильные изменения, особенно в том случае, если имеются близкие прохождения вблизи планет. Динамика малых тел описана в главах 3, 4 и 7.

Астероиды из Главного пояса могут мигрировать к Солнцу, испытывая на своем пути тесные сближения с планетами. Считается, что основной причиной появления астероидов, сближающихся с Землей, являются люки Кирквуда (см. главу 3). У орбиты астероида, попавшего в такой люк, начинает увеличиваться эксцентриситет, и она начинает пересекать орбиту Марса, а затем и орбиты других планет. Соответственно, при этом астероид перестает принадлежать Главному поясу.

Процесс миграции комет более масштабен, чем астероидов. Орбиты комет, вброшенные в планетную область из облака Оорта под действием звездных и галактических возмущений, с начальными большими полуосями в десятки тысяч астрономических единиц могут преобразовываться в орбиты с большими полуосями в несколько астрономических единиц. В околоземном пространстве соответствующие объекты регистрируются как короткопериодические кометы. Результаты численного моделирования процесса миграции показывают, что короткопериодические кометы могут происходить как из облака Оорта, так и из транснептуновой области. В настоящее время открыто много объектов, находящихся в промежуточной стадии процесса миграции комет из внешней части Солнечной системы в околоземное пространство, — так называемые кентавры. Эти малые тела движутся в межпланетном пространстве за орбитой Юпитера. Более подробно процесс миграции комет рассматривается в главе 4.

2.5. Свидетельства столкновений малых тел с планетами, их спутниками и между собой

Увы, я был лучшего мнения об этом светиле. Оказывается, оно щербатое, с изъеденными краями, как поднос последнего поденщика.

Л. Лагин. «Старик Хоттабыч»

Столкновение малых тел Солнечной системы с твердой поверхностью планет и их спутников приводит к образованию на ней ударных кратеров. Со временем на поверхности, первоначально свободной от кратеров, возникает все большее число кратеров. Современные популяции кратеров на участках поверхностей, таких, например, как лунные возвышенности или моря, являются результатом длительной метеоритной бомбардировки. Кратеры сильно варьируются по размеру, часть из них — относительно молодые кратеры с четкими валами, протяженными светлыми лучами, в то время как другие кратеры имеют разную степень деградации. На некоторых безатмосферных телах, таких, например, как Луна, главный фактор деградации — новые удары. На прочих телах Солнечной системы действие атмосферы, воды и тектонических процессов типа субдукции уничтожает кратеры за короткий промежуток времени после их образования. Это приводит к ландшафтам, близким к земным.

2.5.1. Кратеры на Земле. Начиная со второй половины XIX в. в штате Аризона в США известен кратер Каньон дьявола (он же кратер Метеор, кратер Бэрринджера, Аризонский метеоритный кратер; см. рис. 2.9 на вклейке). Его диаметр 1240 м, а глубина — 170 м. Ранее существовали разные гипотезы о его происхождении: одни считали кратер вулканическим, другие — результатом взрыва водяного пара, третьи принимали его за карстовый провал. У индейцев, коренных жителей Аризоны, существовала легенда о том, что некогда огненный бог на огненной колеснице спустился на землю, и кратер — место его «приземления». В 1906 г. геолог Д. Бэрринджер доказал, что Аризонский кратер имеет ударное, а не вулканическое происхождение. При многочисленных исследованиях было найдено около 12 т метеоритного вещества. Кратер возник около 50 тыс. лет назад в результате падения на Землю железо-никелевого метеорита диаметром около 60 м со скоростью 20 км/с. Энергия взрыва при образовании кратера оценивается в 10–20 мегатонн тринитротолуола. Аризонский кратер далеко не единственный метеоритный кратер, обнаруженный на поверхности Земли.

Ударные кратеры большего размера сначала воспринимались не как результат столкновения небесного тела с Землей, а как нечто совершенно иное. Начиная с первого исследования В. Бушером кратера Серпент-Маунд диаметром 6 км (штат Огайо, США), причиной образования таких кратеров признавался взрыв, но единственным известным источником взрыва считался вулканизм. Поскольку ни в самом кратере, ни в его окрестностях не было обнаружено никаких следов вулканизма, то этому феномену было дано название «криптовулканизм» (т. е. скрытый вулканизм). Бушер и другие геологи описали много «криптовулканических» кратеров, таких как Штайнхайм (Германия), Флин-Крик и Сьерра-Мадера (США), Вредефорт (ЮАР) и другие.

В 1936 г. Дж. Бун и К. Албриттон выдвинули предположение о том, что «криптовулканические» структуры — это «шрамы» древних метеоритных ударов. Во всех этих кратерах были обнаружены следы ударных волн в породе и минералы, способные образоваться только при очень высоких давлениях (такие как коэсит, стишовит и т. п.). При вулканических взрывах подобные образования невозможны.

К настоящему времени на поверхности Земли известно около 200 больших ударных кратеров — их называют астроблемами («звездые раны»). Наибольшие из них имеют диаметр до 200 км. Далеко не вся поверхность Земли обследована, особенно дно океанов. Даже на поверхности суши могут быть открыты многочисленные новые кратеры и астроблемы. Более подробное описание кратеров и последствий падения тел на Землю дано в главах 8 и 9; в приложении 6 приводится каталог ударных кратеров.

2.5.2. Кратеры на Луне. Вся поверхность Луны испещрена кратерами (рис. 2.10). Только на видимой с Земли половине поверхности Луны известно около 300 тысяч лунных кратеров с поперечным размером 1 км и более, в том числе почти 15 тысяч кратеров диаметром свыше 10 км. Можно сказать, что изучение лунных кратеров началось в 1609 г., когда Галилео Галилей направил свой первый телескоп на Луну и увидел там круглые «пятна». Первые рассуждения о природе лунных кратеров сделаны Робертом Гуком в его книге «Микрография», опубликованной в 1665 г. Гук сравнил лунные кратеры с ямками на поверхности кипящего алебастра и предположил, что кратеры образовались в результате вулканической активности. Гук рассматривал также ударное происхождение кратеров. Однако в то время космическое пространство считалось пустым, и Гук отверг ударную гипотезу, поскольку не мог себе представить, откуда могут взяться тела, ударяющие по поверхности Луны. Истинная — метеоритная — природа кратеров на Луне была выявлена лишь в 1924 г. А. Гиффордом.

Начиная с 1959 г. к Луне было совершено более 50 полетов космических аппаратов. В результате на поверхности Луны выявлены кратеры размерами от нескольких сантиметров до более чем 1000 км. Составлена подробная карта всей ее поверхности. Оказалось, что молодых кратеров на обратной стороне Луны почти в два раза больше, чем на видимой. Кроме того, именно на обратной стороне Луны располагаются гигантские ударные бассейны, такие как безымянный полукольцевой бассейн рядом с Морем Восточным (диаметром около 1100 км), кратеры Герцшпрунг (645 км), Королев (525 км) и Аполлон (485 км).

Рис. 2.10. Поверхность Луны (www.astrosurf.com/cidadao/moon_obs.htm)

Кратеры на поверхности спутников планет имеют диаметры до 1/3 диаметра спутника. При скорости астероида 20 км/с при столкновении со спутником планеты объем кратера может составить до 1500 объемов астероида. Скорости выброса вещества спутника из кратера относительно невелики, и может образоваться рой частиц с орбитой, близкой к спутнику. При более высоких скоростях столкновения осколки с поверхности спутника, преодолев гравитационное притяжение спутника, могут быть выброшены внутрь Солнечной системы.

2.5.3. Кратеры на Меркурии. Начиная с 1973 г. с пролетной траектории космического аппарата «Маринер-10» была сфотографирована почти вся поверхность Меркурия с разрешением до 100 метров. Это позволило увидеть Меркурий примерно так же, как Луну в большой телескоп с Земли (рис. 2.11). Обилие кратеров — наиболее очевидная черта его поверхности, которую по первому впечатлению даже специалисты-селенологи приняли за поверхность Луны. Действительно, морфология кратеров близка к лунной, их ударное происхождение не вызывает сомнения. Но в целом меркурианские кратеры по сравнению с лунными менее глубокие, что, очевидно, объясняется различием ускорения силы тяжести.

Рис. 2.11. Поверхность Меркурия (http://pds.jpl.nasa.gov/planets/ima-ges/browse/mercury/)

Рис. 2.12. Поверхность Венеры (http://pds.jpl.nasa.gov/planets/captions/venus/)

2.5.4. Кратеры на Венере. Венера окружена очень плотной атмосферой; ее плотность почти в 100 раз превышает плотность атмосферы Земли. Атмосфера Венеры непрозрачна и не позволяет увидеть какие-либо детали ее поверхности в оптическом диапазоне. Защитная роль ее атмосферы от внешнего (космического) воздействия подобна водному океану глубиной 1 км или слою скальных пород мощностью 300 м. Облик поверхности Венеры, выявленный с помощью космических аппаратов «Венера-15» (рис. 2.12), «Венера-16» и «Пионер-Венера», разительно отличается от облика Меркурия. На Венере очень мало кольцевых кратерных структур. На территории 115 млн км^2, снятой радарной съемкой с высоким разрешением, выявлено всего около полутора сотен кратеров с поперечным размером до 150 км. Но глубина этих кратеров очень мала (несколько сотен метров). Мелкие кратеры с размерами менее 8 км отсутствуют. В связи с тем, что разрешающая способность радарных измерений низка, нельзя сделать окончательного вывода о соотношении вулканизма и космической бомбардировки в формировании ландшафта Венеры.

2.5.5. Кратеры на Марсе. Планета Марс имеет довольно прозрачную и очень разреженную атмосферу, что позволяет видеть поверхность Марса в телескоп с Земли. Детали поверхности Марса изучались в течение столетий. Большая часть марсианской поверхности покрыта яркими областями красно-оранжевого цвета. Имеются также темные образования — их назвали марсианскими морями. Наблюдавшие Марс астрономы иногда видели слабые полосы или линии, пересекающие поверхность. Итальянский астроном Дж. Скиапарелли в 1877 г. нанес на карту эти линии и назвал их «каналами». Наличие каналов породило легенду о существовании марсианской цивилизации. Первые снимки Марса, полученные с космических аппаратов в середине 1960-х гг., показали, что его поверхность изобилует кратерами, в большинстве своем сильно разрушенными и немного напоминающими лунные. Большая часть марсианских кратеров имеет ударное происхождение, хотя имеются и вулканические кратеры. Ударные кратеры (см. рис. 2.13 на вклейке), как правило, имеют следы выглаживания. В целом кратеры на Марсе более мелкие, чем на Луне или Меркурии, но значительно более глубокие, чем на Венере.

Подтверждением того, что в прошлом происходили столкновения малых тел с Марсом, являются находки на Земле метеоритов с Марса (см. рис. 2.14 на вклейке). Расчеты показывают, что только при таких столкновениях возможны выбросы марсианского вещества со скоростями, достаточными для того, чтобы покинуть эту планету.

2.5.6. Кратеры на астероидах. Практически все детальные фотографии астероидов служат прямым доказательством падения на них небесных объектов. Например, карта астероида Веста (диаметр астероида 500 км) была сделана на основе снимков, полученных космическим телескопом им. Хаббла (см. рис. 2.15 на вклейке). На карте видно, что на поверхности выделяется кратер протяженностью во всю длину астероида. Этот огромный кратер находится в нижней части изображения. Исследования показали, что астероид Веста испытал мощное разрушительное соударение около миллиарда лет назад.

Рис. 2.16. Астероид Итокава (http://galspace.spb.ru/)

Еще один пример — астероид (25143) Итокава (рис. 2.16). Этот астероид является одним из довольно подробно исследованных астероидов [Hirata et al., 2009; Barnouin-Jha et al., 2008; Cheng and Barnouin-Jha, 2007]. Орбита астероида находится между орбитами Марса и Земли. Этот астероид был выбран объектом исследования зонда «Хаябуса» и впоследствии получил свое современное название по имени основателя японской космической программы профессора Хидэо Итокавы. Астероид Итокава относится к астероидам класса S(IV) (см. главу 3). Длина астероида составляет 548 м, средняя плотность — 2,1 г/см^3.

Астероид вращается вокруг оси с периодом 12,32 ч, имеет неправильную форму, его можно рассматривать как состоящий из двух частей. На его поверхности можно выделить 2 типа ландшафта: пересеченную местность, покрытую большим количеством камней и валунов, и ровные реголитовые равнины у «перешейка». На Итокаве обнаружено более десятка ярко выраженных ударных структур круговой формы. Одной из крупнейших является Малая Вумера диаметром около 50 м. Большинство кратеров малого размера заполнены пылью и по внешнему виду напоминают «пруды», обнаруженные на поверхности астероида Эрос. Главной особенностью Итокавы является наличие очень большого количества камней и валунов. Всего было выявлено более 1000 валунов размерами более 5 м, а максимальный размер некоторых глыб достигает ∼ 50 м. С помощью рентгеновского спектрометра, установленного на аппарате «Хаябуса», удалось исследовать состав астероида, четко идентифицировать линии Mg, Si, Al.

Краткое описание основных типов малых тел Солнечной системы, составляющее содержание этой главы, позволяет сделать несколько выводов. Во-первых, имеющиеся знания о происхождении и миграции малых тел все еще фрагментарны, а гипотезы не стали теориями. В некоторых областях исследования только начинаются. Во-вторых, хотя мы уже определенно понимаем, что все популяции опасных космических объектов динамичны и непрерывно пополняются, но механизмы такого пополнения изучены пока недостаточно. Наконец, едва ли возможно полностью каталогизировать всю популяцию малых тел, особенно комет и крупных метеороидов.

Глава 3

Астероиды

Зевс молнией разбил колесницу…

По всему небу разбросаны осколки колесницы…

А Фаэтон… пронесся по воздуху,

подобно падающей звезде,

и упал в воды реки Эридана…

Н. А. Кун. «Легенды и мифы Древней Греции»

3.1. Историческое введение

Точки-пятнышки на пластинке

Да полосчатый пестрый спектр…

Крохи света, миров искринки…

Что ты ищешь в них, человек?!

А. Соловьев

В данной главе рассмотрены сведения об астероидах как об источнике астероидно-кометной опасности.

Наряду с кометами и метеороидами, астероиды, или малые планеты, относят к малым телам Солнечной системы. В отличие от больших планет, известных с глубокой древности, история их открытия и изучения едва превышает двести лет. Иоганн Кеплер, открывший законы движения планет, в самом конце XV в. обратил внимание на непропорционально большое расстояние между орбитами Марса и Юпитера по сравнению с расстояниями между орбитами других известных в то время планет. Он заподозрил существование в этом месте неизвестной планеты. В середине XVIII в. сначала И. Тициус, а затем И. Боде сформулировали правило планетных расстояний, согласно которому расстояния от планет до Солнца возрастают в определенной закономерности. В соответствии с ней в промежутке между Марсом и Юпитером на расстоянии 2,8 а.е. от Солнца должна была существовать планета. После открытия в 1781 г. У. Гершелем ранее неизвестной планеты Уран, расположенной за Сатурном на расстоянии от Солнца, соответствующем правилу Тициуса — Боде, уже мало кто сомневался в его справедливости. Убежденность была столь велика, что осенью 1800 г. решено было организовать отряд «небесной полиции» для поимки неизвестной планеты.

Но реальные события опередили планы. В ночь на 1 января 1801 г. сицилианский астроном Дж. Пиацци, до которого известие о его включении в состав «небесной полиции» еще не успело дойти, обнаружил на небе новое небесное тело, которое не значилось в выверяемом им звездном каталоге. Перемещение тела относительно звезд указывало на его принадлежность к Солнечной системе, и Пиацци решил, что он открыл новую комету. Но дальнейшие наблюдения показали, что «комета» не обнаруживает характерной для этого типа тел туманной оболочки (комы). Пиацци стал догадываться, что он открыл нечто более значительное. Он продолжал наблюдения за новым телом до 10 февраля, после чего прекратил их по причине болезни. Посланные им сообщения другим астрономам о новом открытии достигли их с опозданием из-за военных действий в Италии. Время было упущено, и тело уже стало невозможно наблюдать из-за того, что оно приблизилось к Солнцу до малого углового расстояния.

Между тем, первые же попытки определить орбиту нового тела по наблюдениям Пиацци показали, что оно движется на среднем расстоянии от Солнца около 2,8 а.е., что в точности соответствовало значению большой полуоси для неизвестной планеты согласно правилу Тициуса — Боде. Недостающая планета была открыта и тут же потеряна! Предстояло вновь охотиться за ней после того, как она станет доступной для наблюдений уже по другую сторону Солнца. Задача предвычисления положения планеты по наблюдениям Пиацци была блестяще решена молодым математиком и астрономом К. Ф. Гауссом, который разработал с этой целью метод определения орбиты по трем положениям небесного тела. По вычисленной Гауссом эфемериде потерянная планета была вновь найдена, спустя ровно год после ее открытия.

Пиацци назвал открытую им планету Ceres Ferdinandea (Церера Фердинандова) в честь древнеримской богини, небесной покровительницы Сицилии Цереры и короля Неаполитанского и Сицилии Фердинанда, но исторически за новой планетой закрепилась только первая часть имени.

Сопоставляя блеск Цереры и расстояние до нее с этими величинами для других планет, можно было заключить, что ее размеры много меньше, чем у прочих известных планет. Но закон планетных расстояний не накладывал ограничений на их размеры. Главное, что «пропущенная» планета была найдена и порядок в Солнечной системе восторжествовал. Но уже через три месяца после повторного обнаружения Цереры немецкий астроном Г. Ольберс открыл еще одну планету, названную Палладой, которая, по вычислениям Гаусса, двигалась по орбите на расстоянии от Солнца, очень близком к орбите Цереры, но имела большой наклон орбиты к эклиптике. Ольберс высказал догадку, что обе планеты являются обломками одной некогда существовавшей планеты, распавшейся на части по какой-то причине. Это предположение, казалось, получило подтверждение, когда в 1804 г. немецкий астроном К. Гардинг, а в 1807 г. сам Ольберс открыли еще две небольшие по размеру планеты — Юнону и Весту, орбиты которых также располагались между Марсом и Юпитером.

По предложению Гершеля, вновь открытые тела стали называть астероидами, то есть звездоподобными, поскольку в телескопы невозможно было рассмотреть у них характерные для планет диски, но наряду с этим в научной литературе для нового класса тел Солнечной системы продолжали использовать термин «малые планеты».

Только через 38 лет была открыта следующая по счету малая планета — Астрея. Но после нее новые малые планеты стали открывать практически ежегодно. Этому способствовало появление новых более точных и более подробных звездных карт. К 1850 г. было открыто уже 13 малых планет, движущихся в той же области пространства между Марсом и Юпитером. Открытие новых планет привлекало много внимания астрономов и широкой публики, их тщательно и подолгу наблюдали, орбиты вычислялись по большому числу наблюдений. Открытые планеты сразу получали имена. Но уже с середины XIX в. новым планетам стали присваивать сначала порядковые номера, а затем уже названия. По мере того как число открытий росло, следить за малыми планетами становилось все труднее. В 1869 г. открытая малая планета впервые оказалась потерянной, так как для нее не сумели вычислить орбиту из-за недостаточного количества наблюдений. Впоследствии такие случаи стали повторяться все чаще и чаще. Особенно они участились после 1891 г., когда для наблюдений малых планет стал применяться фотографический метод. Количество обнаруживаемых новых тел вследствие этого резко возросло и следить за всеми оказалось практически невозможно. Ввиду этого вновь открытым телам стали присваивать сначала лишь предварительные обозначения и лишь потом, если удавалось продолжить наблюдения и определить орбиту, планета получала номер.

До 1925 г. не существовало общепринятой системы предварительных обозначений малых планет, что вносило путаницу при использовании наблюдений. В 1925 г. Э. Боуэр предложил систему предварительных обозначений малых планет, которая используется до наших дней. Остановимся на ней подробнее.

Обозначение астероидов. Предварительное обозначение состоит из номера года открытия малой планеты и двух букв латинского алфавита, которые могут сопровождаться однозначным или многозначным индексом. Первая буква соответствует номеру «полумесяца», в котором произошло открытие. Так, планеты, открытые с 1 по 15 января, имеют в предварительном обозначении первую букву A, планеты, открытые с 16 по 31 января, имеют первую букву B и т. д. Так как число полумесяцев в году равно 24, а в латинском алфавите 26 букв, то принято в предварительных обозначениях в качестве первой буквы не использовать буквы I и Z (табл. 3.1).

Вторая буква предварительного обозначения присваивается планете в порядке открытия в данном полумесяце (точнее говоря, в порядке поступления сообщения об ее открытии в центр, ведающий присвоением предварительных обозначений малым планетам). При этом исключается только буква I. Таким образом, 25-я малая планета, открытая во второй половине сентября 2004 г., получила предварительное обозначение 2004 SZ. Дальнейшие 25 открытий в данном полумесяце получили предварительные обозначения, в которых вторая буква cнова пробегает значения от A до Z (исключая I), но теперь она сопровождается индексом 1.

Если число открытий превышает 50, то вторая буква кода опять циклически меняется, но теперь она сопровождается индексом 2 и т. д. В настоящее время, когда в течение полумесяца предварительные обозначения могут получить несколько тысяч объектов, нередко встречаются предварительные обозначения, в которых вторая буква сопровождается трехзначными индексами, например 2002 T C_302 (часто пишут T C302).

Таблица 3.1. Кодировка предварительных обозначений малых планет в зависимости от времени их открытия

Наблюдение астероидов. Периодом, наиболее удобным для наблюдения обычной малой планеты, орбита которой располагается между орбитами Марса и Юпитера, является ближайшая по времени окрестность ее оппозиции с Солнцем, когда геоцентрические долготы планеты и Солнца различаются на 180°. В окрестности оппозиции малая планета оказывается на минимальном в данном году расстоянии от Земли и потому ее блеск максимален. Угол фазы (угол между направлением из центра планеты на Солнце и на Землю) при этом близок к минимальному, и планета кульминирует около полуночи. По мере увеличения углового расстояния планеты от точки оппозиции в обе стороны условия для наблюдений постепенно ухудшаются вплоть до полной невозможности продолжения наблюдений. В зависимости от среднего движения малой планеты и эксцентриситета орбиты ее оппозиции следуют одна за другой в среднем с интервалами 14–17 месяцев. В настоящее время в силу широкого использования экваториальных координат для малых планет термин «оппозиция» понимается в смысле «оппозиция по прямому восхождению», но сказанного выше это практически не затрагивает.

Для того чтобы иметь возможность наблюдать малую планету в последующих после ее открытия оппозициях, необходимо заранее предвычислить ее положения на небе для ряда моментов времени, т. е. вычислить ее эфемериду. Эфемерида вычисляется на основе элементов орбиты, найденных по имеющимся наблюдениям. Знание элементов орбиты никогда не бывает абсолютно точным, поскольку элементы определяются по наблюдениям, обремененным случайными и систематическими ошибками. Ошибки элементов орбит возникают также из-за недостаточного учета возмущений, оказывающих влияние на движение малой планеты. В результате эфемерида не вполне точно предсказывает реальные положения тела, которое в силу этого может быть не найдено или неправильно отождествлено. Но даже если тело будет найдено, орбита его может нуждаться в исправлении с учетом

разностей между наблюденными и предвычисленными положениями. Слежение за большим числом открытых малых планет, а их число к началу XX в. приблизилось к 500, являлось, таким образом, весьма трудоемкой задачей, требующей определенной международной организации и разделения труда. Возникла необходимость создать международную службу малых планет, в задачи которой входили бы сбор и публикация наблюдений малых планет, присвоение вновь открываемым телам предварительных обозначений, а затем постоянных номеров и названий, если их орбиты определены достаточно надежно, регулярное исправление элементов орбит на основе новых наблюдений, вычисление эфемерид малых планет на предстоящие оппозиции и их публикация. Во втором десятилетии XX в. такая служба была создана на базе Вычислительного института в Берлине, который и ранее активно работал в этой области. Начиная с 1915 г. Вычислительный институт стал издавать ежегодник «Kleine Planeten», в котором публиковались эфемериды всех занумерованных малых планет, имеющих оппозицию в очередном году, а также элементы орбит занумерованных планет и их названия. Работа по уточнению орбит и вычислению эфемерид была организована на кооперативных началах. В этой работе активное участие принимал созданный в 1919 г. в Петрограде Вычислительный институт, который позже был преобразован в Астрономический институт.

Во время Второй мировой войны были разрушены многие обсерватории и институты, принимавшие участие в службе малых планет. Берлинский вычислительный институт также прекратил свое существование. Подготовленный в очень тяжелых условиях том «Kleine Planeten» на 1946 г. так и не дошел до наблюдателей. Служба малых планет оказалась полностью дезорганизованной. Необходимо было воссоздавать ее заново. С этой целью в 1946 г. в Цинциннати (штат Огайо, США) был создан Центр малых планет, который стал выполнять функции, ранее входившие в круг обязанностей Вычислительного института в Берлине. В то же время функцию вычисления и публикации ежегодных эфемерид малых планет взял на себя Институт теоретической астрономии (ИТА) АН СССР, в который был преобразован ранее существовавший Астрономический институт. Начиная с 1948 г. ИТА стал публиковать ежегодник «Эфемериды малых планет», содержащий наиболее полную и точную информацию об элементах орбит всех занумерованных малых планет и их эфемериды. В 1978 г. Центр малых планет переместился из Цинциннати в Кембридж (штат Массачусетс). В 1998 г. ИТА вошел в состав Института прикладной астрономии РАН, и его функции по подготовке и публикации «Эфемерид» были переданы этому институту.

За более чем двухсотлетнюю историю исследования малых планет существенно изменились представления о той области околосолнечного пространства, где происходит их движение. Популяция малых планет оказалась значительно более многочисленной и разнообразной, чем это представлялось вначале. Благодаря усилиям многих поколений наблюдателей, профессионалов и любителей и хорошо налаженной службе малых планет число занумерованных планет постоянно возрастало, а точность определения элементов их орбит увеличивалась. Таблица 3.2 дает представление о том, как изменялось число занумерованных планет с течением времени.

Таблица 3.2. Число занумерованных малых планет на начало соответствующего года

В связи с осознанием проблемы астероидно-кометной опасности в середине последнего десятилетия прошлого века на многих обсерваториях начался целенаправленный поиск астероидов, сближающихся с Землей, и в связи с этим произошло бурное увеличение числа ежегодно занумерованных тел. В настоящее время число малых планет, получивших постоянный номер, превысило 200 000 и продолжает ежегодно увеличиваться более чем на 25 000. В Центре малых планет накоплены миллионы наблюдений занумерованных планет и тел, имеющих пока лишь предварительные обозначения. В главе 6 более подробно рассмотрены существующие возможности наблюдения малых тел.

3.2. Главный пояс астероидов. Пояс Эджворта — Койпера

В данном разделе речь будет идти прежде всего об орбитах астероидов. Поэтому нелишне будет напомнить, что гелиоцентрическая орбита тела определяется значениями шести элементов. При этом положение плоскости, в которой происходит движение, задается элементами Ω и i — долготой восходящего узла на плоскости эклиптики и наклоном плоскости орбиты к эклиптике (рис. 3.1). Ориентация орбиты в этой плоскости (положение перигелия) определяется элементом ω — угловым расстоянием перигелия от восходящего узла орбиты. Размер и форма орбиты определяются элементами a и e — большой полуосью и эксцентриситетом орбиты. Наконец, положение тела на орбите в определенный момент времени задается значением средней аномалии M. Угловые величины Ω, ω, i, M выражаются в градусах, большая полуось — в астрономических единицах (а.е.), где 1 а.е. равняется среднему расстоянию от Земли до Солнца, приближенно 150 000 000 км. Эксцентриситет орбиты является безразмерной величиной.

Важной характеристикой орбиты является среднее движение n, измеряемое в градусах в сутки или в угловых секундах в сутки. Среднее движение — это дуга, проходимая за сутки воображаемой точкой, обращающейся вокруг Солнца равномерно по окружности и совершающей один оборот за период обращения планеты. Среднее движение планеты связано с большой полуосью ее орбиты третьим законом Кеплера. Если большую полуось выражать в а.е., а среднее движение — в радианах в сутки, то согласно третьему закону Кеплера

a^3n^2 = k^2, (3.1)

где k — постоянная Гаусса, равная 0,01720209895. Если n выражать в угловых секундах в сутки, то

n = 3548,2a-3/2.

Упомянем также такие характеристики орбиты, как перигелийное расстояние q = a(1 — e) — минимальное расстояние от планеты до Солнца, и афелийное расстояние Q = a(1 + e) — максимальное расстояние от планеты до Солнца.

Рис. 3.1. Элементы орбиты астероида; x, y, z — прямоугольная эклиптическая гелиоцентрическая система координат (начало в точке S (Солнце)), x′, y′, z′ — прямоугольная экваториальная гелиоцентрическая система координат, Υ — точка весеннего равноденствия, ε — наклон эклиптики к экватору, AA′ — орбита планеты, ♌ — восходящий узел орбиты, Ω — долгота восходящего узла, i — наклон орбиты, Π — перигелий, ω —угловое расстояние перигелия от восходящего узла

Орбиты двух первых открытых малых планет — Цереры и Паллады — оказались расположенными между орбитами Марса (a = 1,52 а.е., n = 1986,5″) и Юпитера (a = 5,20 а.е., n = 299,1″) на среднем расстоянии от Солнца, равном 2,77 а.е. (в скобках указаны большие полуоси орбит и средние движения соответствующих больших планет). Дальнейшие открытия показали, что большие полуоси большинства представителей новой популяции тел лежат в интервале от 2,06 а.е. (n = 1200″) до 3,5 а.е. (541,9″). Это так называемый Главный пояс астероидов.

Ближе к Юпитеру расположено сравнительно небольшое число астероидов. Значения большой полуоси около 3,96 а.е. (450,3″) имеют малые планеты группы Гильды, совершающие три оборота вокруг Солнца за время, пока Юпитер успевает совершить в точности два оборота (соизмеримость средних движений астероидов и Юпитера составляет 3:2). Такой характер движения позволяет планетам этой группы постоянно находиться на достаточном удалении от Юпитера. На расстоянии 4,28 а.е. (400,7″) от Солнца в соизмеримости 4:3 с Юпитером движется малая планета Туле. Далее, на среднем расстоянии от Солнца, равном 5,2 а.е., располагаются троянцы — малые планеты, получившие имена в честь героев троянской войны (греков и троянцев).

Соизмеримость их средних движений с Юпитером составляет 1:1. При этом одна группа троянцев (греки) движется близко к его орбите на 60° впереди Юпитера, а другая (троянцы) — на 60° позади. Возможность устойчивого движения подобного типа была теоретически рассмотрена Ж. Лагранжем за сто с лишним лет до открытия первого троянца. Более подробный список групп и семейств астероидов с указанием количества объектов в каждой группе приведен в приложении 5.

Орбиты астероидов, как правило, мало наклонены к основной плоскости Солнечной системы — эклиптике, определяемой движением Земли вокруг Солнца. Средний наклон составляет около 7,7° (рис. 3.2).

Рис. 3.2. Распределение астероидов по наклону орбит к эклиптике

Проекция положений малых планет на плоскость эклиптики в некоторый момент времени дает достаточно наглядное представление о расположении пояса астероидов относительно орбит больших планет (рис. 3.3). Рисунок 3.3 демонстрирует также некоторые особенности движения тел Главного пояса. Сравнительно небольшие эксцентриситеты орбит большинства астероидов (среднее значение эксцентриситета близко к 0,14; рис. 3.4) не позволяют им проникать внутрь орбиты Марса. На рисунке 3.3 также видно, что астероиды держатся на значительных расстояниях от Юпитера, избегая тесных сближений с ним.

Известны всего лишь около 30 занумерованных малых планет с перигелиями за орбитой Юпитера, но большими полуосями орбит, меньшими, чем у Нептуна. Почти все они были открыты недавно и получили общее название «кентавры», поскольку некоторые из них проявляют черты двойственности: временами они обнаруживают кометную активность, связанную с испарением вещества.

Рис. 3.3. Солнечная система: астероиды и орбиты планет в координатах X, Y, Z. Даны проекции на плоскости координат XY, YZ, XZ

Рис. 3.4. Распределение астероидов по эксцентриситету орбит

Характерным примером является кентавр Хирон ((2060) Chiron). Многие кентавры имеют весьма вытянутые орбиты (Фолус, Асболус).

Ряд малых планет, таких как (5335) Damocles, (15504) 1999 RG_33, (20461) Dioretsa, (65407) 2002 RP_120 и др., не обнаруживающих кометной активности, движутся по орбитам, схожими с орбитой кометы Галлея. Их часто называют дамоклоидами по имени первой занумерованной малой планеты этого типа. Орбиты многих из них имеют очень большие наклоны к эклиптике. Астероиды (20461) Dioretsa и ряд других имеют наклоны орбит свыше 90°. Движение при наклоне свыше 90° считается обратным — происходящим по часовой стрелке, т. е. противоположным движению большинства тел Солнечной системы. Название Dioretsa навеяно как раз этой особенностью движения данного астероида, поскольку прочитанное справа налево оно совпадает с английской транскрипцией слова астероид. Весьма вероятно, что дамоклоиды являются ядрами угасших комет. Их происхождение связано с эволюцией почти параболических комет из облака Оорта под влиянием планетных возмущений и их захватом на короткопериодические орбиты [Asher et al., 1994; Бирюков, 2007].

В 1949 г. К. Эджворт [Edgeworth, 1949], а в 1951 г. Дж. Койпер [Kuiper, 1951] высказали предположение о существовании популяции небесных тел за орбитой Нептуна. В 1992 г. была открыта первая в этом внешнем поясе малая планета 1992 QB_1 (a = 44 а.е., e = 0,08, i = 2°, диаметр ∼ 200 км). К настоящему времени известно около 1100 объектов с большими полуосями орбит, большими, чем у Нептуна. Новая популяция получила название пояса Эджворта — Койпера (или пояса Койпера). Количество открытых в этом поясе малых тел быстро увеличивается. Прогнозируется существование в области 30–50 а.е. нескольких десятков тысяч транснептуновых объектов с диаметрами более 100 км.

Многие транснептуновые объекты движутся в соизмеримости 2:3 с Нептуном, подобно тому как это имеет место для Плутона, или в иных соизмеримостях. Плутон является лишь одним из объектов пояса Эджворта — Койпера, и к тому же не самым крупным. Резолюцией Генеральной ассамблеи МАС в 2006 г. он был лишен статуса большой планеты Солнечной системы и теперь рассматривается как карликовая планета (134340) Pluto наряду с такими объектами пояса Эджворта — Койпера, как (136199) Eris, (136472) Makemake и другие.

Помимо «классических» транснептуновых объектов, подобных 1992 QB_1 (сейчас (15760) 1992 QB_1), т. е. имеющих малый эксцентриситет и малый наклон орбиты, и объектов типа Плутона, находящихся в соизмеримости с Нептуном, за орбитой Нептуна обнаружены объекты на сильно вытянутых и иногда сильно наклоненных орбитах, образующие так называемый рассеянный диск. Афелии орбит объектов рассеянного диска (scattered disk objects) располагаются на расстояниях в десятки и сотни астрономических единиц от Солнца.

Кентавры, по-видимому, являются продуктами динамической эволюции объектов пояса Эджворта — Койпера [Jewitt, 2002], образуя промежуточное звено между объектами этого пояса, скорее всего объектами рассеянного диска, и короткопериодическими кометами семейства Юпитера или других внешних планет.

Близко к внутреннему краю Главного пояса, но все же на заметном расстоянии от него, находятся астероиды группы Венгрии (названной по имени первого открытого объекта этой группы (434) Hungaria). Большие полуоси их орбит группируются около значения 1,93 а.е.

Рис. 3.5. Распределение астероидов по величине перигелийного расстояния в интервале до 6 а.е.

Благодаря значительным эксцентриситетам орбиты некоторых малых планет, принадлежащих Главному поясу или группе Венгрии, могут приближаться к орбите Марса и даже проникать внутрь нее. На рисунке 3.5 показано распределение астероидов по величине перигелийного расстояния q во внутренней по отношению к Главному поясу части околосолнечного пространства. Хорошо заметно уменьшение числа малых планет по мере уменьшения их перигелийных расстояний до величины большой полуоси орбиты Марса (a = 1,52 а.е.).

3.3. Астероиды, сближающиеся с Землей

Астероиды с перигелийными расстояниями, меньшими или равными 1,3 а.е., принято называть астероидами, сближающимися с Землей (АСЗ). Первый астероид с такой орбитой был открыт в 1898 г. Он получил номер и название (433) Eros (a = 1,458 а.е., q = 1,133 а.е.). АСЗ от прочих астероидов отличают не только их сравнительно малые перигелийные расстояния, но и малость размеров. К настоящему времени открыто около 7000 АСЗ, но только около 800 из них имеют размеры, превышающие 1 км. Самым крупным АСЗ является астероид (1036) Ганимед с диаметром 38,5 км. Еще два астероида — (433) Эрос и (3552) Дон Кихот — имеют размеры около 20 км, а все остальные не достигают 10 км. На рис. 3.6 в увеличенном масштабе по сравнению с рис. 3.5 показано распределение крупных АСЗ по величине перигелийного расстояния.

Рис. 3.6. Распределение крупных АСЗ (с абсолютными звездными величинами H < 18m) по величине перигелийного расстояния

Все АСЗ принято подразделять на несколько типов, или групп, в зависимости от величины их перигелийного или афелийного расстояния и большой полуоси. Каждая такая группа именуется по имени астероида — ее характерного представителя. Ряд исследователей подразделяют астероиды на типы по сдедующим значениям параметров орбиты.

Астероиды типа Амура ((1221) Amor). Перигелийные расстояния q больше, чем афелийное расстояние Земли (1,0167 < q ≤ 1,3 а.е.). Астероиды этого типа могут приближаться к Земле извне, но не заходят внутрь орбиты Земли.

Астероиды типа Аполлона ((1862) Apollo). Перигелийные расстояния меньше, чем афелийное расстояние Земли, большие полуоси больше, чем у Земли (a > 1 а.е., q ≤ 1,0167 а.е.). Астероиды этого типа могут проникать внутрь орбиты Земли.

Астероиды типа Атона ((2062) Aten). Большие полуоси меньше, чем у Земли, афелийные расстояния больше перигелийного расстояния Земли (a < 1 a.e., Q ≥ 0,983 а.е.). Орбиты астероидов этого типа лежат в основном внутри орбиты Земли и только в окрестности афелиев выходят за ее пределы.

Астероиды типа Атиры ((163693) Atira). Орбиты астероидов этого типа целиком лежат в пределах земной орбиты; Q < 0, 983 а.е. Подобные малые тела трудно обнаружить, поскольку они могут наблюдаться только в утреннее или вечернее время, на элонгациях от Солнца, не превышающих 90°. Пока занумерованы только два достоверных представителя этого типа астероидов.

Отметим, что в Центре малых планет используется несколько иное подразделение орбит АСЗ на типы Амура, Аполлона, Атона и Атиры. Отличия сводятся к тому, что в определении астероидов типа Амура и Аполлона вместо предельного значения q = 1,0167 а.е. используется значение q = 1,0 а.е., а в определении астероидов типа Атона вместо Q = 0,983 а.е. используется значение Q = 1,0 а.е. Астероиды типа Атиры рассматриваются как подтип астероидов типа Атона с афелиями внутри орбиты Земли (http://www.cfa.harvard.edu/iau/lists/Unusual.html).

Астероиды четырех типов — Амура, Аполлона, Атона и Атиры — иногда называют АААА-астероидами.

Из астероидов всех перечисленных типов выделяют потенциально опасные астероиды (ПОА) (Potentially Hazardous Asteroids). К ним относят все астероиды, орбиты которых в настоящую эпоху сближаются с орбитой Земли до расстояний, меньших или равных 0,05 а.е. (около 7,5 млн км), и абсолютная звездная величина которых не превышает 22m. Ограничение межорбитальных расстояний величиной 0,05 а.е. является до некоторой степени условным. Оно диктуется тем обстоятельством, что в таких пределах можно ожидать неточность определения минимального межорбитального расстояния (параметр MOID — Minimum Orbit Intersection Distance, см. ниже) для вновь открываемого астероида, а также его возможного изменения из-за разного рода возмущений в обозримом будущем. Ограничение по абсолютной звездной величине связано с тем, что при принятом значении альбедо 0,13 тела с абсолютной звездной величиной, превосходящей 22m, имеют размеры меньше 150 м. Столкновение таких тел с Землей в худшем случае способно вызвать лишь локальную катастрофу.

Потенциально опасные астероиды составляют примерно пятую часть всех АСЗ. Подобные тела заслуживают пристального внимания наблюдателей и теоретиков и аккуратного отслеживания изменения их орбит в будущем. Классификация АСЗ приводится в табл. 3.3. Количество открытых на 1 июня 2010 г. астероидов различных типов указано в табл. 3.4

Согласно оценке [Morbidelli et al., 2002], исправленное за эффекты селекции распределение ОСЗ (объектов, сближающихся с Землей), на 32 ± 1 % состоит из астероидов типа Амура, на 62 ± 1 % из астероидов типа Аполлона, на 6 ± 1 % из астероидов типа Атона и примерно на 2 % из астероидов типа Атиры (существование последних было предсказано).

Принадлежность астероида к типу Аполлона или Атона не означает, что орбита астероида обязательно пересекает орбиту Земли: в большинстве случаев пересечение имеет место только в проекции на плоскость эклиптики, а в пространстве орбиты лишь скрещиваются. Реальное пересечение двух орбит имеет место тогда, когда орбита Земли проходит через один или оба узла орбиты тела. Если при этом Земля и тело оказываются на своих орбитах одновременно в непосредственной близости к узлу, то происходит столкновение (рис. 3.7).

Таблица 3.3. Классификация АСЗ

Таблица 3.4. Число открытых АСЗ и потенциально опасных астероидов (на 1 июня 2010 г.)

Рис. 3.7. Взаимное расположение орбит астероида A и Земли E. Показан случай, когда орбита Земли проходит через один из узлов орбиты астероида

3.4. Неустойчивость движения АСЗ

Движение АААА-астероидов совершается в такой области околосолнечного пространства, где оно не может быть устойчивым на длительных интервалах времени, если только какие-либо особые механизмы не поддерживают эту устойчивость. Долготы перигелиев и узлов орбит астероидов на плоскости эклиптики постоянно изменяются под влиянием планетных возмущений. При этом долготы перигелиев, как правило, прогрессивно возрастают, а узлы орбит движутся попятным образом, совершая полные обороты за периоды от нескольких тысяч до нескольких десятков тысяч лет в зависимости от величины большой полуоси астероида (рис. 3.8). В результате этих изменений орбиты большинства АААА-астероидов периодически пересекаются с орбитами Марса, Земли и других планет. Вблизи эпох пересечения орбит возникает реальная угроза столкновения или тесного сближения астероида с большой планетой.

Теория взаимодействия малых тел с большими планетами при их сближениях впервые была разработана Э. Эпиком [Öpik, 1951; 1976]. Наиболее вероятным результатом сближения является не столкновение, а трансформация орбиты малого тела. Характер трансформации зависит от обстоятельств сближения. В результате тесного сближения орбита малого тела может быть радикально изменена, вплоть до ее превращения в орбиту, сближающуюся с орбитой Юпитера или пересекающую ее. При большой массе планеты и достаточно тесном сближении возможен выброс малого тела по гиперболической траектории за пределы Солнечной системы. Чаще всего хаотические блуждания малых тел между планетами в результате последовательных сближений и трансформаций их орбит заканчиваются выпадением тел на Юпитер, Солнце или выбросом из Солнечной системы. Характерные времена жизни астероидов, сближающихся с Землей и другими планетами земной группы, исчисляются, по современным данным, от нескольких миллионов до десятков миллионов лет, что явно мало по сравнению со временем существования Солнечной системы. Поскольку популяция этих тел в настоящее время достаточно многочисленна, должны иметься постоянные источники, поддерживающие ее существование. Есть много свидетельств в пользу того, чтобы считать Главный пояс астероидов основным источником АААА-астероидов.

Рис. 3.8. Изменение положения орбиты астероида по отношению к орбите Земли из-за движения перигелия. Π_1,Ω_1 — положения перигелия и узла орбиты в эпоху t_1; Π_2,Ω_2 — их положения в эпоху t_2 (собственное движение узла при этом не учитывалось)

Несмотря на очевидные соображения в пользу связи АААА-астероидов и метеоритов с Главным поясом астероидов, пути миграции этих тел в район орбиты Земли во второй половине XX в. на протяжении нескольких десятилетий оставались не вполне ясными. Дело в том, что для преобразования типичной орбиты тела в поясе астероидов в орбиту, пересекающую орбиту Земли, требуется достаточно большой импульс (приращение скорости в несколько километров в секунду). Столкновения тел в поясе астероидов не могут сообщить такое приращение скорости достаточно большой массе. В лучшем случае столкновения могут играть определенную роль в транспортировке небольших тел в район орбиты Марса. Последующие сближения с Марсом могут доставлять некоторое количество вещества в район орбиты Земли. Но этот путь, как и другие известные в то время механизмы, не обеспечивали устойчивого существования популяции астероидов, сближающихся с Землей. Поэтому исследователи вынуждены были искать основной источник тел, способных сближаться с Землей, вне пределов пояса астероидов. Таким естественным источником представлялись периодические кометы, поверхностные слои которых за время многочисленных оборотов вокруг Солнца лишились летучих веществ, некогда входивших в их состав. Ядра подобных «дремлющих» или полностью «выгоревших» комет, покрытые плотной пылевой коркой, могут наблюдаться как астероиды на характерных для комет вытянутых орбитах. Не приходится сомневаться в том, что некоторая часть АСЗ действительно имеет кометное происхождение. Однако оценка вклада комет в общую популяцию АААА-астероидов постепенно снижается. В настоящее время она составляет не более 10 % [Д. Лупишко, Т. Лупишко, 2001; Binzel et al., 2004; Lupishko et al., 2007].

3.5. Динамика тел в Главном поясе. Механизм переноса вещества в область планет земной группы

Главный пояс астероидов — образование, имеющее сложную динамическую структуру. Эта структура в основном определяется силами, действующими на малые тела в этой области со стороны Солнца и больших планет. Особое влияние на поведение тел в поясе оказывают разного рода резонансы, в частности резонанс между средним движением астероида n и Юпитера n′. О наличии резонанса можно говорить, когда отношение n: n′ близко по величине к отношению небольших целых чисел — 2:1, 3:1, 4:1, 5:2, 7:3, или, другими словами, если средние движения астероида и Юпитера близки к соизмеримости низкого порядка. Соизмеримость обеспечивает повторяемость определенных конфигураций в положениях астероида и Юпитера на их орбитах через определенные небольшие промежутки времени. Интересно отметить, что в распределении астероидов по средним движениям (и в распределении астероидов по большим полуосям орбит, так как последнее является отражением первого) в области между 600–1200″ соизмеримостям низких порядков соответствуют люки — более или менее широкие интервалы среднего движения, где астероиды совсем отсутствуют или плотность их распределения заметным образом понижена. На рис. 3.9 показано распределение астероидов по среднему движению (соответствующее ему распределение астероидов по большой полуоси и положение групп и семейств астероидов приведено в приложении 5).

Рис. 3.9. Распределение астероидов по среднему движению n в интервале n < 1450″.

Соизмеримостям 2:1 (598″), 3:1 (897″), 4:1 (1196″), 5:2 (748″), 7:3 (698″) с Юпитером соответствуют люки. Соизмеримостям 1:1 (299″) и 3:2 (449″) соответствуют концентрации тел

Ближе к Юпитеру соизмеримостям 3:2, 4:3, 1:1 в распределении средних движений, как отмечалось в предыдущем параграфе, соответствуют концентрации малых планет (группы Гильды, Туле, троянцы). Это различие между видимым проявлением резонанса с Юпитером в двух областях пространства оставалось загадочным на протяжении более ста лет со времени обнаружения Д. Кирквудом в 1866 г. неравномерности в распределении малых планет по средним движениям. К концу XIX в. были найдены семейства устойчивых периодических орбит в так называемой плоской круговой ограниченной задаче трех тел (Солнце — Юпитер — астероид). Впоследствии были также построены пространственные решения для ряда соизмеримостей с Юпитером, с помощью которых можно было объяснить устойчивый характер движения астероидов группы Гильды и Туле.

Для решения проблемы образования люков в прошлом веке было предложено много гипотез, но ни одна из них не могла считаться удовлетворительной [Greenberg and Scholl, 1979; Dermott and Murrey, 1983]. Долговременная динамика тел в окрестности резонансов оставалась на протяжении десятилетий не вполне понятной. Возможности ЭВМ были еще недостаточны для непосредственного прослеживания движения тел в окрестности резонансов на интервалах времени в сотни тысяч и миллионы лет. Перелом в понимании долговременной эволюции движения тел в окрестности резонансов произошел два с половиной десятилетия назад. Он ознаменовался появлением работ Дж. Уисдома [Wisdom, 1982; 1983], предложившего новый метод изучения движения в окрестности резонансов, который оказался в тысячу раз более эффективным по сравнению с ранее применявшимися. Новый метод помог обнаружить, что астероиды в окрестности резонанса 3:1 (a = 2,52 а.е., n = 897″) могут на протяжении сотен тысяч или даже миллионов лет двигаться по орбитам с небольшим эксцентриситетом, меньшим 0,1, а затем скачком увеличивать эксцентриситет до больших значений. Происходит это в результате попадания астероида в зону хаоса (имеются в виду зоны в пространстве элементов орбит). В таких зонах характер движения резко меняется в зависимости от небольших изменений начальных условий движения, вследствие чего движение становится трудно предсказуемым на длительных интервалах времени. Как было показано Уисдомом, при исследовании резонанса 3:1 астероиды, попадающие в зону хаоса, испытывают нерегулярные колебания эксцентриситета, амплитуда которых может достигать 0,4, на характерных временах от нескольких десятков до нескольких сотен тысяч лет (рис. 3.10).

Рис. 3.10. Пример изменения эксцентриситета астероида в окрестности соизмеримости 3:1 с Юпитером с течением времени [Wisdom, 1983]

В результате из-за уменьшения перигелийного расстояния q в периоды, когда эксцентриситет находится в окрестности максимальных значений, астероид приобретает возможность пересекать орбиту Марса. Впоследствии было показано, что в окрестности этого резонанса существует другая зона хаоса, где амплитуда колебаний эксцентриситета может достигать 0,9 и более [Ferraz-Mello and Klafke, 1991]. Под влиянием возмущений, испытываемых астероидом при сближениях с Марсом, меняются элементы его гелиоцентрической орбиты, и в результате астероид может сместиться из одной зоны хаоса в другую. Если в новой зоне его эксцентриситет вырастает до 0,9 и более, то астероид приобретает возможность сближаться с Землей, Венерой или даже может выпасть на Солнце, если его перигелийное расстояние оказывается меньше радиуса последнего.

Исследования резонанса 5:2 (a = 2,82 а.е., n = 748″) привели к выводу, что и в этом случае действует аналогичный механизм, который способен приводить к существенному возрастанию эксцентриситетов [Šidlichovskэ and Melendo,1986; Ipatov, 1992; Minton and Malhotra, 2009].

Сближение астероидов с планетами и Солнцем играет определяющую роль при образовании люков. Дело в том, что резонансы изменяют эксцентриситеты и/или наклоны орбит астероидов, но не меняют их больших полуосей. Поэтому астероид может двигаться в окрестности резонанса в течение многих тысячелетий. Напротив, сближение с планетой сообщает астероиду импульс, зависящий от взаимного расположения тел в момент сближения, относительной скорости и массы планеты. В результате меняется большая полуось орбиты астероида, эксцентриситет и наклон, а также другие элементы. При этом астероид может покинуть резонансную зону, может случайно оказаться в зоне действия другого резонанса либо даже может быть выброшен за пределы Солнечной системы, если сообщенная ему энергия достаточна для преобразования его гелиоцентрической орбиты в параболическую или гиперболическую. Наиболее «драматическими» по своим последствиям оказываются сближения астероидов с Юпитером.

Таким образом, механизм увеличения эксцентриситета и последующего сближения астероидов с планетами решает проблему образования люков в поясе астероидов, с одной стороны, а с другой — указывает путь переноса вещества из пояса астероидов в район орбиты Земли. Этот вывод был проверен в девяностые годы прошлого века, когда появилась возможность путем численного интегрирования прослеживать эволюционные пути отдельных астероидов с учетом возмущений от многих возмущающих планет на протяжении десятков и сотен тысяч лет. Было показано, что астероиды, помещенные в область резонанса с Юпитером 3:1, достаточно быстро могут выпадать на Солнце в результате увеличения их эксцентриситета [Farinella et al., 1994].

Примерно в то же время был найден и несколько иной механизм транспортировки вещества в район внутренних планет. Он оказался связан с вековыми резонансами.

Вековые резонансы возникают при совпадении или почти совпадении средних движений перигелиев и/или узлов орбиты малого тела и орбиты возмущающего тела. Вековые резонансы приводят к сильным возмущениям эксцентриситета и/или наклона орбиты малого тела с очень долгими периодами, которые могут достигать десятков и сотен тысяч лет. Результат влияния вековых резонансов на элементы орбит астероидов можно наблюдать при сопоставлении элементов орбит большого числа тел. Вековые резонансы ограничивают область фазового пространства, в котором располагаются элементы орбит малых планет, а в ряде случаев рассекают ее на части. Вековые резонансы также причастны к переносу вещества из пояса астероидов в область внутренних планет [Knezevic and Milani, 1994]. В частности, у внутреннего края Главного пояса астероидов в окрестности значений большой полуоси a = 2,1 а.е. доминирует вековой резонанс ν_6 (совпадение средних движений перигелиев орбит астероида и Сатурна; к нему имеют отношение также вековые осцилляции эксцентриситета орбиты Юпитера). Его расположение в поясе слабо зависит от эксцентриситета, но сильно зависит от наклона орбит: при наклонах, меньших 10°, он проходит в окрестности 2,1 а.е. При бо́льших значениях наклона область его действия смещается в сторону увеличения больших полуосей (рис. 3.11).

Вблизи этого резонанса эксцентриситеты орбит астероидов испытывают регулярные вековые колебания, вследствие чего астероиды приобретают возможность сближаться с внутренними планетами и выпадать на Солнце. Среднее время, необходимое для изменения орбиты астероида с квазикруговой на орбиту, пересекающую орбиту Земли, составляет всего около 0,5 млн лет. Последующее развитие событий также протекает весьма быстро. Средняя продолжительность жизни тел, стартовавших из резонанса ν_6, составляет всего около 2 млн лет. В 80 % случаев развитие событий заканчивается выпадением астероида на Солнце, в 12 % случаев — выбросом астероида на гиперболическую орбиту в результате сближения с планетами, в особенности с Юпитером, и только примерно в 1 % случаев — столкновением с Землей.

Рис. 3.11. Распределение занумерованных астероидов в плоскости a, i. Четко выделяются люки вблизи значений большой полуоси 2,52 а.е. (897″), 2,82 а.е. (748″), 3,3 а.е. (598″). Тонкой сплошной линией показано расположение векового резонанса ν_6, отделяющего планеты с большими наклонами (i > 20°) от остальной части пояса. Хорошо заметна группа Венгрии (большие наклоны, значения большой полуоси, близкие к 1,93 а.е.). Заметны также концентрации тел, соответствующих семействам астероидов Эвномии (a ≈ 2,53–2,72 a.e., i ≈ 11,1–15,8°), Эос (a ≈ 2,99–3,03 a.e., i ≈ 8–12°), Корониды (a ≈ 2,83–2,91 a.e., i ≈ 0,8–3,5°) и др.

На периферии области действия этого резонанса его эффект становится менее мощным, но все еще достаточным, чтобы позволить астероиду сближаться с Марсом в периоды наибольшего возрастания эксцентриситета [Morbidelli et al., 2002]. Дальнейшая эволюция к состоянию АСЗ протекает уже под влиянием сближений с Марсом, и темп ее существенно замедляется. Приведенные выше вероятностные оценки различных путей эволюции и продолжительности ее этапов получены с помощью метода симплектического интегрирования уравнений движения большого числа виртуальных астероидов с разнообразными начальными условиями.

Вековой резонанс ν_6 является наиболее активным поставщиком астероидного материала в зону внутренних планет. Следующим по эффективности является резонанс средних движений 3:1 (a = 2,52 а.е., n = 897″). Но, так же как и в случае резонанса ν_6, подавляющая часть астероидов выпадает не на поверхность планет земной группы, а в конечном счете на Солнце (70 %) или выбрасывается на гиперболические орбиты (28 %). Средняя продолжительность жизни тел, стартовавших из этого резонанса, несколько превышает 2 млн лет. Вероятность падения астероида на Землю составляет всего 2 10-3 [Morbidelli and Gladman, 1998].

В случае резонанса 5:2 (a = 2,82 а.е.) «накачка» эксцентриситета происходит очень быстро, и астероидный материал уже за время порядка 300 000 лет достигает района орбиты Земли. Но, с другой стороны, в афелии орбита тела приближается к орбите Юпитера или даже оказывается в ее пределах. В силу этого до 92 % астероидов выбрасывается на гиперболические орбиты, 8 % попадает на Солнце и только около 0,03 % в конце концов оказывается на Земле.

Хотя резонанс 2:1 (a = 3,28 а.е.) способен доставлять некоторое количество материала в район орбиты Земли, средняя продолжительность существования тел на таких орбитах исчисляется всего сотней тысяч лет, поскольку Юпитер быстро преобразует их орбиты в гиперболические.

Помимо перечисленных наиболее мощных резонансов в поясе астероидов присутствует множество других резонансов, оказывающих менее существенное, но тем не менее заметное влияние на движение тел. Эти резонансы обусловлены соизмеримостями средних движений тел с Юпитером более высоких порядков (например, соизмеримостями 7:2, 7:3, 9:4, 10:3), соизмеримостями средних движений с Марсом, Землей, кратными соизмеримостями, когда резонансные соотношения связывают средние движения трех тел (например, Юпитера, Сатурна и астероида [Nesvorny and Morbidelli, 1998]), а также разного рода вековыми резонансами. В результате этого большая часть орбит астероидов Главного пояса обнаруживает слабую хаотичность. Правда, эффект этой хаотичности невелик. Большие полуоси орбит колеблются в узкой окрестности резонансов, а эксцентриситеты и наклоны хаотически диффундируют в сторону увеличения. Эти процессы также способствуют транспортировке вещества из внутренней части пояса (a < 2,5 а.е.) в район планет земной группы, а во внешней части пояса способствуют сближению тел с Юпитером, и, в конечном счете, выбросу их из Солнечной системы. Но время этой транспортировки крайне велико — от десятков миллионов до миллиардов лет. Тем не менее, именно эти слабые резонансы в основном ответственны за постоянное пополнение популяции астероидов, пересекающих орбиту Марса — «марс-кроссеров» (MC, Mars Crossers Asteroids) (1,3 < q < 1,67 а.е.), которая примерно в четыре раза более многочисленна, чем популяция АСЗ. Эта популяция не может поддерживаться за счет сильных резонансов, так как возрастание эксцентриситета в них происходит слишком быстро и при сближениях с Марсом в популяцию марс-кроссеров захватывается незначительное число астероидов. В области a 6 2,06 а.е. отсутствуют сильные резонансы, способные превратить орбиты, пересекающие орбиту Марса, в орбиты, пересекающие орбиты Земли и Венеры. Поэтому астероиды, попавшие в эту область под действием диффузных резонансов, надолго застревают в ней. Только случайные сближения с Марсом способны вернуть их в область сильных резонансов, где они могут быть преобразованы в АСЗ.

Хотя источники пополнения популяции АСЗ рассмотрены выше достаточно полно, остаются вопросы о том, каков вклад каждого источника в реально наблюдаемую популяцию и насколько сильно характеристики этой популяции искажены наблюдательной селекцией. Эффективным способом ответа на эти вопросы является построение динамической модели устойчивого состояния популяции [Bottke et al., 2002b]. В этой работе численным путем была прослежена эволюция многочисленных виртуальных астероидов, берущих начало в разных источниках: резонансах 3:1 и ν_6, диффузных резонансах и в кометах семейства Юпитера. В ходе вычислений регистрировалось время, проведенное каждым астероидом в различных ячейках трехмерной сетки a, e, i за период существования частицы до того или иного финала. Если популяция находится в динамически устойчивом состоянии, то суммарное время, проведенное различными астероидами в отдельных ячейках трехмерного пространства, пропорционально орбитальному распределению тел. Общее распределение АСЗ было найдено как линейная комбинация взвешенного вклада каждого источника.

Из построенной модели следует, что 37 ± 8 % всех АСЗ с абсолютными звездными величинами в пределах 13m < H < 22m приходят из резонанса ν_6, 23 ± 9 % — из резонанса 3:1, 33 ± 3 % — из многочисленных диффузных резонансов и 6 ± 4 % происходят из комет семейства Юпитера (кометы из облака Оорта не учитывались).

Таким образом, в настоящее время в основном известны механизмы транспортировки астероидного вещества из разных областей, прежде всего из резонансных зон ν_6 и 3:1. Естественно возникает вопрос, каким образом происходит пополнение вещества в резонансных зонах пояса: без пополнения они давно были бы близки к полному истощению. Между тем, исследование распределения кратеров на поверхности Луны и Земли свидетельствует об относительном постоянстве темпа бомбардировки этих тел астероидами, кометами и их обломками в течение последних трех миллиардов лет [Grieve and Shoemaker, 1994; Иванов, 2005]. Потенциальные источники должны обеспечивать более или менее равномерный приток вещества в резонансные зоны, притом в нужном количестве.

Легко допустить, что поставщиком вещества в резонансные зоны может являться постоянное дробление вещества астероидов в соседних с этими зонами областях пояса в результате столкновений с более мелкими телами. Помимо этой составляющей в истории пояса имели место катастрофические столкновения тел, которые вели к образованию наиболее многочисленных семейств астероидов [Zappalá et al., 2002]. Такие события также могли эпизодически вбрасывать астероидное вещество в резонансные зоны. Существует, однако, ряд наблюдательных фактов, которые противоречат столь простому объяснению рассматриваемой проблемы.

Начать можно с того, что, согласно современным численным экспериментам [Gladman et al., 1997], вещество, вброшенное в область действия наиболее мощных резонансов, очень быстро достигает района планет земной группы, где оно также не может существовать длительное время. В результате средняя продолжительность пребывания вещества в открытом космическом пространстве, вне тел, из недр которых оно было выброшено, до его попадания на Землю должна составлять всего лишь около десяти миллионов лет. Но эта оценка находится в явном противоречии с космическими возрастами метеоритов, надежно определяемыми по относительному содержанию изотопов, образующихся в их телах под воздействием космических лучей. Для каменных метеоритов эти возрасты лежат преимущественно в диапазоне 1–100 млн лет с максимумами распределения в области 20 и 50 млн лет для разных групп метеоритов, а для железных они составляют несколько сотен миллионов лет с максимумом около 800–900 млн лет (рис. 3.12).

Рис. 3.12. Космические возрасты каменных и железных метеоритов [Вуд, 1971]

Популяция АСЗ насчитывает около одной тысячи тел размером от одного километра и более. Для поддержания этой популяции в устойчивом состоянии динамического равновесия требуется, чтобы в поясе астероидов постоянно происходили катастрофические столкновения, так как только при таких столкновениях образующиеся тела километровых размеров могут получить достаточные по величине импульсы, чтобы достичь наиболее мощных резонансных зон. Но катастрофические столкновения — относительно редкие события. Возраст семейств, по общему мнению, составляет от нескольких сотен миллионов до нескольких миллиардов лет. Поскольку динамическое время жизни в окрестности мощных резонансов гораздо короче, память об этих событиях здесь давно стерлась. Таким образом, катастрофические столкновения не являются непосредственным поставщиком тел километровых размеров в резонансные зоны.

К этому можно добавить, что распределение тел по размерам среди АААА-астероидов, N(> D) = kD-b, имеет несколько иной характер, чем для осколков столкновений: показатель b интегрального степенного распределения тел по диаметру D в первом случае лежит в диапазоне 1,65–2,0 [Morbidelli and Vokrouhlicky, 2003; Stuart and Binzel, 2004], в то время как для осколков можно ожидать значение около 2,0–2,5.

Так что же является основным поставщиком астероидного материала в резонансные зоны? На сегодняшний день ответ на этот вопрос не вполне ясен, но наиболее правдоподобный ответ — эффект Ярковского.

3.6. Роль эффекта Ярковского в транспортировке вещества из пояса астероидов

Суть эффекта Ярковского заключается в реакции отдачи, испытываемой нагретым телом в результате асимметричного переизлучения тепловой энергии.

Различают суточную и сезонную составляющие эффекта [Bottke et al., 2002a]. Cуточная составляющая зависит от вращения тела вокруг оси, не лежащей в плоскости его орбиты. При этом из-за тепловой инерции вещества вечерняя половина тела оказывается более нагретой лучами Солнца по сравнению с утренней. Наиболее высокая температура поверхности достигается не в точках, где Солнце находится в меридиане (т. е. не в полдень), а в точках, чей местный меридиан повернут относительно меридиана подсолнечной точки на некоторый угол к востоку или западу в зависимости от направления вращения тела. Нагретое тело излучает тепло. Тепловые фотоны, покидая тело, сообщают ему некоторый импульс. Если бы температура поверхности сферически симметричного тела была всюду одинаковой, то усредненный результирующий импульс был бы равен нулю. Из-за различия температур в различных точках результирующий импульс отличен от нуля, причем из-за вращения тела он направлен не в сторону, противоположную Солнцу, а под некоторым углом к этому направлению (рис. 3.13 а). Его действие аналогично реактивному эффекту истечения газов из ядра кометы при нагревании его солнечными лучами. В зависимости от направления вращения ядра по отношению к направлению орбитального движения эффект Ярковского, подобно негравитационному эффекту в движении кометы, может вызывать как ускорение орбитального движения тела (сокращение большой полуоси), так и замедление движения (увеличение большой полуоси).

Сезонная составляющая эффекта Ярковского связана с орбитальным движением тела и с неравномерностью нагрева летнего и зимнего полушарий тела, ось вращения которого сохраняет направление в пространстве, не перпендикулярное к плоскости его орбиты. Из-за тепловой инерции вещества наибольший нагрев летнего полушария достигается не в момент летнего солнцестояния, а спустя некоторое время. Из-за этого результирующий реактивный импульс имеет составляющую, направленную в сторону, противоположную направлению движения тела (рис. 3.13 б). Как всякий тормозящий эффект, сезонный эффект Ярковского вызывает ускорение орбитального движения тела, т. е. сокращение его большой полуоси. В отличие от суточной составляющей сезонная составляющая не зависит от направления вращения.

Рис. 3.13. а) Суточный эффект Ярковского. Показан случай, когда ось вращения наклонена под углом 90° к плоскости орбиты. Максимальная температура поверхности достигается не в точках, где Солнце находится в меридиане (т. е. не в местный полдень), а в точках, чей меридиан повернут относительно меридиана подсолнечной точки на некоторый угол к востоку (при указанном направлении вращения). б) Сезонный эффект Ярковского. Показан случай, когда ось вращения астероида лежит в плоскости орбиты. Из-за тепловой инерции вещества наибольшая температура в северном полушарии (N) достигается не в момент, когда ось вращения направлена на Солнце, а в более поздний момент. Результирующий импульс F имеет составляющую, направленную против орбитальной скорости V

Величина каждой из составляющих эффекта Ярковского зависит от наклона оси вращения тела к плоскости его орбиты. Суточная составляющая максимальна, если ось вращения перпендикулярна к орбите, и обращается в нуль, если ось вращения лежит в плоскости орбиты. Сезонная составляющая, напротив, обращается в нуль в первом случае и максимальна во втором. В реальности обе составляющие действуют совместно, производя тот или иной эффект. На крупные тела (D > 20 км) эффект не оказывает заметного действия за приемлемые промежутки времени. То же самое можно сказать и об очень малых телах, в которых устанавливается постоянная температура. Для тел промежуточных размеров величина эффекта зависит от теплопроводности вещества, в особенности для тел размером 0,1–1,5 м.

Как показывают расчеты, выполненные при различных предположениях относительно размеров тел, их теплопроводности и других параметров, эффект Ярковского может обеспечить изменение больших полуосей тел, движущихся в поясе астероидов, на величины порядка 0,1–0,01 а.е. за время существования этих тел до их полного разрушения в результате катастрофических столкновений (от нескольких миллионов до примерно 2 млрд лет в зависимости от размеров).

Существуют вариации второго порядка в эффекте Ярковского — это YORP-эффект (название дано по первым буквам исследователей: Yarkovsky— O’Keefe — Radzievskii — Paddack). YORP-эффект состоит в изменении скорости вращения малых тел, таких как астероиды (см. рис. 3.14 на вклейке).

Радзиевский применил идеи эффекта Ярковского к вращающимся астероидам, основываясь на изменениях их альбедо за период вращения [Radzievskii, 1954]. В работах [Paddack, 1975; O’Keefe, 1976] было показано, что форма является фактором, от которого сильно зависит изменение скорости вращения тела, а также что YORP-эффект может быть причиной увеличения скорости вращения и выбрасывания из Солнечной системы небольших асимметричных тел. В 2007 г. было получено прямое подтверждение существования YORP-эффекта для небольших астероидов 54509 YORP (2000 PH5) и 1862 Apollo [Lowry et al., 2007; Kaasalainen et al., 2007].

Известно, что астероиды с диаметром более 125 км имеют максвелловское распределение скоростей вращения, в то время как астероиды с диаметрами от 50 до 125 км обладают немного асимметричным распределением, а для астероидов, размеры которых меньше 50 км, распределение оказалось смещенным относительно распределения для крупных астероидов в сторону либо более быстрого, либо более медленного вращения. В качестве объяснения причин этого явления предлагается несколько механизмов в зависимости от размеров объектов. YORP-эффект в основном может объяснить особенности распределения по скоростям вращения для тел различных размеров.

Как было указано выше, космические возрасты каменных и железных метеоритов находятся в противоречии с динамическими оценками времени их доставки из пояса астероидов на Землю. Эффект Ярковского позволяет привести эти оценки в согласие друг с другом. Осколки дробления астероидов, как правило, не попадают непосредственно в области активно действующих резонансов, но в течение длительных интервалов времени дрейфуют в направлении тех областей, где они подхватываются резонансами для дальнейшей транспортировки в район планет земной группы. За время дрейфа они успевают заметным образом состариться, причем из-за большей теплопроводности железных тел время их дрейфа оказывается в среднем на порядок большим, чем каменных. Таким образом, эффект Ярковского дает естественное объяснение большим космическим возрастам вещества метеоритов и разнице возрастов каменных и железных тел.

Ранее было также отмечено, что механизм катастрофических столкновений не может обеспечить равномерный приток тел километровых размеров в резонансные зоны и далее в район орбиты Земли. Напротив, эффект Ярковского способен обеспечить транспортировку тел до 20 км в диаметре из соседних достаточно обширных областей пояса в те области, откуда они перебрасываются к планетам земной группы. Действие эффекта сказывается на протяжении десятков и сотен миллионов лет, причем по-разному на тела различных размеров и различного состава. В результате в резонансные зоны достаточно равномерно поставляются тела различных размеров, являющиеся продуктами дробления тел различного состава. Эти особенности эффекта позволяют объяснить и равномерный характер притока вещества на Землю, и разнообразие минералогического состава вещества метеоритов, и распределение АСЗ по размерам.

3.7. Блеск, абсолютная звездная величина и альбедо астероидов

Астероиды, как и все тела Солнечной системы кроме центрального тела, светят отраженным светом Солнца. При наблюдении глаз регистрирует световой поток, рассеянный астероидом в направлении на Землю и проходящий через зрачок. Характеристикой субъективного ощущения светового потока различной интенсивности, приходящего от астероидов, является их блеск. Именно этот термин (а не яркость) рекомендуется использовать в научной литературе. Фактически глаз реагирует на освещенность сетчатки, т. е. на световой поток, приходящийся на единицу площади площадки, перпендикулярной лучу зрения, на расстоянии Земли. Освещенность обратно пропорциональна квадрату расстояния астероида от Земли. Учитывая, что рассеянный астероидом поток обратно пропорционален квадрату его расстояния от Солнца, можно заключить, что освещенность на Земле обратно пропорциональна квадрату расстояний от астероида до Солнца и до Земли. Таким образом, если обозначить освещенность, создаваемую астероидом, находящимся на расстоянии r от Солнца и Δ от Земли, посредством E, а посредством E_1 — освещенность, создаваемую тем же телом, но находящимся на единичном расстоянии от Солнца и от Земли, то

E = E_1r-2Δ-2. (3.2)

В астрономии освещенность принято выражать в звездных величинах. Интервалом освещенности в одну звездную величину называется отношение освещенностей, создаваемых двумя источниками, при котором освещенность от одного из них в 2,512 раза превосходит освещенность, создаваемую другим. В более общем случае имеет место формула Погсона:

Em1/Em2 = 2,512(m2-m1), (3.3)

где Em1 — освещенность от источника со звездной величиной m_1, Em2 — освещенность от источника со звездной величиной m_2 (освещенность тем меньше, чем больше звездная величина). Из этих формул вытекает зависимость блеска астероида m, выраженного в звездных величинах, от расстояния r от Солнца и Δ от Земли:

m = m_0 + 5 lg(rΔ), (3.4)

где m_0 — так называемая абсолютная звездная величина астероида, численно равная звездной величине, которую имел бы астероид, находясь на расстоянии 1 а.е. от Солнца и Земли и при нулевом угле фазы (напомним, что углом фазы называется угол при астероиде между направлениями на Землю и на Солнце). Очевидно, что в природе подобная конфигурация трех тел осуществиться не может.

Формула (3.4) не полностью описывает изменение блеска астероида при его орбитальном движении. Фактически блеск астероида зависит не только от его расстояний от Солнца и Земли, но и от угла фазы. Эта зависимость связана, с одной стороны, с наличием ущерба (неосвещенной Солнцем части астероида) при наблюдении с Земли при ненулевом фазовом угле, с другой, — от микро— и макроструктуры поверхности.

Надо иметь в виду, что астероиды Главного пояса могут наблюдаться лишь при относительно небольших фазовых углах, приблизительно до 30°.

До 80-х гг. XX в. считалось, что добавление в формулу (3.4) слагаемого, пропорционального величине фазового угла, позволяет достаточно хорошо учесть изменение блеска в зависимости от угла фазы:

m = m_0 + 5 lg(rΔ) + kβ, (3.5)

где β — угол фазы. Коэффициент пропорциональности k, хотя и отличается для разных астероидов, варьируется в основном в пределах 0,01–0,05 m/°.

Возрастание звездной величины m с ростом угла фазы согласно формуле (3.5) имеет линейный характер, m_0 есть ордината точки пересечения фазовой кривой (фактически прямой) с вертикалью при r = Δ = 1 и β = 0°.

Более поздние исследования показали, что фазовая кривая астероидов имеет сложный характер. Линейный спад блеска (увеличение звездной величины объекта) с ростом фазового угла имеет место лишь в диапазоне приблизительно от 7° до 40°, после чего начинается нелинейный спад. С другой стороны, при углах фазы, меньших 7°, имеет место так называемый оппозиционный эффект — нелинейное нарастание блеска с уменьшением фазового угла (рис. 3.15).

Рис. 3.15. Зависимость звездной величины от угла фазы для астероида (1862) Apollo [Bowell et al., 1989]

С 1986 г. для вычислений видимой звездной величины астероидов в лучах V (визуальная полоса спектра фотометрической системы UBV) применяется более сложная полуэмпирическая формула, которая позволяет более точно описать изменение блеска в диапазоне фазовых углов от 0° до 120° [Bowell et al., 1989]. Формула имеет вид

V = H + 5 lg(rΔ) — 2,5 lg[(1 — G)Φ_1 + GΦ_2]. (3.6)

Здесь H — абсолютная звездная величина астероида в лучах V, G — так называемый параметр наклона, Φ_1 и Φ_2 — функции угла фазы, определяемые следующими выражениями:

Φi = exp { — Ai[tg(β/2)]Bi}, i = 1, 2,

A_1 = 3,33, A_2 = 1,87, B_1 = 0,63, B_2 = 1,22.

После того как элементы орбиты определены и, следовательно, r, Δ и β могут быть вычислены, формула (3.6) позволяет найти абсолютную звездную величину, если имеются наблюдения видимой звездной величины. Для определения параметра G требуются наблюдения видимой звездной величины при различных углах фазы. В настоящее время значение параметра G определено из наблюдений только для 114 астероидов, в том числе для нескольких АСЗ. Найденные значения G варьируются в пределах от –0,12 до 0,60. Для прочих астероидов значение G принимается равным 0,15.

Поток лучистой энергии Солнца в диапазоне длин волн видимого света, падающий на поверхность астероида, обратно пропорционален квадрату его расстояния от Солнца и зависит от размеров астероида. Этот поток частично поглощается поверхностью астероида, нагревая ее, а частично рассеивается по всем направлениям. Отношение величины рассеянного по всем направлениям потока к падающему потоку называется сферическим альбедо A. Оно характеризует отражательную способность поверхности астероида.

Сферическое альбедо принято представлять в виде произведения двух сомножителей:

A = pq.

Первый сомножитель p, называемый геометрическим альбедо, есть отношение блеска реального небесного тела при нулевом угле фазы к блеску абсолютно белого диска того же радиуса, что и небесное тело, расположенного перпендикулярно к солнечным лучам на том же расстоянии от Солнца и Земли, что и само небесное тело. Второй сомножитель q, называемый фазовым интегралом, зависит от формы поверхности.

В противоречии со своим названием геометрическое альбедо определяет зависимость рассеяния падающего потока не от геометрии тела, а от физических свойств поверхности. Значения именно геометрического альбедо приводят в таблицах и имеют в виду, когда говорят об отражательной способности поверхностей астероидов.

Альбедо не зависит от размеров тела. Оно тесным образом связано с минералогическим составом и микроструктурой поверхностных слоев астероида и может быть использовано для классификации астероидов и определения их размеров. Для разных астероидов альбедо варьируется в пределах от 0,02 (очень темные объекты, отражающие только 2 % падающего света Солнца) до 0,5 и более (очень светлые).

Для дальнейшего важно установить связь между радиусом астероида, его альбедо и абсолютной звездной величиной. Очевидно, что чем больше радиус астероида и чем больше его альбедо, тем больший световой поток он отражает в заданном направлении при прочих равных условиях. Освещенность, которую астероид создает на Земле, зависит также от его расстояния от Солнца и Земли и потока лучистой энергии Солнца, который может быть выражен через звездную величину Солнца.

Если обозначить освещенность, создаваемую Солнцем на Земле, как E⊙, освещенность, создаваемую астероидом, — как E, расстояния от астероида до Солнца и Земли — как r и Δ, а радиус астероида (в а.е.) — как ρ, то для вычисления геометрического альбедо p можно использовать следующее выражение:

Если прологарифмировать это соотношение и заменить логарифм отношения E/E⊙ по формуле Погсона (3.3), то найдем

lg p = 0,4(m⊙ — m) + 2(lg r + lg Δ — lg ρ),

где m⊙ — видимая звездная величина Солнца. Заменим теперь m по формуле (3.4), тогда

lg p = 0,4(m⊙ — m_0) — 2 lg ρ,

или, выражая диаметр D в километрах и полагая видимую звездную величину Солнца в лучах V равной –26,77 [Герелс, 1974], получим

lg D = 3,122 — 0,5 lg p — 0,2H, (3.7)

где H — абсолютная звездная величина астероида в лучах V.

3.8. Диаметры астероидов

Абсолютная звездная величина H — важная характеристика астероида, которая позволяет оценить его линейные размеры, если найдено или из каких-либо соображений принято значение альбедо. Формула (3.7) связывает диаметр астероида, выраженный в километрах, его абсолютную звездную величину и геометрическое альбедо p. Данная формула позволяет достаточно надежно оценивать диаметры астероидов, имеющих значительные по величине альбедо (более 0,05). При меньших альбедо относительная ошибка может быть весьма большой.

Поскольку альбедо зависит от длины волны света, то в формуле (3.7) предполагается использование альбедо в тех же лучах V, в которых оценивалась звездная величина Солнца и величина H (обозначается как pV).

Для АСЗ усредненное значение альбедо равно 0,14 [Stuart and Binzel, 2004]. Если при данном значении альбедо подставить в формулу (3.7) значение H = 17,75m, то найдем, что данному значению звездной величины отвечает значение диаметра, равное 1 км.

Для оценки фотометрического значения диаметра астероида по его абсолютной звездной величине можно воспользоваться таблицей, опубликованной на сайте Центра малых планет (табл. 3.5). Таблица дает величины диаметров для значений альбедо 0,5, 0,25 и 0,05. Для значений H из левой колонки диаметры приводятся в километрах, для значений H из правой колонки — в метрах (как показывает формула (3.7), значения H, различающиеся на 15 звездных величин, при одном и том же значении альбедо дают значения диаметров, различающиеся ровно в тысячу раз).

Таблица 3.5. Диаметры астероидов в зависимости от их абсолютной звездной величины и принятого значения альбедо

Примечание. Для определения диаметра при данной звездной величине нужно найти звездную величину в левой или правой колонке. В центральных трех колонках будет указан диаметр объекта в километрах, если звездная величина из левой колонки, и в метрах, если из правой.

Если принять для астероидов, как это часто делается, среднее значение альбедо равным 0,13, то минимальные и максимальные значения альбедо для отдельных астероидов могут отличаться от него примерно в пять раз. Формула (3.7) показывает, что предельные значения диаметров при этом могут отличаться от номинального значения, соответствующего среднему значению альбедо, примерно в 2,25 раза.

Формулы типа (3.7) позволяют найти фотометрические, или, иначе говоря, принятые значения диаметров, если известно альбедо, либо определить альбедо, если известен диаметр. Но величина альбедо астероидов почти столь же трудно определяемая величина, как и диаметр.

В конце XIX в. измерения угловых значений диаметров первых четырех астероидов были проведены американским астрономом Э. Барнардом с помощью нитяного микрометра на 90– и 100-см рефракторах Ликской и Йеркской обсерваторий. Эти измерения позволили впервые определить величины диаметров и соответствующие им значения альбедо четырех астероидов (табл. 3.6) [Герелс, 1974].

Таблица 3.6. Измеренные диаметры крупных астероидов и полученные значения альбедо

Однако метод непосредственного измерения диаметров не может быть распространен на другие астероиды в силу малости их диаметров и больших относительных ошибок измерений. В течение длительного времени результаты Барнарда оставались едва ли не единственным источником представлений об альбедо астероидов. Лишь в семидесятые годы XX в. появились новые, перспективные методы определения их диаметров и альбедо — поляриметрический и радиометрический методы.

Поляриметрический метод основан на тесной корреляции, которая, как показал Вайдорн [Widorn, 1967], существует между степенью поляризации света, отражаемого некоторой поверхностью при разных углах фазы, и ее альбедо. Существование корреляции было установлено на основе изучения поляризационных кривых для многочисленных лабораторных образцов. Типичные поляризационные кривые имеют вид, представленный на рис. 3.16.

Рис. 3.16. Поляризационные кривые для ряда астероидов [Dollfus and Zellner, 1979]. Знак +/— соответствует знаку поляризации

На этом рисунке вдоль горизонтальной оси отложены углы фазы, а по вертикальной оси — степень поляризации отраженного света, выраженная в процентах. Степень поляризации P, которая при нулевом угле фазы равна нулю, сначала уменьшается с ростом фазового угла, затем достигает минимального значения и в дальнейшем растет до положительных значений. Как оказалось, ряд характеристик поляризационной кривой, в особенности угол h наклона кривой к горизонтали при смене знака поляризации, весьма чувствителен к величине альбедо и слабо зависит от других характеристик поверхности. Исследования лабораторных образцов позволили калибровать зависимость альбедо от величины угла h. В дальнейшем получение кривых поляризации для нескольких десятков астероидов позволило найти их альбедо и диаметры.

Радиометрический метод определения диаметров и альбедо астероидов основан на сравнении блеска астероидов в видимой области спектра и их теплового излучения в инфракрасной области. Как показывает формула (3.7), для каждого значения абсолютной звездной величины можно найти множество пар значений альбедо и соответствующих значений диаметров, удовлетворяющих этой формуле. Астероид с заданной абсолютной звездной величиной может иметь большое альбедо и малые размеры. Но такой же блеск может быть обеспечен телом с небольшим альбедо, но больших размеров. Разница между ними заключается в том, что тело с большим альбедо отражает большую часть света по сравнению со вторым и, следовательно, его температура будет ниже. Его излучение в инфракрасной области спектра будет меньше. Если выполнено измерение потока тепла от астероида, то возможно найти такие значения альбедо и диаметра, которые, с одной стороны, удовлетворяют формуле (3.7), а с другой, обеспечивают наблюдаемый поток. Метод одновременного определения диаметров и альбедо астероидов, основанный на подобных соображениях, был развит в работах Д. Аллена [Allen, 1971] и Д. Матсона [Matson, 1971]. В дальнейшем он был усовершенствован и широко применялся на практике. С использованием этого метода были определены диаметры и альбедо свыше двухсот астероидов.

Диаметры нескольких десятков астероидов были оценены с высокой точностью на основе наблюдений покрытий звезд этими астероидами [Millis and Dunham, 1989].

В январе 1983 г. на орбиту вокруг Земли был выведен спутник IRAS (In-frared Astronomical Satellite). Основной целью его запуска был обзор неба в четырех полосах инфракрасной области спектра в окрестности длин волн 12, 25, 60 и 100 микрометров. Результаты наблюдений IRAS, касающиеся астероидов, явились наиболее полным набором данных о диаметрах и альбедо этих тел [Matson et al., 1989; Veeder and Tedesco, 1992], хотя они не свободны от систематических ошибок [Лупишко, 1998]. Более поздняя версия обработки данных IRAS содержится в работе [Tedesco et al., 2002].

Данные IRAS охватывают диаметры и альбедо двух тысяч астероидов, причем каждое значение сопровождается оценкой точности найденной величины. Точность определения диаметров колеблется на уровне от 1 % до 10 %.

Рис. 3.17. Распределение альбедо астероидов крупнее 40 км [Veeder and Tedesco, 1992]

Данные IRAS, прежде всего, подтвердили известный ранее результат, что распределение альбедо астероидов является бимодальным.

Как видно из рис. 3.17, имеется два максимума распределения альбедо: один — в окрестности альбедо, равного 0,05, другой — в окрестности значения 0,2. В области больших диаметров (бо́льших 40 км) очень мало астероидов с альбедо около 0,1, но в области малых диаметров бимодальность не наблюдается. В области больших диаметров число астероидов с альбедо менее 0,1 почти в три раза превышает число астероидов с альбедо более 0,1. О распределении альбедо у АСЗ будет сказано в дальнейшем.

Бимодальность распределения альбедо указывает на то, что в поясе астероидов имеется по крайней мере две группы астероидов с резко отличными оптическими свойствами поверхностных слоев. Астероиды с альбедо меньше 0,03 отражают столь мало света, что единственным подходящим веществом, обеспечивающим столь сильное поглощение, оказывается углерод. Эти соображения дают основание для выделения обширного класса астероидов, получивших название углистых, или С-астероидов. Другой обширный класс астероидов с высокими альбедо получил наименование каменных, или S-астероидов (см. раздел 3.14).

3.9. Массы и плотности астероидов

Поскольку энергия, выделяющаяся при столкновении тела с Землей, пропорциональна массе тела, получение оценки массы является необходимым элементом оценивания угрозы со стороны каждого потенциально опасного тела.

Масса m, объем v и средняя плотность ρ связаны соотношением

m = vρ.

Если предположить, что астероид имеет сферическую форму, то

m = (π/6)D^3ρ, (3.8)

где D — диаметр астероида.

На практике три величины m, D и ρ могут определяться как независимо друг от друга, так и с привлечением данных о двух других параметрах. Сравнение по-разному найденных значений позволяет контролировать различные методы и полученные оценки и определять для каждого астероида согласованный набор этих параметров.

Методы получения оценки массы астероидов можно условно разделить на динамический и астрофизический (или физический).

Динамический метод основан на анализе отклонений, вызываемых притягивающей массой тела в движении других небесных тел (больших или малых планет, космических аппаратов). Эти отклонения могут быть найдены либо из позиционных оптических или радиолокационных наблюдений возмущаемых тел, либо из радиотехнических измерений движения космических аппаратов, проходящих в непосредственной близости от возмущающей массы. Чтобы получить надежную оценку массы, наблюдения должны быть достаточно точными, а оцениваемая масса должна вызывать отклонения в движении тел, заметным образом превосходящие точность наблюдений. Как показывает опыт последних десятилетий, массы только самых крупных астероидов (в лучшем случае нескольких десятков) могут быть найдены из анализа современных позиционных наблюдений. Массы наименьших из этих астероидов оцениваются с ошибками, лишь немного меньшими самих оцениваемых величин.

Сближения космических аппаратов с астероидами представляют прекрасную возможность для определения их масс, но они пока редки и не могут обеспечить точные значения масс для большого числа тел. Этим путем были получены оценки масс астероидов Главного пояса (253) Mathilde и (433) Eros.

К динамическому способу определения массы для двойных астероидов следует отнести также использование третьего закона Кеплера, который в применении к спутниковой системе записывается в виде:

a^3n^2 = k^2(m_0 + m),

где a — большая полуось орбиты спутника относительно главного компонента, выраженная в а.е., n — среднее движение спутника в радианах в сутки, m_0 и m — соответственно масса главного компонента и масса спутника, выраженные в долях массы Солнца, k — постоянная Гаусса.

Эта формула может быть применена для определения массы двойного астероида, если известны большая полуось орбиты спутника и период его обращения вокруг главного компонента. Таким путем была оценена, например, масса астероида (243) Ida.

Большая полуось и период обращения спутника могут быть получены из анализа световых кривых двойных астероидов. Например, для АСЗ 1996 F G_3 были найдены значения суммарной массы, диаметров компонентов и, в результате, значение общей средней плотности компонентов, которая оказалась равной 1,005 ± 0,008 г/см^3 [Железнов, 2002]. Тело с такой средней плотностью может быть фрагментом кометного ядра или же представлять собой «rubble pile» — рыхлое тело, сложенное из отдельных фрагментов с многочисленными пустотами между ними, возникшее в результате фрагментации и последующей аккреции.

Физический способ получения оценки массы астероидов состоит в вычислении массы по формуле (3.8) на основе знания его средней плотности и диаметра. Самые первые оценки масс астероидов были сделаны в предположении, что их плотность близка к средней плотности Земли или же к средней плотности метеоритного вещества, а в качестве диаметров использовались результаты микрометрических измерений. В дальнейшем появилась возможность использовать более точные значения диаметров, определенные поляриметрическим или радиометрическим методом, а при определении средней плотности астероида использовать его таксономический класс (см. раздел 3.14) и плотности предполагаемых метеоритных аналогов.

3.10. Вращение астероидов

Помимо вариации блеска, связанной с изменением расстояний от Солнца, Земли и угла фазы, все астероиды обнаруживают колебания блеска большей или меньшей амплитуды, в большинстве случаев с периодами от нескольких часов до одних суток. Соответствующий график изменения блеска называется световой кривой или кривой блеска (рис. 3.18)

Рис. 3.18. а) Изменения видимого блеска астероида (1173) Anchises. Наблюдения, выполненные 2–3 июля, 3–4 июля, 4–5 июля и 9–10 июля 1986 г., обозначены разными символами. Вертикальными черточками различной длины показаны вероятные ошибки наблюдений. б) Световая кривая (1173) Anchises, приведенная к единичным расстояниям от Солнца и Земли и нулевому углу фазы [French, 1987]

Обычно невозможно пронаблюдать весь цикл изменения блеска астероида в течение одной ночи, но в этом нет необходимости. На график наносятся точки, полученные в разные ночи, и по ним строится световая кривая. Если при этом периоды наблюдений разделены достаточно продолжительными интервалами времени, то при построении световой кривой учитывается изменение блеска, связанное с вариацией взаимных расстояний и взаимных положений Солнца, Земли и астероида за время между сериями наблюдений [Harris and Lupishko, 1989]. Световая кривая, полученная таким образом, называется композиционной (рис. 3.18 б) [French, 1987].

Характерной особенностью световых кривых астероидов является наличие двух максимумов и двух минимумов за период, причем очень часто оба максимума и оба минимума различаются по величине. Световые кривые некоторых астероидов имеют аномальное число экстремумов. Амплитуда колебаний блеска для разных астероидов меняется в пределах от нескольких сотых долей звездной величины ((1) Ceres) до двух звездных величин ((1628) Geographos, (1865) Cerberus). Причиной короткопериодических колебаний блеска является вращение астероида вокруг оси, проходящей через центр инерции тела. При этом изменяется видимая с Земли часть поверхности астероида и, возможно, альбедо видимой части. Последнее, правда, не играет заметной роли, как о том свидетельствует постоянство цветовых характеристик при вращении астероидов.

То, что вращение громадного большинства астероидов совершается вокруг единственной оси, сохраняющей свое направление в пространстве, подтверждается наблюдениями: световые кривые, как правило, являются строго периодическими с единственным и притом неизменным периодом. Такие кривые соответствуют вращению астероидов вокруг оси наибольшего момента инерции тела. Если представить фигуру астероида в виде трехосного эллипсоида, то вращение происходит вокруг его самой короткой главной оси. При отсутствии сил, не проходящих через центр инерции астероида, такой характер вращения может продолжаться произвольно долго. Если в результате нецентрального столкновения с другим телом ось вращения астероида будет выведена из этого состояния, движение астероида относительно его центра инерции приобретет характер кувыркания: ось вращения с течением времени не сохраняет свое положение в теле астероида и в зависимости от его формы (эллипсоида инерции) и величины полученного импульса перемещается более или менее сложным образом. Наблюдатель отмечает, что кривая блеска меняется сложным образом в соответствии с изменениями ориентации оси вращения. Такое вращение астероида сопряжено с постоянным изменением центробежных сил и сил сцепления между частицами вещества, что приводит для неупругого тела к потере энергии вращения и постепенному возвращению к состоянию вращения вокруг оси наибольшего момента инерции. В работе [Burns and Safronov, 1973] было показано, что процесс затухания сложного вращения астероидов протекает весьма быстро и практически все астероиды должны наблюдаться в состоянии вращения вокруг оси наибольшего момента инерции. Впоследствии А. Харрис пересмотрел этот вывод [Harris, 1994]. Согласно последней работе, для ряда небольших по величине и медленно вращающихся астероидов время затухания сложного вращения может превышать 10^8 лет, а для некоторых — даже превосходить время существования Солнечной системы.

На рис. 3.19 представлены данные о вращении 750 астероидов. Верхняя из двух нанесенных на этот рисунок прямых отделяет от основного массива те астероиды, для которых, согласно работе [Harris, 1994], время затухания сложного вращения превышает 10^8 лет, а в промежутке между двумя прямыми располагаются астероиды, для которых это время лежит в интервале 108 — 4,5·10^9 лет. Среди тел с очень большим временем затухания находятся астероиды (288) Glauke, (887) Alinda, (1220) Crocus, (1689) Floris-Jan, (3102)

Krok, (3288) Seleucus, (3691) Bede, (4179) Toutatis, (4486) Mithra, (13651) 1997 BR. Эти астероиды демонстрируют либо сложный характер кривых блеска, либо наблюдательные данные недостаточны, чтобы исключить для них возможность вращения не вокруг оси наибольшего момента инерции. Особенно интересен случай (4179) Toutatis. Этот потенциально опасный астероид был открыт в 1989 г. Он интенсивно наблюдался с помощью оптических средств и радиолокаторов в периоды его сближений с Землей в 1992, 1996 и 2000 гг. С помощью радиолокационных наблюдений удалось определить весьма причудливую форму астероида и сложный характер его вращения (рис. 3.20).

Размеры астероида составляют 4,60 × 2,40 × 1,92 км. Его ось вращения постоянно меняет свое направление как в теле астероида, так и относительно неподвижной системы координат. Кувыркания астероида могут быть приближенно описаны как вращение его тела вокруг длинной оси с периодом 5,367 ± 0,01 суток и равномерной прецессией этой оси вокруг постоянного направления в пространстве — направления вектора момента количества движения астероида относительно его центра инерции — с периодом 7,420 ± 0,05 суток [Ostro et al., 1999].

Рис. 3.19. Скорости вращений астероидов [Pravec et al., 2000]

Рис. 3.20. Последовательные фазы вращения астероида (4179) Toutatis [Hudson and Ostro, 1995]

Наблюдения различных астероидов в разных оппозициях показывают, что у одних астероидов амплитуда колебаний блеска за ротационный цикл остается неизменной или слабо меняется от оппозиции к оппозиции, в то время как у других эти изменения весьма заметны. Например, амплитуда колебаний блеска (16) Psyche в разных оппозициях меняется от 0,03m до 0,42m. Причина этих различий заключается в том, что ось вращения, сохраняющая неизменное направление в пространстве, в разных оппозициях образует с лучом зрения различный угол (так называемый угол аспекта). Если угол аспекта составляет 90° (в момент наблюдения ось вращения лежит в картинной плоскости), колебания блеска, связанные с вращением, оказываются максимальными. Напротив, если ось вращения почти параллельна лучу зрения (угол аспекта близок к нулю), наблюдаемая площадь поверхности остается неизменной и колебания блеска отсутствуют (при больших фазовых углах колебания могут наблюдаться в результате попадания в тень разных участков поверхности). На этих соображениях основываются методы определения направления оси вращения в пространстве. Для этого требуется сопоставить кривые блеска, полученные в разных оппозициях при различных углах аспекта. Наблюдения показывают, что ось вращения астероида (16) Psyche слабо наклонена к плоскости эклиптики: учитывая геометрию ее орбиты, только при этом условии данный астероид можно наблюдать при малых углах аспекта, когда колебания блеска оказываются минимальными. Тем не менее, методы определения оси вращения (координат полюса) являются весьма трудоемкими и сопряжены с большими ошибками. Поэтому направления осей вращения известны только для небольшого числа астероидов (см. http://vesta.astro.amu.edu.pl/Science/Asteroids, http://astro.troja.mff.cuni.cz/projects/asteroids3D).

Амплитуда колебаний блеска за один ротационный цикл дает некоторое представление о форме астероида. Так, если тело астероида аппроксимировать трехосным эллипсоидом с полуосями a > b > c и если вращение происходит вокруг оси c, что, как мы видели, является общим случаем, то величина амплитуды колебаний блеска выражается формулой [Binzel et al., 1989]

A(θ) = 2,5 lg(a/b) — 1,25 lg((a^2 cos^2 θ + c^2 sin^2 θ)/(b^2 cos^2 θ + c^2 sin^2 θ)), (3.9)

где θ — угол аспекта.

При θ = 90° амплитуда A = 2,5 lg(a/b). Если θ = 0°, то колебания блеска отсутствуют. Задав определенные значения амплитуды A и угла θ, можно по формуле вычислить отношение полуосей фигуры астероида. Если световая кривая получена по наблюдениям в одной оппозиции, то угол аспекта не известен. Чтобы получать статистически правильные выводы, следует применять формулу при каком-то определенном значении угла аспекта. Если допустить, что оси вращения астероидов не имеют какого-либо преимущественного направления (направлений) в пространстве (изотропное распределение), то ожидаемое среднее значение угла аспекта, как не трудно видеть, равно 60°.

Его и следует использовать в формуле (3.9). В тех случаях, когда имеются кривые блеска в разных оппозициях, может быть предложена другая, более сложная процедура, учитывающая всю имеющуюся информацию [Binzel and Sauter, 1992].

Формула (3.9) требует осторожности при ее использовании в тех случаях, когда световая кривая получена при значительных углах фазы, как о том свидетельствует пример астероида (1620) Geographos. Максимальная амплитуда колебаний его блеска, равная 2,03m, была найдена при угле фазы, равном 53°. По формуле (3.9) находим, положив угол аспекта равным 90°, что a/b = 6,5. Более аккуратная обработка всех имеющихся кривых блеска позволила оценить отношение осей астероида величиной 2,54–2,6 (см., напр., [Kwiatkowski, 1994; Magnusson et al., 1996]). Эти результаты хорошо согласуются с радиолокационными наблюдениями астероида (рис. 3.21 [Ostro et al., 1995]). Наибольший размер астероида, силуэт которого представлен на рис. 3.21, оценивается величиной 5,11 ± 0,15 км, а в поперечном направлении — 1,85 ± 0,15 км (отношение размеров равно 2,76 ± 0,21). Трехосная эллипсоидальная модель астероида по наземным фотометрическим наблюдениям дает a/b = 2,58 ± 0,16, b/c = 1,00 ± 0,15 [Magnusson et al.,1996].

Возвратимся снова к рис. 3.19. В нижней части рисунка располагаются медленно вращающиеся астероиды, к числу которых можно отнести тела с периодами вращения, большими 30 ч. Особенно велик процент таких астероидов среди тел с диаметрами, меньшими 10 км. В рассматриваемой выборке из 750 астероидов преобладают АСЗ. Мы уже видели, что многие из этих медленно вращающихся астероидов имеют кривые блеска, свидельтельствующие об их возможном вращении не вокруг оси наибольшего момента инерции. Наибольшие периоды вращения в среднем имеют астероиды диаметром около 100 км.

Рис. 3.21. Радарное изображение астероида (1620) Geographos [Ostro et al., 1995]. Форма астероида уникальна по своей вытянутости и, по-видимому, свидетельствует о его образовании в результате разрушения более крупного тела

Обращает на себя внимание существование отчетливо выраженной границы угловой скорости вращения астероидов, равной примерно 11 оборотам в сутки, или одному обороту за 2,2 ч. К этой границе вплотную расположен ряд астероидов с диаметрами в интервале от одного до десяти километров. Для астероидов от 40 км и более граница отодвигается в сторону меньших угловых скоростей. На рисунке имеется только пять точек, расположенных выше указанной границы. Все они соответствуют астероидам с диаметрами, меньшими 200 м. Нет никакого сомнения в том, что существование верхней границы угловой скорости астероидов с диаметрами, большими 200 м, связано с достижением при достаточно большой скорости предела устойчивости — равенства силы тяжести и центробежной силы инерции на экваторе вращающегося тела. Действительно, из условия равенства сил, действующих на частицу вещества, находим

Gm/r^2 = ω^2r,

где G — гравитационная постоянная, m — масса сферического тела радиуса r, ω — его угловая скорость.

Из этого условия вытекает формула для периода вращения тела, выраженного в часах, при котором достигается равенство сил:

Pc = 3,3/√ρ,

где ρ — средняя плотность тела, выраженная в г/см^3.

Подставляя в последнюю формулу значение плотности, равное 2,25 г/см^3, находим Pc = 2,2 ч. При большей скорости вращения частицы, находящиеся на экваторе, будут отделяться от тела, если их не удерживает сила сцепления с другими частицами.

Критическое значение скорости может быть уточнено, если учесть форму тела. В случае эллипсоидальной формы тела, вращающегося вокруг самой короткой оси, критический по величине период вращения оказывается приближенно равным [Pravec and Harris, 2000]:

где ΔV — полная амплитуда колебаний блеска за период вращения астероида.

На рис. 3.22 приведено распределение скоростей вращения АСЗ в зависимости от полной вариации блеска за период. Штриховые линии представляют критические значения скорости вращения при различных значениях плотности, отмеченных на рисунке. Как видно из рисунка, все астероиды с диаметрами больше 200 м имеют скорости вращения, качественно согласующиеся с формулой (3.10). Концентрация точек к линиям, соответствующим критическим скоростям вращения при различных плотностях, является свидетельством того, что тела, большие по размеру, чем несколько сотен метров, являются гравитационно связанными агрегатами, состоящими из отдельных фрагментов («rubble piles», буквально переводится как «груда булыжников»).

Рис. 3.22. Распределение скоростей вращения АСЗ в зависимости от полной вариации блеска за период [Pravec and Harris, 2000]

Справа от линий критических скоростей на рисунке располагаются только два астероида. С учетом данных [Pravec et al., 2000] их пять. Размеры всех пяти астероидов лежат в пределах от 30 до 130 м, а периоды обращения — в пределах от 2,5 мин до 97,2 мин. Такие скорости вращения означают, что эти тела представляют собой монолитные образования, которые сохраняют целостность при быстром вращении за счет сцепления между частицами вещества.

Еще одной примечательной особенностью АСЗ с размерами от нескольких сотен метров до 10 км является корреляция между амплитудой колебаний блеска и скоростью вращения. На рис. 3.23 представлено среднее значение амплитуды колебаний блеска для таких астероидов в зависимости от скорости вращения. Вертикальными черточками отмечены средние ошибки отложенных значений величины средней амплитуды. Начиная со значения 5 оборотов в сутки намечается устойчивая тенденция к уменьшению средней амплитуды колебаний блеска. Эта тенденция, как и ранее рассмотренные особенности, свидетельствует в пользу того, что быстро вращающиеся астероиды представляют собой агрегаты слабо связанных обломков. Можно думать, что по мере увеличения скорости вращения сила, прижимающая обломки друг к другу, уменьшается, что ведет к их большей подвижности и постепенному уменьшению отношения самой большой из полуосей фигуры астероида к двум другим.

Рис. 3.23. Среднее значение амплитуды колебаний блеска АСЗ с размерами от нескольких сотен метров до 10 км в зависимости от скорости вращения [Pravec and Harris, 2000]

Наконец, в данном разделе следует упомянуть о том, что ряд АСЗ, в том числе потенциально опасных астероидов, обнаруживает такие особенности световых кривых, которые не могут быть объяснены иначе, как явлениями затмений и покрытий в двойных системах (рис. 3.24). Глубокие минимумы на кривой блеска обусловлены прохождениями спутника и/или его тени по диску главного компонента двойного астероида, а менее глубокие плоские минимумы — прохождением спутника за диском астероида или попаданием его в тень, отбрасываемую главным компонентом. Изучение кривых блеска позволяет определить параметры двойной системы, такие как диаметр главного компонента, отношение диаметра спутника к диаметру главного компонента, большую полуось орбиты спутника, период вращения главного компонента и период обращения спутника и т. д. К настоящему времени среди АСЗ найдено около 35 двойных систем (http://www.johnstonsarchive.net/astro/asteroidmoons.html).

Рис. 3.24. Долгопериодическая составляющая кривой блеска АСЗ 1996 F G_3 [Pravec et al., 2000]. По вертикальной оси отложен блеск в лучах R, приведенный к единичным расстояниям от Земли и Солнца и углу фазы, равному 17°

Количество двойных астероидов среди АСЗ оценивается как 17 % [Pravec et al., 1999]. Примерно такой же процент двойных АСЗ был определен в работе [Bottke and Melosh, 1996] на основе статистики двойных кратеров на поверхностях Венеры и Земли. Это очень большой процент, который нуждается в объяснении. В нескольких работах ([Bottke and Melosh, 1996] и др.) был предложен механизм, согласно которому двойные АСЗ образуются в результате приливного распада «rubble piles» во время их тесных сближений с планетами земной группы. Быстрое вращение астероидов может способствовать эффективности подобного механизма. Действительно, главные компоненты обнаруженных двойных АСЗ в большинстве случаев очень быстро вращаются. Многие двойные АСЗ имеют малую объемную плотность, что характерно для «rubble piles».

3.11. Показатели цвета астероидов

Различные приемники излучения, в том числе человеческий глаз, обладают различной чувствительностью к лучам различных длин волн. Человеческий глаз наиболее чувствителен к желтым и зеленым лучам, в то время как несенсибилизированная фотопластинка наиболее чувствительна к лучам синей и фиолетовой части спектра. Поэтому одно и то же светило в зависимости от цвета по-разному воспринимается глазом и фотопластинкой. Два светила различного цвета, воспринимаемые глазом как имеющие одинаковый блеск, на фотопластинке оставляют различные изображения. Чтобы иметь возможность сравнивать между собой оценки блеска светил, получаемые с помощью разных приемников излучений, в астрономии строятся фотометрические системы, характеризующиеся набором спектральных полос и их шириной. Единственной употребляемой в настоящее время для астероидов фотометрической системой является система UBV, разработанная Х. Джонсоном и У. Морганом [Johnson, 1955]. Эта система включает три основные полосы спектра: полосу U (ультрафиолетовая, эффективная длина волны 0,365 мкм, ширина 0,068 мкм), B (синяя, эффективная длина волны 0,440 мкм, ширина 0,098 мкм) и V (визуальная, эффективная длина волны 0,550 мкм, ширина полосы 0,089 мкм). Иногда их дополняют полосами в красной R и инфракрасной IR областях спектра. Напомним, что человеческий глаз воспринимает свет в интервале длин волн приблизительно от 0,4 до 0,7 мкм при максимуме чувствительности около 0,550 мкм. Отметим также, что звездные величины светил в различных полосах системы UBV принято обозначать теми же буквами, которые используются для обозначения полосы.

На практике фотометрическая шкала UBV может быть достаточно просто реализована с помощью системы фильтров, имеющих соответствующие полосы пропускания света.

Показателями цвета (колор-индексами) светил называют величины B-V и U-B, т. е. разности между звездными величинами светила в разных участках спектра. Показатели цвета могут служить характеристикой распределения энергии в спектре светила. Нуль-пункт фотометрической шкалы UBV подобран таким образом, чтобы для звезд спектрального класса A0 значения колор-индексов U-B и B-V были равны нулю. Для бело-голубых звезд спектральных классов O и B колор-индексы отрицательны, так как максимум излучения этих звезд смещен к ультрафиолетовому участку спектра и их звездные величины в лучах U меньше, чем в лучах B, а в лучах B меньше, чем в лучах V. Колор-индексы звезд спектральных классов F, G, K, M, более холодных, чем звезды класса A, положительны. Солнце (спекральный класс G2) имеет колор-индексы U-B = +0,10 и B-V = +0,63 [Герелс, 1974].

Если бы поверхности астероидов были абсолютно белыми, то их колор-индексы не отличались бы от солнечных. На самом деле это не так. Тщательное определение колор-индексов астероидов показывает, что значения B-V лежат в пределах приблизительно от +0,6 до +0,95 звездной величины, а значения U-V лежат в пределах от +0,7 до +1,5 звездной величины (для Солнца U-V = +0,73). Таким образом, поверхности астероидов отличаются по своему цвету. Сопоставление колор-индексов астероидов с альбедо их поверхностей показывает, что между теми и другими существует определенная корреляция, которая может быть использована для их классификации.

На рис. 3.25 и 3.26 хорошо заметно, что распределение колор-индексов, как и распределение альбедо, имеет бимодальный характер. Одна группа «красноватых» астероидов, концентрирующаяся вверху справа, имеет большие значения колор-индексов и сравнительно большие альбедо. Другая группа астероидов внизу слева имеет существенно меньшие значения колор-индексов и небольшие по величине альбедо. Эта корреляция позволяет путем достаточно легко выполняемого определения колор-индекса астероида получить некоторое представление о его альбедо и, следовательно, о его фотометрическом диаметре (если определены элементы орбиты и произведена оценка абсолютной звездной величины астероида). Кроме того, знание колор-индекса, как это будет видно в дальнейшем, позволяет сделать предварительное заключение о вероятном минералогическом и композиционном составе астероида.

Рис. 3.25. Зависимость альбедо от показателя цвета B-V [Veeder and Tedesco, 1992]

Рис. 3.26. Зависимость альбедо от показателя цвета U-V [Veeder and Tedesco, 1992]

Добавим, что колор-индексы АСЗ в среднем весьма близки к их значениям для астероидов Главного пояса. Так, среднее значение U-B для АСЗ равно 0,445 ± 0,013, а B-V = 0,856 ± 0,013, тогда как для астероидов Главного пояса соответствующие значения равны 0,453 ± 0,008 и 0,859 ± 0,006 [Binzel et al., 2002].

3.12. Физическая классификация астероидов

До 70-х годов XX в. мало что было известно о физических свойствах и минералогическом составе астероидов. Предположение о том, что метеориты являются осколками астероидов, не было в достаточной мере подкреплено наблюдательными данными. Положение стало меняться, когда в конце 60-х годов были разработаны и стали применяться на практике поляриметрический и радиометрический методы определения альбедо астероидов. Очень скоро выяснилось, что альбедо различных астероидов варьируется в широких пределах — от нескольких до многих десятков процентов, и потому может являться важным индикатором различий между объектами. Кроме того, когда были сопоставлены альбедо десятков астероидов, стало ясно, что распределение астероидов по величине альбедо имеет бимодальный характер: достаточно четко просматривалось наличие двух групп астероидов — темных, со значениями альбедо, группирующимися около 0,03–0,05, и светлых, с средним значением альбедо около 0,15, при явном недостатке или, как сначала казалось, полном отсутствии значений альбедо около 0,1 (рис. 3.17). Имеющиеся для многих астероидов значения колор-индексов также указывали на наличие двух групп астероидов.

Первая физическая классификация (таксономия) астероидов отражала эту бимодальность распределения. Как уже указывалось в разделе 3.8, астероиды с низкими альбедо были отнесены к классу углистых, или С-астероидов, поскольку наиболее вероятным веществом, обеспечивающим их низкое альбедо, является углерод, обильно представленный в метеоритах — углистых хондритах. Астероиды с высоким альбедо были отнесены к широкому классу каменных астероидов, получивших обозначение S (от «stony» — каменный). Объекты, которые не вписывались в эту классификацию, первоначально получили обозначение U (от «unclassified» — неклассифицируемые).

Большую роль в дальнейшей классификации астероидов сыграло изучение их спектральной отражательной способности, т. е. изменения альбедо в зависимости от длины волны света. Альбедо различных веществ, в том числе альбедо поверхностных слоев астероидов, зависит от длины волны света. Сравнивая лучистую энергию, падающую на поверхность в определенном диапазоне длин волн, с отраженной энергией в данном диапазоне (фактически, с блеском), можно определить альбедо как функцию длины волны. Практически измерение альбедо в различных участках спектра до середины 80-х годов XX в. проводилось с помощью системы более или менее узкополосных фильтров (в настоящее время с этой целью используется комбинация спектрографа и ПЗС-приемника излучения; см. ниже). Плавная кривая, соединяющая найденные значения альбедо в различных участках спектра, представляет собой кривую спектральной отражательной способности.

Теоретические соображения и эксперименты с различными образцами метеоритного вещества, чистыми минералами и их смесями показывают, что форма кривой и величина альбедо в различных участках спектра могут характеризовать состав и состояние поверхностных слоев астероидов. Для ряда распространенных в метеоритах минералов, таких как пироксен и оливин, характерные особенности кривых (полосы поглощения) лежат близко к красному концу видимого спектра или в ближней инфракрасной области. Поэтому важно было распространить исследование отражательной способности астероидов на красную и инфракрасную области, которые не охватывались стандартной UBV — фотометрией. В работе [Chapman and Gaffey, 1979] были изучены спектры почти трехсот астероидов, полученные с помощью большого числа (до 25) светофильтров, покрывающих диапазон длин волн от 0,3 до 1,1 мкм. В дальнейшем спектральные кривые были получены для почти шестисот астероидов с помощью восьми более широкополосных фильтров, покрывающих тот же диапазон длин волн [Zellner et al., 1985]. Эти работы послужили основой для разработки наиболее употребительной таксономии астероидов по Толену [Tholen, 1984].

Толен подразделил совокупность исследованных астероидов на 14 классов (некоторые из них появились ранее в работах других исследователей) в соответствии с характерными особенностями кривых спектральной отражательной способности и значением визуального альбедо. Возможная интерпретация спектров при этом не учитывалась. Принадлежность астероидов к одному классу не предполагает обязательного сходства их минералогического состава. Вместе с тем, как оказалось, классификация по Толену отражает некоторые важные минералогические особенности астероидов и их термическую историю.

На рис. 3.27 приведены усредненные отражательные спектры астероидов 14 классов, каждый из которых обозначен одной буквой. Спектральная кривая, обозначенная как ЕМР, является общей для трех классов Е, М и Р. Эти три класса различаются характерными для них значениями альбедо. В тех случаях, когда информация о величине альбедо отсутствует, все три класса объединяются в таксономии по Толену в один класс X. В некоторых случаях, когда тот или иной астероид бывает затруднительно отнести к определенному классу, допускается использование для его характеристики нескольких букв, чтобы указать наличие черт, характерных для соответствующих классов.

Еще с 70-х годов XX в. известно, что вид астероидных спектров в видимой области определяется тремя основными чертами: 1) наличием более или менее глубокой полосы поглощения в области, близкой к ультрафиолетовому концу спектра, обусловленной взаимодействием фотонов с ионами железа Fe2+ в кристаллической решетке вещества поверхностных слоев астероидов; 2) общим наклоном спектральной кривой в области 0,55 мкм и далее с увеличением длины волны света; наклон (подъем к красному концу спектра) или его отсутствие обусловлены наличием или отсутствием вещества, вызывающего покраснение спектра; в качестве такого вещества могут выступать металлы (Fе, Ni) или органические соединения; 3) присутствием или отсутствием полосы поглощения, обусловленной силикатами, в области от 0,7 мкм и более с минимумом обычно около 1 мкм. Все три характерные особенности спектров легко просматриваются на рис. 3.28 а. Более детальное описание таксономии по Толену содержится в табл. 3.7, заимствованной из работы [Lupishko and Di Martino, 1998]. В последней графе таблицы указываются возможные метеоритные аналоги для астероидов каждого класса. Заметим, что класс К, отсутствовавший в оригинальной работе Толена, был введен Беллом [Bell, 1988] специально для описания астероидов семейства Эос.

Рис. 3.27. Усредненные отражательные cпектры астероидов различных классов [Tholen and Barucci, 1989]

Рис. 3.28. Относительное обилие астероидов различных классов (а) и суперклассов (б) в зависимости от большой полуоси орбиты a [Bell et al., 1989]

Таблица 3.7. Классификация (таксономические классы) астероидов и метеоритные аналоги

В числе метеоритных аналогов различных классов астероидов в табл. 3.7 встречаются представители всех трех типов метеоритов: железных, состоящих в основном из железоникелевого сплава с небольшой примесью иного вещества, железокаменных, состоящих в среднем на 50 % из никелистого железа и на 50 % из силикатных минералов, и каменных, состоящих в основном из силикатных минералов с примесью никелистого железа. Минералы оливин (Mg,Fe)2SiO_4 и ортопироксен (Mg,Fe)SiO_3 — наиболее распространенные в метеоритах силикатные минералы, присутствующие в различных пропорциях в метеоритах почти всех типов.

Обыкновенные хондриты, углистые хондриты, базальтовые и энстатитовые ахондриты, обриты — это различные типы каменных метеоритов. Хондриты отличаются от ахондритов составом и структурой. Характерной особенностью структуры хондритов являются содержащиеся в них округлые зерна вещества — хондры, размером от долей миллиметра до долей сантиметра. По своему химическому составу хондриты гораздо ближе к химическому составу Солнца по сравнению с земной корой. Вероятно, хондриты не прошли через стадию химической дифференциации вещества, которая на Земле обеспечивалась процессами плавления, выветривания, отложения осадков и т. п.

Углистые хондриты отличаются малым удельным весом, рыхлостью, присутствием в них гидратированных минералов и органических соединений. Состав углистых хондритов близок к тому, который можно ожидать у продукта конденсации первичного околосолнечного вещества.

Ахондриты — это каменные метеориты, не содержащие в своей структуре хондр. По своему составу они сходны с земными изверженными породами, не содержащими никелистого железа.

Минералогический состав большинства выпадающих на Землю метеоритов свидетельствует о том, что они сформировались в недрах достаточно крупных тел, с характерными размерами от нескольких десятков до сотен километров. Вещество различных типов метеоритов может быть подразделено на три широких класса:

• примитивное вещество, наиболее близкое по составу к предполагаемому составу протопланетного вещества, не претерпевшее высокотемпературной диссоциации;

• вещество, подвергшееся нагреву до нескольких сотен градусов и претерпевшее при этом метаморфизм;

• вещество, подвергшееся полному или частичному плавлению, которое привело к разделению его на фракции.

Астероиды, принадлежащие к различным классам, также могут быть подразделены на три большие группы (суперклассы) [Bell et al., 1989], которые соответствуют указанному выше подразделению метеоритного вещества по степени его температурного метаморфизма. При этом астероиды, принадлежащие классам D, Р и С, состоят из наиболее примитивного вещества. Астероиды, входящие в классы Т, В, G и F, образуют группу тел, подвергшихся умеренному нагреванию. Наконец, астероиды, классифицируемые как V, R, S, А, М и Е, образуют группу с наиболее дифференцированным веществом, претерпевшим ту или иную степень расплавления. В частности, астероиды, относящиеся к классу V (один из крупнейших астероидов — Веста, и ряд небольших по размеру АСЗ), имеют состав поверхностных слоев, идентичный составу базальтовых ахондритов, являющихся продуктом высокотемпературного плавления.

В табл. 3.7 указанное подразделение астероидов на суперклассы с некоторыми вариациями соответствует переходу от верхней части таблицы к ее середине и затем к нижней части.

Наличие аналогии между различными классами астероидов и классами/типами метеоритов не означает, что эта аналогия не имеет противоречий. Достаточно сказать, что наиболее распространенный тип метеоритов — обыкновенные хондриты — являются аналогом редкого класса астероидов Q, который встречается только среди АСЗ. Некоторые классы астероидов, такие как примитивные классы P и D, вообще не имеют аналогов среди метеоритов. Дело, очевидно, в том, что падающие на Землю метеориты не являются «репрезентативной выборкой» вещества астероидов. Как будет отмечено чуть позже, АСЗ также обнаруживают специфические особенности классификации по сравнению с астероидами Главного пояса.

Пожалуй, наиболее замечательным результатом классификации астероидов является обнаружение зависимости частоты встречаемости различных классов от большой полуоси орбиты, или среднего расстояния астероида от Солнца. Так, астероиды класса Е во много раз чаще встречаются вблизи внутреннего края Главного пояса, на расстояниях около 1,9 а.е. от Солнца, чем в районе внешнего края пояса, на расстояниях около 3 а.е. Пик встречаемости астероидов класса S приходится на 2,2–2,3 а.е., класс С многочисленнее всего на внешнем краю Главного пояса, а примитивные классы P и D обильнее всего представлены соответственно астероидами группы Гильды и троянцами (рис. 3.28 а).

На рис. 3.28 б отчетливо видно, что распределение астероидов между суперклассами примитивных, метаморфных и вулканических четко коррелирует со значением большой полуоси орбиты a (некоторой характеристикой расстояния от Солнца): вулканические преобладают на внутреннем краю пояса, в то время как примитивные — на внешнем, а метаморфные представлены в зоне от 2,0 до 4,0 а.е. Это наводит на мысль, что разогрев вещества астероидов, который обеспечил выплавку железоникелевой фракции и ахондритного вещества, быстро убывал с расстоянием от Солнца. Известно два сценария для обеспечения эффективного разогрева планетезималей на ранней стадии формирования Солнечной системы. Первый из них — это радиоактивный распад короткоживущего изотопа алюминия 26Al. Этот сценарий может обеспечить наблюдаемое соотношение астероидов различных классов, если процесс формирования планетезималей начался вблизи Солнца и быстро распространился до орбиты Юпитера за время, сравнимое с периодом полураспада 26Al (720 000 лет). Правда, для этого требуется, чтобы протопланетное облако непосредственно перед началом формирования планетезималей было обогащено короткоживущим изотопом алюминия (взрыв сверхновой?). Другой сценарий — это магнитно-индукционный разогрев планетезималей потоками заряженных частиц, выбрасываемых Солнцем во время прохождения им ранней стадии развития.

Так или иначе, несмотря на имевшее место перемешивание вещества в Главном поясе астероидов, в нем до сих пор сохранились свидетельства неоднородности физико-химических условий, существовавших в первичном протопланетном облаке и внутри формирующихся малых тел на начальной стадии образования Солнечной системы. При этом достаточно отчетливо прослеживается связь между температурным метаморфизмом вещества малых тел и их расстоянием от Солнца.

Хотя было сделано несколько попыток расширения и усовершенствования описанной выше таксономии астероидов, она до сих пор остается наиболее употребительным стандартом. Таксономия по Толену, как и ряд других таксономий, основывается на классификации спектральных кривых астероидов, полученных с помощью некоторого числа светофильтров. Но уже с середины восьмидесятых годов XX в. стала развиваться новая техника получения и измерения спектров астероидов при помощи щелевых спектрографов. Разложение пучка света в спектр в таких спектрографах осуществляется с помощью дифракционной решетки или комбинации решетки и призмы. Получаемый спектр направляется на ПЗС-матрицу, где он распределяется на большое число пикселов. Результирующая кривая интенсивности сравнивается с аналогичной кривой, полученной для звезды того же самого или близкого спектрального класса, что и Солнце. Описанный в самых общих чертах метод позволяет построить кривую, показывающую отношение интенсивностей падающего и отраженного потоков излучения в зависимости от длины волны, т. е. кривую спектральной отражательной способности.

Эта технология обладает рядом очевидных преимуществ по сравнению с использованием светофильтров: она позволяет получать спектры со значительно большим разрешением и притом для существенно более слабых объектов. Технология позволяет одновременно измерять спектр астероида и ночного неба и затем вводить коррекцию за вариацию атмосферных условий. Поскольку экспозиция длится относительно короткий промежуток времени, практически исключается неопределенность, связанная с возможным изменением цветовых характеристик астероида при его вращении.

Указанным способом к настоящему времени получены спектры порядка 3000 астероидов [Bus and Binzel, 2002a, b]. В работе [Bus and Binzel, 2002a] единым образом получены спектры 1447 астероидов. Это позволило авторам предложить новую таксономию астероидов, которая полностью основывается на анализе их спектров [Bus and Binzel, 2002b]. Благодаря большому разрешению и обилию спектров был подмечен ряд их особенностей, которые оставались не выявленными в предшествующих работах. Анализ почти полутора тысяч спектров обнаружил отсутствие резко выраженных линий разделов между различными типами спектральных кривых, за исключением одного случая. Тем не менее, для сохранения преемственности с устоявшимися представлениями было решено в основном сохранить структуру таксономии по Толену, расширив и подразделив ее на более мелкие составляющие, где это было возможно и необходимо.

Всего в новой таксономии содержится уже 26 классов. Тринадцать классов имеют однобуквенные обозначения: А, В, С, D, К, L, О, Q, R, S, Т, V и X. При этом классы А, В, D, Q, R, Т и V совпадают с классами Толена. Класс К был введен еще Беллом [Bell, 1988]. Класс О — абсолютно новый с четырьмя известными членами. Два новых класса L и S выделены из класса S Толена. Астероиды с промежуточными спектральными свойствами получили многобуквенные обозначения: Сb, Сg, Cgh, Сh, Ld, Sa, Sk, Sl, Sr, Sq, Xc, Xe и Xk. При этом классы X, Xc, Xe и Xk выделены в пределах класса X Толена, который охватывал классы Е, М и Р, если более тонкая дифференциация (по величине альбедо) была невозможна. Классы Сg и Cgh выделены в пределах класса G Толена, классы С и Сh ранее были представлены в классе C. Наконец, наиболее широкий класс S Толена в новой таксономии представлен набором классов L, Ld, S, Sa, Sk, Sl, Sr и Sq.

Из-за того что спектральные характеристики астероидов фактически меняются непрерывным образом и поскольку две таксономии основаны на несколько различающихся принципах, соответствие между классами обеих таксономий не всегда строго выдерживается. Тем не менее, это соответствие отражает преемственность двух таксономий. В то же время новая таксономия дает возможность более точного описания спектральных характеристик астероидов и позволяет глубже проникнуть в минералогию вещества, из которого они сложены. В качестве примера укажем на комплекс X с бесструктурными спектрами в таксономии Толена. Новая технология позволила выявить в спектрах характерные особенности, дающие основание подразделить этот комплекс на четыре класса X, Хc, Хe и Xk, причем в спектрах астероидов типа Хe присутствует полоса поглощения, ассоциируемая с минералом троилитом.

В связи с проблемой астероидной опасности особый интерес представляет таксономия астероидов, сближающихся с Землей. К настоящему времени таксономическая информация имеется для 370 АСЗ и 100 марс-кроссеров (астероидов, заходящих внутрь орбиты Mарса). 252 наблюдения АСЗ и марскроссеров были выполнены по единой методике в ходе спектроскопического обзора малых астероидов, проводившегося в период с 1994 г. по 2002 г. (см. http://smass.mit.edu). Результаты представлены в работе [Binzel et al., 2004]. В ходе обзора были найдены представители 25 из перечисленных выше 26 классов астероидов, содержащихся в таксономии по Басу (рис. 3.29), в том числе и два представителя редкого класса D, который характерен для астероидов внешней части пояса, прежде всего для троянцев и группы Гильды. Почти 90 % исследованных астероидов попадают в широкие комплексы S [S, Sa, Sk, Sl, Sr, K, L, Ld], Q [Q, Sq], X [X, Xc, Xk] и C [B, C, Cb, Сg, Cgh, Сh] (в квадратных скобках указаны классы, входящие в комплексы).

Из рисунка 3.29 видно, что среди АСЗ преобладают светлые астероиды (со сравнительно большими альбедо), относящиеся к комплексам S и Q. Они составляют 2/3 от общего числа АСЗ. Астероиды, принадлежащие к классам с низким альбедо (комплекс С, класс D) оказываются в меньшинстве. В Главном поясе, рассматриваемом как целое, имеет место противоположное соотношение. Быть может, все дело в наблюдательной селекции, которая «работает» в пользу более светлых и потому более заметных астероидов? В работах [Lupishko and Di Martino, 1998; Д. Лупишко, T. Лупишко, 2001] показано, что хотя селекция действительно увеличивает число открытых и классифицированных светлых астероидов, тем не менее, преобладание S-и Q-астероидов среди АСЗ является реальным.

Рис. 3.29. Число астероидов различных таксономических классов в популяции АСЗ [Binzel et al., 2004]. Число астероидов классов S и Sq указано в скобках рядом с обозначением класса. Классификация соответствует работе [Bus and Binzel., 2002b]

Этот вывод нашел подтверждение в работах [Binzel et al., 2002; Stuart and Binzel, 2004]. В них построены исправленные за наблюдательную селекцию распределения астероидов по таксономическим классам, с одной стороны, в Главном поясе, а с другой стороны, для АСЗ. В то время как для АСЗ отношение числа астероидов комплекса C к числу астероидов комплекса S составляет 0,75, в Главном поясе это отношение равно 1,8. Естественное объяснение этому факту заключается в том, что пополнение популяции АСЗ происходит в основном за счет астероидов, движущихся ближе к внутреннему краю пояса, где соотношение между светлыми и темными астероидами ближе к тому, что имеет место среди АСЗ.

Здесь уместно вновь вернуться к вопросу о том, вещество какого типа астероидов является аналогом обыкновенных хондритов, составляющих примерно 80 % всех метеоритов, наблюдавшихся при падении. По спектральным характеристикам наиболее близки к обыкновенным хондритам астероиды класса Q. Но эти астероиды не представлены в Главном поясе, и даже среди АСЗ их существенно меньше, чем астероидов класса S (отношение их числа равно 80/125). Почему же среди метеоритов доминируют обыкновенные хондриты? В ряде работ было показано, что спектры S-астероидов демонстрируют определенную тенденцию приближения к спектрам Q-астероидов и обыкновенных хондритов по мере уменьшения размеров астероидов. Возможное объяснение этой тенденции заключается в следующем. С уменьшением размеров астероида уменьшается и средняя продолжительность его существования как консолидированного тела до его распада в результате столкновения с другими телами. В результате можно утверждать, что по мере уменьшения размеров исследуемых астероидов наблюдатели имеют дело со все более «молодыми», все более свежими поверхностями. Отсюда вытекает, что указанная выше тенденция может быть вызвана постепенным изменением отражательных свойств S-астероидов под влиянием «космического выветривания» [Binzel et al., 2002]. Подобное изменение оптических свойств поверхности может происходить в результате осаждения на ней субмикроскопических частиц железа, что ведет по мере их накопления к ее постепенному «покраснению» (сдвигу максимума отражения в сторону более длинных волн). Поскольку столкновения являются случайным процессом, то не все малые тела одного размера имеют поверхности одинакового возраста. Зависимость оптических свойств от размера может проявляться только как тенденция. В работе [Binzel et al., 2004] показано, что по мере перехода от стометровых тел к телам пятикилометрового размера действительно статистически наблюдаются подобные изменения, которые соответствуют переходу от Q-астероидов к S-астероидам. Тем самым открывается путь к объяснению связи обыкновенных хондритов с наиболее распространенным на внутреннем крае пояса и среди АСЗ классом астероидов.

Другим веским подтверждением этой связи явились результаты исследования достаточно типичного S-астероида (433) Eros с помощью космического аппарата NEAR. По данным различных приборов, установленных на аппарате, элементный состав Эроса согласуется с составом обыкновенных хондритов, хотя зафиксирован недостаток серы. Вещество Эроса может быть подобным обыкновенным хондритам, хотя отнести его состав к определенной петрологической группе не удается [Chang, 2002].

В разделе 3.7 указывалось, что существуют вполне определенные динамические пути переноса вещества астероидов и комет из области Главного пояса в область движения планет земной группы. В работе [Binzel et al., 2004] эта связь между различными областями в поясе астероидов и различными группами АСЗ прослежена с точки зрения их физических свойств и минералогического состава. Так, например, АСЗ типа E происходят из областей вблизи внутреннего края Главного пояса (район группы Венгрии), АСЗ типа С происходят из центральной и внешней частей пояса, АСЗ типа Р — из внешней части пояса. Небольшие по размеру астероиды типа V, встречающиеся почти исключительно среди АСЗ, попали в этот район посредством мощных и «быстродействующих» резонансов ν_6 и 3:1, о чем свидетельствует их отсутствие среди марс-кроссеров. Их происхождение, скорее всего, связано с астероидом (4) Веста, имеющим тот же самый таксономический тип. Определенные выводы делаются также относительно вклада комет в популяцию АСЗ. Среди АСЗ типов С, D и Х c низким альбедо преобладают астероиды,

имеющие так называемую постоянную Тиссерана, меньшую или равную 3 (такое значение постоянной может являться результатом гравитационного взаимодействия тела с Юпитером при их тесном сближении; оно характерно для комет семейства Юпитера). По оценкам авторов работы, до 10–18 % популяции АСЗ в пределах любого заданного диаметра могут являться угасшими кометами. Ранее упоминалось, что в работе [Bottke et al., 2002] вклад комет семейства Юпитера в АСЗ оценивался в 6 %. Видимое противоречие с результатами [Binzel et al., 2004] объясняется тем, что в первом случае подсчеты делались в пределах заданной звездной величины. Учет поправки за наблюдательную селекцию делает обе оценки эквивалентными [Lupishko et al., 2007].

Глава 4

Кометы

Кометы действительно сталкиваются с планетами.

Юджин Шумейкер

4.1. Кометы как опасность для Земли

Кометы, как и астероиды, относятся к малым телам Солнечной системы. Размеры ядер известных комет действительно малы: как правило, они не превышают 50 км, хотя нельзя исключить, что размеры ядер могут достигать сотен километров. Так, диаметр очень яркой кометы Хейла — Боппа (С/Hale — Bopp), которая была в 1000 раз ярче, чем комета Галлея (1P/Halley), приблизительно равен 40 км. Здесь и в дальнейшем мы будем употреблять названия комет, написанные кириллицей, а в скобках при первом упоминании кометы приводить ее латинское название. Кроме этого, в скобках латинская буква и косая черта указывают на вид орбиты кометы: С/ — непериодическая комета или комета, имеющая период обращения вокруг Солнца больше 200 лет, P/ — короткопериодическая комета — период меньше или равен 200 лет. Для короткопериодических комет перед обозначением вида орбиты приводится номер по каталогу Марсдена [Marsden and Williams, 2003].

Доказательством существования больших ядер комет могут служить две занумерованные малые планеты, которые обнаруживают признаки кометной активности. По этой причине они входят также в кометные каталоги. Это малые планеты (2060) Хирон и (4015) Вильсон — Харрингтон, они же комета Хирон (95P/Chiron) и комета Вильсона — Харрингтона (107P/Wilson — Harrington). По имеющимся оценкам (Fernandez et al., 2002), диаметр Хирона составляет около 150 км. Кроме того, считается, что объекты, открытые в поясе Эджворта — Койпера, являются кометами. Этот пояс располагается на периферии нашей Солнечной системы за орбитой планеты Нептун. К настоящему времени обнаружено более 1000 объектов в этом поясе, большинство из которых имеет поперечный размер в несколько сотен километров, а у десяти крупнейших диаметр превышает 1000 км.

Выделяют следующие структурные составляющие кометы при ее движении вокруг Солнца: ядро, кому — газопылевую оболочку, окружающую ядро, газовый хвост, направленный в противоположную от Солнца сторону, и пылевой хвост, как правило, отклоняющийся от направления Солнце — кометное ядро. Строение обычной кометы показано на рис. 4.1.

Рис. 4.1. Структурные составляющие кометы

Имеются отличительные особенности, которые выделяют кометы из остального ряда малых тел Солнечной системы.

1. Кометы движутся по сильно вытянутым эллиптическим (близпараболическим) орбитам. В результате этого кометы достаточно часто сближаются и даже сталкиваются с планетами. Ярким примером столкновения кометы с планетой явилось столкновение кометы Шумейкеров — Леви 9 (D/Shoemaker — Levy 9; D означает, что комета разрушилась) с Юпитером в 1994 г. Однако существуют и короткопериодические кометы, периоды движения которых вокруг Солнца не больше 200 лет, и они движутся по эллиптическим орбитам с умеренными эксцентриситетами.

2. В ядрах комет имеется большое количество легкоплавких веществ. Поэтому при приближении кометы к Солнцу такие вещества сублимируют (т. е. испаряются, минуя жидкую фазу), и вокруг ядра образуется оболочка — туманная область, называемая комой. Вместе с молекулами с поверхности кометного ядра в кому выносится большое количество мелкой пыли органической и неорганической природы. Под действием давления солнечных лучей и солнечного ветра пылинки и молекулы газа увлекаются в противоположную от Солнца сторону, образуя хвост.

Эта последняя особенность делает кометы одними из самых ярких и впечатляющих объектов на земном небосводе (рис. 4.2). Средние размеры комы составляют порядка 100 тыс. км. Хвосты комет имеют длину 10 млн км, а у некоторых комет достигают 150 млн км. Однако концентрация частиц в коме и хвосте очень низкая — несколько пылинок на сотни кубических метров. Неслучайно кометы иногда называют «видимым ничто».

3. В результате сублимации вещества возникает реактивное давление на поверхность ядра, которое приводит к изменению поступательного и вращательного движения ядра кометы.

Рис. 4.2. Комета Хиакутаки, апрель 1996 г. Снимок получен на камере ВАУ Звенигородской обсерватории ИНАСАН

4. Ядра комет отличаются нестабильностью. Периодически у части комет наблюдаются вспышки яркости, отделение достаточно значительных фрагментов. У нескольких комет ядра разрушились полностью.

Кометы в течение долгого времени были и все еще остаются источником многих страхов и предрассудков. Появление на небе яркой кометы, ее необычный вид с древнейших времен привлекал внимание людей. Слово «комета» появилось очень давно и является производным от греческого слова «кометис» — волосатая. Большой интерес к кометам всегда проявляли астрологи. По сравнению со сложными астрологическими связями планет, астрология комет относительно проста — это небесный беспорядок. По мнению Уильяма Шекспира, появление кометы предвещает перемены времени и состояний, является предвестницей всяческих неприятностей, особенно для людей с высоким положением. Во времена Древнего Рима на роль жертвы лучше всего подходил император. Поэтому, когда в 60 г. нашей эры на небе появилась яркая комета, не было сомнений, кому она несет несчастье. Историк Тацит писал: «Начали говорить о том, кого избрать в преемники Нерону, как будто его уже свергли».

У Нерона было свое мнение о значении появления этой кометы, он обратил свой гнев против самых именитых своих подданных и родственников. Он убил свою мать, двух своих жен и большую часть своих родственников. Такой же ужас вызывали появления комет в китайском императорском дворе. Император окружил занятия астрономией глубочайшей тайной, чтобы недоброжелатели не смогли нанести вред императору и его двору. Легенда рассказывает о двух астрономах — Хи и Хо, которые отпраздновали возлияниями очередное открытие звезды и пропустили солнечное затмение. За это император приказал отрубить им головы. К XVII в. значение астрологии и страх перед кометами значительно уменьшились. Так, Оксфордский и Кембриджский университеты перестали включать астрологию в свои учебные программы. В начале XIX в. король Англии Георг VI установил закон, согласно которому «каждый, кто берется или обещает предсказывать судьбу, или же использует иные хитрые способы или средства, прибегая к хиромантии и тому подобному, чтобы обманывать и обирать подданных Его Величества, признается Мошенником и Бродягой в смысле, определяемом и караемом этим Законом». Здесь надо отметить, что и в наши дни газеты и журналы непрерывно нарушают этот закон, помещая астрологические материалы. Астрология остается всемирным и очень доходным способом выкачивания денег у доверчивых людей.

Для понимания природы комет понадобились усилия многих поколений ученых. Неожиданные появления комет на небе, их необычный по сравнению с другими светилами вид, ставил в тупик древних философов и ученых. Так, Аристотель считал, что кометы — это сгустившиеся испарения в атмосфере Земли. Первым, кто обнаружил, что кометы располагаются значительно дальше Луны, был Тихо Браге. Искуснейший наблюдатель, он со своими учениками наблюдал движение яркой кометы из двух удаленных друг от друга обсерваторий и определил ее параллакс относительно звезд, что позволило оценить расстояние от кометы до Земли. Однако и после того, как кометы заняли место в Солнечной системе наравне с планетами, их природа и даже их траектории были загадками для ученых. И. Кеплер считал, что движение комет происходит по прямым линиям. Наиболее тщательная разработка теории прямолинейного движения комет была дана в труде польского астронома Яна Гевелия «Cometographia», опубликованном в 1668 г. Только И. Ньютон, наблюдая комету 1680 г., пришел к выводу, что ее истинный путь в Солнечной системе представляет собой параболу. Согласно закону всемирного тяготения, открытому Ньютоном, движение небесных тел вокруг Солнца может происходить по любому коническому сечению, в фокусе которого находится Солнце.

Английский астроном Э. Галлей, современник и друг Ньютона, занялся поисками комет, которые возвращались в прошлом к Солнцу через примерно равные промежутки времени. Обработав наблюдения более 20 комет, Галлей обратил внимание на то, что орбиты комет, наблюдавшихся в 1531, 1607 и 1682 гг., одинаково ориентированы в пространстве, движение комет — обратное, и их появления разделены примерно одинаковыми интервалами времени.

Галлей сделал вывод о том, что это были не три кометы, а одна, движущаяся по очень вытянутой эллиптической орбите и возвращающаяся к Солнцу каждые 75–76 лет, и предсказал ее следующее появление в 1758 г. Комета, которая действительно была переоткрыта в 1758 г., получила название «комета Галлея».

Уже в конце XVII в. высказывались предположения о возможных столкновениях комет с Землей и неизбежном в результате такого столкновения «конце света». В 1770 г. комета Лекселя (D/Lexell) прошла на расстоянии от Земли в 2,25 млн км, что всего в 6 раз больше расстояния от Земли до Луны, подтвердив тем самым реальность угрозы. Большой переполох у жителей Земли вызвало возвращение кометы Галлея в 1910 г. По расчетам астрономов комета должна была сблизиться с Землей на расстояние 22 млн км 20 мая 1910 г. В этот момент комета должна была находиться на прямой линии Земля — Солнце, как бы заслоняя Солнце от земных наблюдателей (рис. 4.3).

Вследствие такого расположения кометы в момент сближения пылинки и молекулы газа, вылетающие с поверхности ядра и образующие хвост кометы, могли долетать до атмосферы Земли. Сообщение об этой возможности вызвало большую тревогу, а в некоторых местах и панику обывателей. В газетах выдвигалось предположение, что погружение Земли в хвост кометы Галлея вызовет отравление и гибель всего живого на Земле. Однако хвост кометы был настолько разрежен, что прохождение Земли через него не вызвало никаких изменений в земной атмосфере.

Рис. 4.3. Положение кометы Галлея в момент ее тесного сближения с Землей 20 мая 1910 г.

Наиболее вероятным зафиксированным фактом столкновения Земли с ядром кометы, произошедшим в течение прошедшего столетия, является Тунгусское явление. 30 июня 1908 г. произошло уникальное событие — огромный болид вошел в плотные слои земной атмосферы и взорвался на высоте около 10 км, вызвав значительные разрушения в сибирской тайге. Кометная природа этого тела подтверждается многочисленными наблюдаемыми особенностями этого небесного феномена [Гладышева, 2008; Никольский и др., 2008]. Грандиозным событием в Солнечной системе явилось уже упомянутое столкновение фрагментов кометы Шумейкеров — Леви 9 с Юпитером в 1994 г. В июле 1992 года эта комета прошла на расстоянии менее 100 тыс. км от Юпитера и распалась на два десятка фрагментов (см. рис. 4.4 на вклейке).

В период с 16 по 22 июля 1994 г. все фрагменты кометы Шумейкеров— Леви 9, как было предсказано заранее [Клумов и др., 1994], упали на Юпитер, вызвав значительные возмущения в его атмосфере. Пятно (см. рис. 4.5 на вклейке), образовавшееся на диске Юпитера в результате падения фрагмента G (все фрагменты кометы были обозначены буквами английского алфавита), уже через 1 ч 45 мин после падения достигло диаметра 9 тыс. км (1,5 радиуса Земли). Оценки размера ядра материнского тела, сделанные на основании анализа движения отдельных фрагментов, лежат в диапазоне от 2 до 10 км в диаметре [Chernetenko and Medvedev, 1994]. Общее количество энергии, выделившееся при падении осколков кометы, по оценкам различных авторов, находится в диапазоне 10^28–10^30 эрг или 10^5–10^7 мегатонн тротилового эквивалента.

Хотя опасных для Земли комет гораздо меньше, чем АСЗ, динамические и физические особенности комет таковы, что опасность эта вполне реальна. Если учитывать, что фактор внезапности, непредсказуемости появления опасного объекта играет важную роль в проблеме астеродно-кометной опасности, то наибольшую опасность представляют близпараболические кометы. Среднее количество таких комет, открываемых в год, за последние несколько лет составило 10–15. Однако это число — величина не постоянная. Существуют предположения, что периодически в окрестности Солнца могут наблюдаться «кометные ливни» — явление, когда число близпараболических комет значительно возрастает. Это связано с возмущениями, действующими на ледяные небесные тела, находящиеся на периферии нашей Солнечной системы. Время от времени возмущения заставляют двигаться ледяные тела в направлении Солнца.

По оценкам Бейли [Bailey, 1992], доля ударных кратеров на земной поверхности, вызванных столкновениями с кометами, может достигать 10 % и выше. Особенно интенсивной бомбардировке Земля подвергалась на ранней стадии своего образования.

Кроме того, как уже отмечалось, наклоны орбит комет могут принимать значения от 0 до 180° (в отличие от короткопериодических комет, наклоны орбит большинства которых невелики), а это означает, что для части комет возможно столкновение с Землей на встречных траекториях. При этом скорость столкновения может достигать 72 км/с. Раннее обнаружение близпараболических комет является единственной гарантией того, что в распоряжении землян будет от нескольких месяцев до нескольких лет для предотвращения их возможного столкновения с Землей.

Таблица 4.1. Кеплеровские элементы орбиты и звездные величины комет, MOID которых меньше 0,1 а.е.

Примечание. H — абсолютная звездная величина, T — момент прохождения через перигелий, e — эксцентриситет орбиты, q — перигелийное расстояние в а.е., ω — аргумент перигелия, Ω — долгота восходящего узла, i — наклон орбиты к плоскости эклиптики (последние три величины даны в градусах).

В табл. 4.1. приводятся элементы орбит и звездные величины короткопериодических комет, минимальные расстояния между орбитами которых и орбитой Земли (MOID, Minimum Object Intersection Distance) меньше 0,1 а.е. Эти кометы можно считать потенциально опасными для Земли, поскольку из-за наличия плохо моделируемых воздействий на ядра комет их орбиты могут достаточно быстро меняться. Такие кометы имеют ненулевую вероятность столкновения с Землей. Уже состоявшиеся известные близкие прохождения комет вблизи Земли приводятся в приложении 2.

4.2. Физические характеристики, строение ядра

В последнее десятилетие наши знания о кометах и о процессах, происходящих на них, значительно расширились. Резкому повышению интереса к кометам способствовали подготовка и проведение международного космического эксперимента — полета космических аппаратов к комете Галлея. Целая флотилия космических станций — советские «Вега-1» и «Вега-2», западноевропейская «Джотто», японская «Суисей» (Планета-А) — исследовала комету Галлея. В ходе этих исследований были получены уникальные данные о составе и физических процессах, происходящих на поверхности ядра кометы, впервые с близкого расстояния было сфотографировано ядро кометы. Данные, полученные с космических станций, в основном подтвердили ледяную модель кометного ядра, разрабатываемую Ф. Уипплом с 1950 г. В книге [Comets II, 2005] обсуждаются четыре модели кометного ядра (рис. 4.6).

Рис. 4.6. Модели кометных ядер [Comets II, 2005]: а) — «конгломерат льдов» [Weissman and Kieffer, 1981]; б) — «агрегат фракталов» [Donn and Hughes, 1986]; в) — «изначально смерзшийся щебень» [Weissman, 1986]; г) — «склеенные льды» [Gombosi and Houpis, 1986]

Низкие оценки плотности кометного ядра, полученные из анализа движения кометы Галлея, можно объяснить кластерным механизмом образования кометного ядра, разработанным Донном (рис. 4.6, модель б) и в дальнейшем развитым Гринбергом. Согласно этому механизму, ядро кометы образуется в результате налипания друг на друга отдельных гранул (зерен), представляющих собой частицы, по составу близкие к углистым хондритам. Промежутки между зернами заполнены легкосублимирующим веществом. По этой модели ядро кометы представляет собой очень рыхлое образование, подобное гигантскому снежному кому, и по структуре близко к частицам межпланетной пыли. В модели в, названной Вейссманом «изначально смерзшийся щебень», предполагается наличие некоторого количества крупных ледяных фрагментов, смерзшихся в единое тело. В момент сближения такого ядра с Солнцем в результате нагрева часть осколков может терять механический контакт и образовывать компактный метеорный рой. Эта модель представляет собой развитие идей Фесенкова о существовании кратных кометных ядер и позволяет объяснить распад ядра кометы Шумейкеров — Леви 9 на несколько десятков фрагментов в окрестности Юпитера в 1992 г. Нельзя исключить, что для части ледяных тел верна модель а, когда ядро представляет собой ледяной монолит. Модель г — «склеенные льды» — была разработана по результатам пролетов космических аппаратов около ядра кометы Галлея.

Альтернативными моделями являются модель каменистого монолита, разработанная Б. Ю. Левиным, и модель кометного ядра в виде облака частиц, которую в разное время и в различных модификациях отстаивали Дубяго [Дубяго, 1942], Воронцов-Вельяминов [Воронцов-Вельяминов, 1945], Рихтер [Richter, 1963] и Литтлтон [Lyttleton, 1977]. Интересна модель Литтлтона, которая дает механизм образования таких роев. Согласно его исследованиям, местом образования подобных роев может быть область антиапекса, где в результате гравитационного действия Солнца должна наблюдаться повышенная концентрация межзвездного вещества. Солнце, двигаясь сквозь межзвездное газопылевое облако, действует подобно гигантской линзе, фокусируя частицы в антиапексной области. Частицы огибают Солнце по гиперболам, пересекающимся в области антиапекса. Столкнувшись в этой области, они частично гасят свои скорости, и если полная скорость будет меньше параболической, то столкнувшаяся материя оказывается захваченной Солнцем.

Однако надо отметить, что и модель каменистого монолита, и модель кометного ядра в виде облака частиц наталкиваются на определенные трудности.

Приведем основные доводы в пользу ледяной модели:

1) негравитационные эффекты в движении комет лучше объясняются ледяной моделью;

2) газопроизводительность ядра должна обеспечивать поток вещества на уровне 10^28–10^30 молекул в секунду со всей поверхности при гелиоцентрическом расстоянии 1 а.е. и должна оставаться примерно постоянной на интервале нескольких десятков оборотов кометы вокруг Солнца;

3) наблюдения комет, «царапающих Солнце» (имеющих очень небольшое перигелийное расстояние), до и после перигелия дают нижнюю границу размера ядра в несколько метров;

4) приливные силы и световое давление резко ограничивают время существования плотного роя частиц на кометных орбитах.

Итак, общепринятой моделью ядра кометы в настоящее время является ледяная модель. При приближении ядра кометы к Солнцу ледяное ядро нагревается и начинается испарение газов. Процесс сублимации вещества играет большую роль в определении как физических, так и динамических характеристик ядра. В результате сублимации вещества, как уже отмечалось, возникает достаточно плотная газовая и пылевая атмосфера (кома) кометы. Наличие у комет газовой оболочки позволяет изучать химический состав ядер комет спектроскопическим способом. Уже первые спектроскопические наблюдения показали, что спектры комет состоят из непрерывного фона и эмиссионных молекулярных полос. Непрерывный спектр наблюдается, главным образом, в центральной части головы кометы и в пылевых хвостах. Непрерывный спектр обусловлен рассеянием солнечного света частицами пыли на поверхности ядра и в кометной атмосфере.

По эмиссионным молекулярным полосам в спектре головы кометы различными наблюдателями были отождествлены C_2, CH, CN, NH, NH_2 и OH+, в хвосте — CO+, CO+2, N+2. Отмечены многочисленные случаи отождествления молекулярных полос с NO, O_2, O+2 и др. Кроме того, предполагается наличие в голове кометы большого количества атомарного водорода. Все молекулы кометных атмосфер, как правило, принадлежат к свободным радикалам и появляются в результате диссоциации и ионизации некоторых первичных, или «материнских», молекул. Всесторонний анализ спектральных данных, выполненный Фаулером, Бальде, Аделем, Свингсом, Арпиньи и многими другими, постепенно сформировал список родительских молекул:

H_2O, CO_2, CH_4, NH_3, C_2H_2.

В дальнейшем этот список постоянно дополнялся. Так, в качестве источников амина и имина Дельземме предлагает гидроксиламин NH_2OH, формамид HCONH_2, глицин NH_2CH_2COOH. В спектрах комет Остина, Леви и Свифта — Туттля обнаружены такие углеродсодержащие вещества, как метанол CH_3OH и формальдегид CH_2O.

В моменты сближений комет с Солнцем в спектрах комет отождествлены некоторые металлы: железо Fe, хром Cr, марганец Mn, никель Ni, кобальт Co и ряд других. В работе Дельземме [Delsemme and Miller, 1971] указан примерный процентный химический состав ядра кометы, который воспроизведен в табл. 4.2.

Таблица 4.2. Химический состав ядра кометы

Как видно из табл. 4.2, кометы состоят из четырех основных элементов: водорода, углерода, азота и кислорода. Для некоторых из них сюда можно добавить серу, обнаруженную в форме молекул S_2 в кометах ИРАС — Араки — Олкока, Черниса и Галлея, и в форме сульфида водорода H_2S в кометах Остина и Леви.

В 1995 г. была открыта комета Хейла — Боппа. Ее особенностью было достаточно большое, более 40 км в диаметре, ядро. Это обусловило большую газопроизводительность и возможность наблюдения кометы в радиоспектре. Во время наблюдений кометы в радиоспектре были обнаружены 8 новых молекул, ранее не наблюдавшихся в кометах: SO, SO_2, H_2CS, HC_3N, HNCO, NCONH_2 [Чурюмов, 2009].

В зависимости от химического состава сублимирующего вещества устанавливаются равновесная температура на поверхности ядра и величина потока сублиманта. В табл. 4.3 приведены газопроизводительность кометы для различных веществ, определяющих процесс сублимации.

Таблица 4.3. Интенсивность сублимации для различных веществ

Примечание. Z_0 — число молекул сублимирующего вещества с единичной площадки, находящейся в подсолнечной точке (местное зенитное расстояние Солнца равно 0°), в единицу времени, T_0 — равновесная температура для невращающегося ядра, T_1 — средняя эффективная температура для вращающегося ядра, r_0 — расстояние, на котором процесс сублимации для данного вещества прекращается.

По данным, полученным с борта «Джотто», были определены примерный процентный состав газовой компоненты комы кометы Галлея: 80 % — водяной пар H_2O; 10–12 % — окись углерода CO; 2 % — метан CH_4; 1,5 % — углекислый газ CO_2; 1–2 % — аммиак NH_3; 1–2 % — формальдегид CH_2O, а также общая газопроизводительность кометы — 18 т/с, и пылепроизводительность — 20 т/с.

Важной физической характеристикой ядра кометы является его масса. Обычно средняя масса комет оценивается как 4 10^13 кг [Levison et al., 2002]. Но, во-первых, имеется большой разброс в размерах индивидуальных комет. Так, в обзорной работе по современным определениям размеров кометных ядер [Lamy et al., 2005] найдены оценки эффективных радиусов ядер — от 0,2 км до 37 км. Основная проблема заключается в том, что практически отсутствуют прямые определения масс комет. Большинство оценок масс сделано на основе рассмотрения негравитационных ускорений в моделях с большим числом неопределенных параметров. Прямые же измерения масс во время четырех космических миссий были невозможны из-за очень малого влияния кометного притяжения на траектории космических аппаратов [Weissman and Lowry, 2008]. Последние оценки, полученные для кометы Темпеля 1 на основе рассмотрения скорости выброса вещества во время эксперимента Deep Impact, дали массу 4,5 10^13 кг для объекта с эффективным радиусом 3,0 км [A’Hearn, 2008].

Из-за отсутствия прямых определений массы кометы Галлея и существования некоторой неопределенности в оценке плотности ядра кометы — от 0,2 до 1 г/см^3 — масса этой кометы оценивается в пределах 0,6 10^14–4,2 10^14 кг.

Вещество ядра кометы очень пористое (средняя плотность составляет около 0,5 г/см^3), его можно сравнить с огромным снежным комом. При приближении кометы к Солнцу под действием солнечной радиации происходит сублимация летучей составляющей ядра, а на его поверхности образуется корка из нелетучего вещества. Иногда под давлением испаряющихся газов часть корки может быть сброшена, что приводит к вспышкам блеска или даже фрагментации кометного ядра. Ядро кометы может полностью распасться с образованием нескольких крупных фрагментов и большого количества более мелких обломков, что, например, произошло с кометой Веста (C/West) при ее приближении к Солнцу в 1976 г. (рис. 4.7).

Рис. 4.7. Фрагменты кометы Веста [Колдер, 1984]

На рис. 4.8 показаны 3 фрагмента кометы Швассмана — Вахмана 3 (73P/Schwassmann — Wachmann), разрушение которой на пять больших фрагментов (A, B, C, D, E) произошло в 1995 г.

Рис. 4.8. Три фрагмента кометы Швассмана — Вахмана 3. Изображение получено на Европейской южной обсерватории в Чили 31 января 1996 г. (http://www.eso.org/public/images/eso9608a/)

При появлении в 2006 г. произошло дальнейшее разрушение крупных фрагментов кометы Швассмана — Вахмана 3. На рис. 4.9 приводятся изображения фрагмента B (слева) и фрагмента G (справа), полученные космическим телескопом Хаббла 18 апреля 2006 г.

Чем больше прохождений вблизи Солнца совершила комета, тем большую часть поверхности может занимать корка, препятствующая дальнейшей сублимации. В конце концов, комета становится «потухшей» и для наблюдателя выглядит так же, как астероид. Такие «потухшие» кометные ядра, как это уже отмечалось, вполне могут быть частью популяции АСЗ.

Рис. 4.9. Дезинтеграция кометы Швассмана — Вахмана 3: фрагмент B (слева) и фрагмент G (справа). Снимки получены космическим телескопом Хаббла 18 апреля 2006 г. (http://www.hubblesite.org)

Возможен и другой сценарий эволюции кометного ядра, когда его размер постепенно уменьшается до превращения кометы в мини-комету, а затем и полной ее дезинтеграции.

Кометные ядра имеют форму, заметно отличающуюся от шарообразной и напоминающую неправильную форму некоторых небольших астероидов. Она вполне может являться результатом неравномерной инсоляции и неравномерного испарения вещества с поверхности ядра, вращающегося вокруг некоторой произвольным образом ориентированной в пространстве оси. В результате испарения вещества меняются моменты инерции ядра, что приводит к сложной эволюции его вращения.

В работе [Jessberger and Kotthaus, 1991] представлены основные физические характеристики кометного вещества и ядра в целом. Некоторые основные физические характеристики ядра кометы приведены в табл. 4.4.

Таблица 4.4. Основные физические характеристики кометного ядра (минимальное, наиболее вероятное и максимальное значения)

4.3. Негравитационные эффекты. Космические экспедиции к ядрам комет

То, что сегодня наука,

Завтра — техника.

Эдвард Теллер

В отличие от астероидов, кометы обнаруживают в своем движении характерные особенности, которые принято называть негравитационными эффектами. Под негравитационными эффектами понимаются явления, связанные с испарением вещества с поверхности ядра кометы. Под воздействием испаряющегося с его поверхности вещества ядро кометы испытывает реактивное давление, что, в свою очередь, вызывает ускорение ядра. Это ускорение называется негравитационным, и оно может как уменьшать, так и увеличивать скорость движения кометы вокруг Солнца в зависимости от комбинации целого ряда факторов, таких как направление собственного вращения ядра, рельеф поверхности ядра, распределение на поверхности областей активной сублимации и другие. Поэтому определение значений негравитационных ускорений представляет собой весьма важную задачу. Кроме того, вектор результирующего негравитационного ускорения не обязательно проходит через центр ядра, что вызывает изменение скорости вращения ядра, вынужденную прецессию, а значит, изменяет величины негравитационных ускорений. Реактивные силы, вызывающие ускорение (или замедление) движения кометы, заметно действуют только в довольно небольшой части орбиты кометы, располагающейся в окрестности Солнца; на остальной части орбиты комета движется практически только под действием гравитационных сил. Эта особенность действия негравитационных сил дала возможность в прошлом применять достаточно простые методики учета негравитационных ускорений. Так, Маковер предположил, что среднее движение кометы меняется мгновенно в момент прохождения кометой перигелия [Маковер, 1955]. Дубяго разработал свой метод, который нашел широкое применение в прошлом веке [Дубяго, 1950]. Он предположил, что вблизи перигелия мгновенно изменяются все элементы орбиты. Однако эти методы не позволяли получать непрерывную траекторию кометы. Марсден [Marsden, 1969] предложил следующую зависимость непрерывно действующих негравитационных сил от гелиоцентрического расстояния r:

ai = Gi e-r/cr-α, Gi = Ai e-Biτ,

где ai — компоненты негравитационного ускорения, Ai, Bi — постоянные, τ — время от начальной эпохи (в сутках), деленное на 10^4, c и α — неотрицательные постоянные. Дельземме и Миллер [Delsemme and Miller, 1971] получили зависимость испарения различных льдов от гелиоцентрического расстояния. Сравнение этих зависимостей со световыми кривыми некоторых комет показало, что они очень близки к кривым газовой производительности водяного снега. Для учета влияния негравитационных сил на движение комет С. Секанина предложил эмпирическую зависимость скорости испарения водяного снега от гелиоцентрического расстояния:

где r_0 = 2,808 а.е., k = 4,6142, n = 5,093, m = 2,15, α = 0,1113.

Марсден [Marsden et al., 1973] применил эту зависимость для нахождения негравитационных параметров многих комет. В дальнейшем за этим методом закрепилось название «метод Марсдена». В этом методе составляющие негравитационного возмущающего ускорения в орбитальной системе координат направлены соответственно по радиус-вектору, перпендикулярно радиус-вектору в плоскости орбиты и перпендикулярно к плоскости орбиты:

ai = Gig(r), Gi = Ai e-Biτ (i = 1, 2, 3),

где Ai, Bi — постоянные, определяемые из наблюдений для каждой кометы, τ — время, прошедшее от начальной эпохи. В настоящее время этот метод активно используется при моделировании действий негравитационных ускорений.

Негравитационные ускорения могут изменять период обращения кометы на величину до нескольких дней. Так, например, орбита кометы Галлея, полученная по наблюдениям 1835 и 1910 гг. без учета негравитационных эффектов, дает ошибку в моменте прохождения кометой перигелия в 1759 г. в 4,3 сут. Для расчетов возможного столкновения кометы с Землей такая ошибка является существенной.

Недостаточно точное знание негравитационных эффектов в движении комет является одной из основных причин, до настоящего времени затрудняющих описание динамики многих комет. Подробные исследования негравитационных ускорений в движении комет были проделаны Секаниной в работах [Sekanina, 1979; 1986], в которых рассматривались различные возможные механизмы, вызывающие отклонение движения комет от гравитационного закона. Им же выдвигались предположения, что эти отклонения могут быть вызваны взрывным процессом, проявляющимся «толчком», заметным в движении кометного ядра. Секанина предложил наряду с орбитальным учитывать и вращательное движение кометного ядра.

Однако негравитационное ускорение является не единственным фактором, влияющим на точность определения орбит комет. Как уже отмечалось, в результате сублимации вещества с поверхности кометы в кому выносится большое количество газа и пыли. Это вещество окружает ядро достаточно плотным облаком, центр яркости которого далеко не всегда совпадает с ядром кометы. Это явление получило в научной литературе название смещения фотоцентра кометы. Впервые оно было зафиксировано визуально во время наблюдения кометы Свифта — Туттля (109P/Swift — Tuttle) в 1862 г. Наблюдатели отмечали появление яркого вторичного ядра. Позднее Бютнер [Buttner, 1918], исследовавший движение кометы 1853 III, отметил, что ошибка наблюдений уменьшается, если предположить, что наблюдения кометы имеют систематическое смещение относительно ядра в сторону Солнца. По его оценкам величина этого смещения была постоянна и равна 2000 км. В дальнейшем исследователи движения комет неоднократно обращались к этому предположению при обработке наблюдений комет. Так, Ситарский [Sitarski, 1984] показал, что с учетом смещения фотоцентра наблюдения комет 1960 II, Григга — Шьеллерупа (26P/Grigg — Skjellerup) и Кирнса — Кви (59P/Kearns — Kwee) представляются лучше, чем без его учета. Йоманс и Шодас [Yeomans and Chodas, 1989], исследуя движение кометы Галлея на интервале трех и четырех появлений кометы, нашли, что величина смещения фотоцентра кометы равна 880 км, при этом они предполагали, что величина смещения изменяется обратно пропорционально квадрату гелиоцентрического расстояния. В работе [Medvedev, 1993] для объяснения явления смещения фотоцентра кометы относительно центра инерции ядра была предложена гипотеза о существовании в голове кометы точки относительного равновесия, в которой накапливается пыль, выносимая с поверхности кометы газом. Показано, что такая точка существует, расположена на линии комета — Солнце и асимптотически устойчива для движений вдоль линии комета — Солнце. Получена простая формула, позволяющая вычислять величину расстояния от этой точки до ядра кометы в зависимости от газопроизводительности и гелиоцентрического расстояния кометы.

Еще одним из эффектов сублимации вещества с поверхности ядра кометы является уменьшение массы и изменение формы кометного ядра. По исследованиям, проведенным в ходе последнего прохождения кометы Галлея через перигелий, эта комета теряет 0,1–0,2 % своей массы за один оборот вокруг Солнца. Учитывая, что средний радиус ядра кометы Галлея составляет 5 км, получаем, что со всей его поверхности в результате сублимации уносится слой толщиной примерно 2,5 м за одно появление кометы, а для комет группы Крейца (см. раздел 4.6) эта величина достигает 20 м. Поэтому время жизни комет на короткопериодической орбите (с периодом обращения меньше 200 лет) ограничено.

Наиболее вероятны три сценария эволюции формы кометного ядра в зависимости от его состава.

1. Ядро кометы ледяное с относительно небольшой долей твердых примесей, не влияющих на сублимацию кометного вещества (модель Уиппла). В этом случае возможно полное испарение кометного ядра. Такая возможность была рассмотрена в работе [Лебединец и др., 1983]. Авторы считали, что ядро имеет сферическую форму и вследствие быстрого вращения вокруг своей оси сохраняет форму вплоть до полного испарения. Кроме этого, в работе указывается на возможность образования астероида группы Аполлона при наличии внутри кометы осколка скальной породы.

2. Ядро кометы — конгломерат льдов и нелетучей составляющей силикатной и углеродной природы. При испарении летучих веществ часть вещества остается в виде пылевой матрицы на поверхности, ослабляя со временем газопроизводительность кометы. Со временем на поверхности ядра кометы образуется мощная пылевая корка, препятствующая испарению вещества.

В работе [Rickman, 1987] рассмотрена эволюция кометного ядра с учетом пылевой составляющей. Рассматривались два варианта физической эволюции кометного ядра:

а) полная дезинтеграция и образование метеорного потока на орбите кометы;

б) образование астероидоподобного небесного тела с орбитой, похожей на

орбиты астероидов группы Аполлона. При этом, по мнению автора, форма кометного ядра не претерпевает заметных изменений и близка к сферической.

3. Кроме того, необходимо упомянуть случаи, когда ядро кометы состоит из нескольких крупных ледяных фрагментов, смерзшихся в единое тело (модель «конгломерат льдов») или нескольких каменных глыб, «cклееных» льдом. В момент сближения такого ядра с Солнцем в результате нагрева ядра солнечным излучением часть осколков может терять механический контакт и образовывать компактный метеорный поток. Форма кометного ядра при такой эволюции полностью определяется расположением этих осколков в теле кометы.

Наши знания о форме кометных ядер (до исследования кометы Галлея с близкого расстояния) были чрезвычайно скудны, наземные наблюдения не давали однозначного ответа. Только после того, как впервые комета Галлея была сфотографирована с близкого расстояния, были получены достоверные сведения о форме ее ядра. Оказалось, что это ядро имеет вытянутую форму. Вскоре появилась работа Джуита и Мич [Jewitt and Meech, 1988], в которой утверждалось, что вытянутая форма ядра кометы скорее правило, чем исключение. В указанной работе приводятся результаты фотометрических наблюдений ряда комет и астероидов, проведенных с использованием ПЗС-матриц, и на основании этих наблюдений проведено сравнение физических характеристик этих объектов. Сделан вывод о том, что ядра комет в среднем имеют более вытянутую форму, чем астероиды. На рис. 4.10 приведены фотографии ядер комет Галлея и Борелли (19P/Borrelly), полученные с борта космического аппарата (КА), подтверждающие предположение о вытянутой форме кометных ядер.

Рис. 4.10. а) Ядро кометы Галлея (16×8×8 км); б) ядро кометы Борелли (максимальный размер составляет ∼ 8 км) (http://www.jpl.nasa.gov/neo/images.html)

В работе [Medvedev, 1993] показано, что удлиненные кометные ядра являются естественным продуктом динамической эволюции фигуры и вращения ядра в условиях сублимации.

Здесь следует отметить, что наши знания о кометах постоянно пополняются и уточняются. Наиболее продуктивной формой исследования комет являются космические миссии к их ядрам. Кроме уже упомянутой космической миссии к комете Галлея, в последние десятилетия были проведены и проводятся несколько космических экспедиций к кометам.

Во-первых, это экспедиция Stardust, организованная НАСА. В рамках этой экспедиции исследовалась комета Вильда 2 (81P/Wild 2). Это периодическая комета c периодом обращения вокруг Солнца, равным 6,1 года. Комета была открыта относительно недавно — 6 января 1978 г. Ее открыл швейцарский астроном Пауль Вильд, работающий в Бернской университетской обсерватории. Интересна орбита этой кометы, точнее ее эволюция. 9 сентября 1974 г. комета имела очень тесное сближение с Юпитером; в этот момент комета сблизилась с Юпитером на расстояние 0,006 а.е. В результате этого сближения орбита кометы изменилась. Если до сближения с Юпитером комета двигалась по орбите с перигелийным расстоянием, равным 5 а.е., то в результате сближения комета была переброшена на орбиту с перигелийным расстоянием, равным 1,5 а.е. На рис. 4.11 приведены орбиты кометы Вильда 2 до и после сближения с Юпитером.

2 января 2004 г. КА проекта Stardust пролетел на расстоянии 236 км от ядра кометы. Ядро кометы Вильда 2 оказалось неправильной формы. На изображениях кометы имеются остроконечные пики высотой 100 м и кратеры глубиной более 150 м. Размеры ядра равны 1,65 × 2,00 × 2,75 км (приведенные значения соответствуют осям ядра при аппроксимации его трехосным эллипсоидом). Размер самого большого кратера, получившего название «Left Foot» («Левая ступня») из-за своеобразной формы, равен 1 км, что составляет пятую часть всего диаметра ядра кометы. Немного меньший размер имеет другой кратер, названный «Right Foot» (см. рис. 4.12 на вклейке).

Рис. 4.11. Эволюция орбиты кометы Вильда 2 (рисунок подготовлен с помощью «Электронного каталога орбит комет» [Бондаренко, 2009])

Кроме того, на поверхности ядра было обнаружено большое количество активных областей — источников интенсивной сублимации вещества, и джетов — струй газа, выбрасываемых их этих областей. Интенсивность и скорость истечения вещества в отдельных джетах была столь велика, что их можно было сравнить со струями воды, вытекающими из мощного брандспойта. Эти джеты были серьезным испытанием и проверкой на прочность для КА. В момент сближения аппарат подвергся бомбардировке частицами, вылетающими с поверхности ядра кометы. 12 таких частиц пробили верхний слой защитного экрана КА. Однако аппарат уцелел и получил уникальную информацию о пылинках, вылетающих с поверхности ядра. КА был снабжен устройствами, позволяющими улавливать космические и кометные пылинки. Для изготовления этого устройства было использовано специальное вещество очень низкой плотности — пористое стекло, плотность которого примерно в 1000 раз меньше плотности обычного стекла. Применение этого вещества, названного авторами аэрогелем, позволяло улавливать частицы, движущиеся с очень большой скоростью. Несмотря на сложности, миссия была успешно выполнена, и капсула с кометными и межзвездными пылинками благополучно вернулась на Землю 15 января 2005 г. После вскрытия капсулы на Земле были обнаружены сотни частиц. Анализ найденных в аэрогеле кометных частиц показал, что в них присутствуют «высокотемпературные» материалы, т. е. соединения, образовавшиеся в результате нагрева до температуры свыше тысячи градусов. Этот факт говорит о том, что ядра комет представляют собой смесь компонентов, сформировавшихся в различных областях Солнечной системы, как на ее периферии, так и вблизи центра. Космический аппарат проекта Stardust и установленные на нем приборы оказались столь надежными, что было решено продолжить эту миссию. КА был переориентирован на полет к комете Темпеля 1 (9P/Tempel 1). Предполагается, что в 2011 г. КА сблизится с ядром этой кометы и сфотографирует искусственный кратер на ее ядре, образовавшийся вследствие удара снаряда-ударника, запущенного с КА миссии Deep Impact.

Deep Impact — это первая космическая миссия для изучения внутреннего строения ядра кометы и исследования состава ее поверхности. Для реализации задач полета была выбрана комета Темпеля 1. Космический аппарат к комете Темпеля 1 был запущен 12 января 2005 г. Для достижения кометы потребовалось 174 дня, за которые было преодолено 429 млн км. 3 июля 2005 г. КА приблизился к орбите кометы, после чего от него отделился снаряд-ударник (наполовину состоящий из меди), который спустя сутки столкнулся с кометой. Снаряд имел массу 370 кг и двигался относительно кометы со скоростью 10,3 км/с, кинетическая энергия столкновения составила 1,96 10^10 Дж. В результате столкновения из ядра кометы произошел

выброс вещества, а на его поверхности образовался кратер. Размеры кратера не были измерены непосредственно из-за большого количества пыли в выбросе [A’Hearn et al., 2005]. Полагают, что диаметр кратера равен 110 м, а глубина — 27 м. Снимки показывают (рис. 4.13 а), что поверхность ядра кометы покрыта несколькими десятками кольцевых структур размерами от нескольких десятков до нескольких сотен метров явно ударного характера. Их количество и общее распределение согласуются с ударными кратерами на поверхностях других тел Солнечной системы.

Период вращения ядра вокруг собственной оси равен 41 ч. Форму ядра полностью определить не удалось из-за его медленного вращения и большой относительной скорости КА. Размеры ядра оцениваются эллипсоидом вращения с полуосями 7,6 и 4,9 км. Результаты наблюдений кометы после столкновения во многом оказались неожиданными. Главная неожиданность этой миссии — большой выброс вещества после столкновения с ядром кометы (рис. 4.13 б). Нельзя исключить, что объяснением этому может служить гипотеза Э. М. Дробышевского, согласно которой в ядре кометы в результате электролиза могут накапливаться газы — молекулы кислорода и водорода. В результате внешних воздействий эта смесь может взорваться, что и наблюдалось после столкновения ударника с поверхностью ядра кометы Темпеля 1. Существуют и другие объяснения этому большому выбросу вещества, сводящиеся к особенностям верхнего и внутреннего слоев ядра кометы.

Рис. 4.13. Изображение кометы Темпеля 1: а) на снимке ядро кометы за 60 с до столкновения; б) снимок сделан в момент столкновения (www.nasa.gov)

Следующим проектом исследования кометы с близкого расстояния является проект Rosetta. КА Rosetta стартовал 2 марта 2004 г. к ядру короткопериодической кометы Чурюмова — Герасименко (67P/Churyumov — Gerasimenko). Эта комета была открыта 9 сентября 1969 г. К. И. Чурюмовым и С. И. Герасименко. Как и в случае кометы Вильда 2, эта комета за 10 лет до открытия имела тесное сближение с Юпитером, в результате чего перигелийное расстояние кометы уменьшилось более чем в два раза — с 2,8 до 1,3 а.е. Кроме того, уменьшился наклон орбиты кометы к плоскости эклиптики (рис. 4.14). Поэтому полет к этой комете оказался энергетически выгодным.

Рис. 4.14. Эволюция орбиты кометы Чурюмова — Герасименко (рисунок подготовлен с помощью «Электронного каталога орбит комет» [Бондаренко, 2009])

Полет к комете представляет собой целый ряд гравитационных маневров, в результате которых КА набирает скорость в результате сближений с Землей и Марсом. Сейчас аппарат совершает свой второй оборот вокруг Солнца. В конце первого оборота КА пролетел вблизи Земли, совершив первый гравитационный маневр. 26 марта 2007 г. аппарат пролетел вблизи Марса, получив от него второй ускоряющий импульс, а затем опять вблизи Земли. В результате этой серии гравитационных маневров КА вышел на орбиту, позволившую ему достигнуть пояса астероидов. 5 сентября 2008 г. КА приблизился к астероиду (2867) Штейнс и передал на Землю его изображение. В ноябре 2009 г. КА вновь вернулся к Земле и, совершив свой четвертый гравитационный маневр, перешел на траекторию встречи с кометой Чурюмова — Герасименко. 10 июля 2010 г. КА пролетит вблизи крупного астероида (21) Лютеция и исследует его. После сближения КА с астероидом Лютеция все приборы будут переведены в ожидающий режим почти на 4 года до подлета к ядру кометы. В мае 2014 г. скорость КА относительно ядра кометы будет уменьшена до 2 м/с и КА перейдет на орбиту искусственного спутника ядра кометы со средним расстоянием от него 25 км. В ноябре 2014 г. должен произойти самый сложный этап проекта — посадка спускаемого модуля. На модуле установлен целый ряд приборов, позволяющих исследовать химический состав и физические свойства кометного ядра. В момент посадки будет выброшен специальный гарпун, который будет решать несколько задач. Во-первых, он будет служить своеобразным якорем для закрепления аппарата на поверхности ядра, во-вторых, с его помощью планируется исследовать вещество, которое находится под поверхностным слоем ядра. С посадочного модуля данные будут передаваться на основной аппарат проекта Rosetta, а затем с помощью радиотелескопа будут передаваться на Землю. Предполагается, что при проведении этих исследований будут получены уникальные данные, позволяющие существенным образом пополнить наши знания о кометах.

4.4. Орбитальные параметры комет

… Теперь известны нам

Комет пути крутые, что внушали

Всем ужас. Мы отныне не трепещем

При появленьи бородатых звезд.

Э. Галлей. «Ода Ньютону»

Если орбиты большинства астероидов имеют умеренные значения эксцентриситетов и наклонов, то большинство комет имеет вытянутые орбиты со значительными эксцентриситетами, вплоть до почти параболических с эксцентриситетом, близким к единице, и даже слабогиперболических с эксцентриситетами, немного превышающими единицу. Главным параметром, по которому обычно наблюдаемые кометы разделяют на группы, является их период обращения вокруг Солнца или большая полуось, которые связаны третьим законом Кеплера:

2πa3/2 = kP,

где a — большая полуось в а.е., P — период обращения в сутках, k = 0,01720209895 (постоянная Гаусса), масса кометы не учитывается вследствие ее чрезвычайной малости.

По этому критерию кометы подразделяются на короткопериодические (P < 200 лет) и долгопериодические (P > 200 лет). В основе такого деления лежит то обстоятельство, что за последние 200 лет, в течение которых кометы наблюдаются очень активно, короткопериодические кометы имели возможность наблюдаться в нескольких появлениях. Но и по динамическим характеристикам имеется различие между этими классами комет. Для читателя, знакомого с современной теорией динамических систем, укажем, что в движении короткопериодических комет, несмотря на возможные сближения с планетами, сохраняются регулярные свойства на определенных интервалах времени, а движение долгопериодических комет похоже на случайный процесс диффузионного типа.

В каталоге [Marsden and Williams, 2008] содержатся сведения о 2844 кометах, причем 1490 из них составляют отдельную необычную группу комет (вне зависимости от периода), «царапающих Солнце», — с очень малыми перигелийными расстояними. Особенности этих комет подробно рассматриваются в разделе 4.6. Из остальных (типичных) комет 406 являются короткопериодическими. Необходимо отметить, что элементы орбит, определенные вблизи перигелия из наблюдений, лишь приблизительно отражают те начальные орбиты, с которых эти объекты пришли. Это связано с тем, что на пути от афелия до перигелия кометы испытывают гравитационное притяжение планет. Поэтому в каталоге [Marsden and Williams, 2008] для долгопериодических

комет с наиболее точными орбитами приводятся и «первоначальные» орбиты, которые относятся к тому моменту времени, когда объект находится очень далеко от планетной системы.

Анализ «первоначальных» орбит показывает, во-первых, что почти все кометы имеют эллиптические орбиты. Превышение единицы у эксцентриситетов орбит комет встречается редко, что вполне может объясняться ошибками определения орбит, которые вызваны действием негравитационных эффектов, описанных выше. Таким образом, можно утверждать, что кометы являются частью Солнечной системы, хотя и могут уходить на расстояния порядка сотни тысяч астрономических единиц от Солнца. Еще одной особенностью распределения долгопериодических комет является то, что они сконцентрированы в области a > 10 000 а.е. Тщательный анализ этого факта, впервые выполненный Оортом [Oort, 1950], привел к построению модели кометного резервуара, называемого сейчас облаком Оорта.

В некотором смысле словом «облако» пытаются отразить тот факт, что наклоны орбит долгопериодических комет имеют значения от 0 до 180° (специалисты в этой области часто используют термин «изотропное распределение орбит»).

Что касается короткопериодических комет, то их долгое время пытались отнести к различным семействам по расположению афелиев орбит вблизи орбит больших планет. Во многом это было связано с попытками найти подтверждение гипотезы, наиболее поддерживаемой Всехсвятским [Всехсвятский, 1967], о происхождении комет в спутниковых системах планет. Однако в дальнейшем было показано, что доминирующим фактором в движении всех короткопериодических комет является возмущающее действие Юпитера. На рис. 4.15 показано распределение кометных орбит по афелийным расстояниям в интервале от 3 до 60 а.е. Семейство Юпитера проявляется очень отчетливо, а взаимосвязь с другими планетами не наблюдается.

Рис. 4.15. Распределение кометных орбит по афелийным расстояниям Q: а) от 3 до 12 а.е.; б) от 10 до 60 а.е.

Поэтому короткопериодические кометы разделяют на кометы семейства Юпитера с периодами P < 20 лет и кометы галлеевского типа (последний термин происходит от кометы Галлея — наиболее яркого представителя этого класса комет) с периодами 20 < P < 200 лет. Кометы данных классов различаются не только периодами (и, соответственно, большими полуосями орбит), но имеют большие различия и в наклонах орбит. Кометы семейства Юпитера движутся по прямым орбитам с малыми наклонами к плоскости эклиптики, а кометы галлеевского типа имеют как прямые, так и обратные орбиты с разнообразными наклонами, подобно долгопериодическим кометам. Чтобы отразить эти свойства, в современной литературе чаще в качестве критерия, определяющего кометы семейства Юпитера и кометы галлеевского типа, берут параметр Тиссерана

где aJ — большая полуось орбиты Юпитера. Данная величина мало изменяется при эволюции орбит малых тел в отличие от их периодов. В этом состоит еще одно преимущество классификации, основанной на параметре Тиссерана. При такой классификации кометами семейства Юпитера называют объекты с T > 2 (подавляющее большинство этих комет имеют P < 20 лет), а объекты с T < 2 относят к кометам галлеевского типа.

4.5. Источники околоземных комет

Из вышесказанного ясно, что в околоземном пространстве наблюдаются кометы, принадлежащие различным динамическим классам. Рассмотрим, что же известно в данный момент об источниках комет с такими разными орбитальными параметрами и о тех динамических процессах, которые приводят эти объекты в околоземное пространство.

Один источник мы уже упомянули — это облако Оорта. Для того чтобы показать, что кометы действительно приходят из этой далекой области, рассмотрим более подробно распределение орбит долгопериодических комет. На рис. 4.16 показана зависимость числа N комет с точными орбитами (класс I согласно каталогу [Marsden and Williams, 2003]) от величины w = 1/a, где a — большая полуось. Пик в распределении почти параболических комет является очень узким по сравнению с типичной величиной планетных возмущений за один оборот вокруг Солнца (∼ 5 10-4 a.e.-1). Это свидетельствует о том, что большинство наблюдаемых комет с w < 10-4 а.е.-1 являются «новыми», т. е. совершают первое прохождение вблизи Земли. Необходимо отметить, что в обнаружении этого источника наблюдателям помог тот факт, что кометы со временем угасают. Если бы яркость комет не убывала с течением времени, то поток объектов, проникающих вследствие планетных возмущений на орбиты с относительно короткими периодами, был бы сопоставим с потоком из облака Оорта, и мы не видели бы столь явно этот источник.

Поскольку «новые» кометы приходят из очень далеких областей Солнечной системы, то очевидным является динамический механизм, который направляет эти объекты в околоземное пространство — гравитационное действие близко проходящих отдельных звезд и поля Галактики. Вследствие звездных и галактических возмущений орбиты комет изменяются, и для некоторых из них перигелийные расстояния становятся столь малыми, что кометы проникают в планетную область. Такие «новые» кометы создают наблюдаемый поток почти параболических комет.

Рис. 4.16. Наблюдаемое распределение комет вблизи малых значений w

После введения концепции облака Оорта [Oort, 1950] в течение длительного времени обсуждался вопрос об этом образовании как источнике и короткопериодических комет. Многие из короткопериодических комет наблюдались в нескольких появлениях, что способствовало исследованию их динамических и физических характеристик. В настоящее время не вызывает сомнения, что время как физической, так и динамической жизни этих объектов очень мало́ по сравнению с возрастом Солнечной системы, поэтому должен существовать источник, из которого постоянно пополняется семейство короткопериодических комет. Происхождение комет галлеевского типа вполне объясняется обычной диффузией больших полуосей для объектов из потока почти параболических комет. Однако интенсивные расчеты динамической эволюции комет из облака Оорта показали, что распределение орбит комет, захваченных из потока почти параболических комет с перигелиями в области внутренних планет, не согласуется с распределением орбит наблюдаемых комет семейства Юпитера [Duncan et al., 1988; Quinn et al., 1990; Bailey, 1992]. Поэтому были выдвинуты идеи об иных источниках комет семейства Юпитера.

В работе [Fernandez, 1980] было предположено, что основным источником короткопериодических комет семейства Юпитера является пояс объектов за орбитой Нептуна, введенный в моделях образования Солнечной системы [Edgeworth, 1943; Kuiper, 1951]. Поиск таких объектов увенчался успехом в 1992 г., когда был открыт первый, после Плутона, транснептуновый объект 1992 QB1. На начальных этапах изучения транснептуновой области казалось, что предсказываемый пояс Койпера, содержащий объекты на орбитах с малыми эксцентриситетами и наклонами, и есть основной источник комет семейства Юпитера. В работе [Levison and Duncan, 1997] было показано, что из-за слабой динамической неустойчивости некоторые объекты пояса Койпера могут проникать к орбите Нептуна и в результате дальнейшей динамической эволюции под действием планетных возмущений превращаться в короткопериодические кометы семейства Юпитера.

Но в настоящее время, когда открыто более тысячи объектов за орбитой Нептуна, уже ясно, что структура транснептуновой зоны оказалась значительно сложнее, чем ожидалось ранее. Наиболее примечательной особенностью является существование наряду с объектами предсказываемого пояса Койпера, имеющими большие полуоси орбит a < 50 а.е., не менее многочисленного класса объектов, движущихся по очень вытянутым орбитам. Перигелии наблюдаемых орбит этого класса располагаются в области пояса Койпера (30–45 а.е.), а большие полуоси достигают нескольких сотен астрономических единиц. Именно эти объекты, движущиеся по орбитам с большими эксцентриситетами, являются основным источником тел, проникающих из транснептуновой зоны в планетную область. Для того чтобы убедиться в этом, достаточно рассмотреть распределение транснептуновых объектов, которые могут достигать околонептунного пространства. На рис. 4.17, взятом из работы [Emel’yanenko et al., 2004], представлены объекты, наблюдавшиеся в нескольких оппозициях и имеющие перигелии орбит в окрестности орбиты Нептуна. Видно, что все объекты с a < 50 а.е. находятся в резонансе 2:3 или 1:2 с Нептуном, что предохраняет их от сближений с этой планетой. Таким образом, очевидно, что в планетную область захватываются в основном транснептуновые объекты с a > 50 а.е.

Детальное изучение взаимосвязи транснептуновых объектов и короткопериодических комет было проведено в работах [Duncan and Levison, 1997; Emel’yanenko et al., 2004]. Эти исследования показали хорошее согласие наблюдаемого распределения орбитальных параметров комет семейства Юпитера с распределением объектов, захваченных из транснептуновой зоны с сильноэллиптических орбит. Однако для объяснения происхождения комет семейства Юпитера только из этого источника приходится предполагать, что в области 60 < a < 1000 а.е., 28 < q < 35,5 а.е. находится ∼ 10^10 тел кометного размера. Это несколько больше, чем следует непосредственно из наблюдательных оценок. Имеются также явные несоответствия между наблюдаемым распределением кентавров и результатами исследования динамической эволюции транснептуновых объектов. Кроме того, вычисления показали, что транснептуновые объекты практически не производят комет галлеевского типа.

Рис. 4.17. Распределение объектов, наблюдавшихся в нескольких оппозициях, с пери-гелиями вблизи орбиты Нептуна

Все это заставляет опять вернуться к вопросу о вкладе облака Оорта в семейство комет, наблюдаемых в окрестности Земли. Какова структура этого образования? Может ли поток комет с перигелиями во внешней части планетной системы, не рассматривавшийся ранее, дать значительный вклад в семейство короткопериодических комет? Существует ли резкая граница между облаком Оорта и транснептуновой зоной, если в последней наблюдается большое число объектов на орбитах с большими эксцентриситетами?

Для ответа на эти вопросы в работе [Emel’yanenko et al., 2007] была построена модель распределения комет во внешней части Солнечной системы в предположении, что они имеют происхождение в планетной области. Оказалось, что орбитальное распределение комет в результате эволюции в течение 4,5 млрд лет приобретает характерный вид, показанный на рис. 4.18 и 4.19. Основные особенности этого распределения слабо зависят от начальных динамических характеристик тел на первых этапах формирования Солнечной системы и определяются главным образом длительным действием планетных, звездных и галактических возмущений.

Рисунки 4.18 и 4.19 показывают очень много важных особенностей структуры внешней части Солнечной системы. Во-первых, облако Оорта является естественным результатом длительной динамической эволюции объектов, выбрасываемых из планетной области. В результате действия звездных и галактических возмущений орбиты большинства объектов расположены в настоящее время далеко от планетной области, и лишь некоторые из них могут переходить на почти параболические орбиты. Наряду с внешней частью облака Оорта (a > 10^4 а.е.), откуда в настоящее время наблюдается поток «новых» комет, существует и внутренняя часть облака Оорта (10^3 < a < 10^4 а.е.), из которой кометы могут напрямую вбрасываться в околоземное пространство только при редких проникновениях звезд в эту область [Hills, 1981]. Во внешней части облака Оорта орбиты имеют изотропное распределение, а при a < 8 10^3 а.е. заметно преобладание прямых орбит.

Рис. 4.18. Распределение больших полуосей и перигелийных расстояний для кометных объектов через 4,5 млрд лет динамической эволюции под действием планетных, звездных и галактических возмущений (из работы [Emel’yanenko et al., 2007])

Рис. 4.19. Распределение больших полуосей и наклонов орбит для кометных объектов через 4,5 млрд лет динамической эволюции под действием планетных, звездных и галактических возмущений (из работы [Emel’yanenko et al., 2007])

Некоторые объекты, перигелии орбит которых расположены достаточно близко к планетной области, проникают из облака Оорта в область a < 10^3 а.е., образуя класс транснептуновых объектов, движущихся по орбитам с большими эксцентриситетами. Хотя часть объектов могла остаться в транснептуновой области на орбитах с большими эксцентриситетами с начальных этапов формирования Солнечной системы, резкой границы между облаком Оорта и транснептуновой зоной не существует. Семейство транснептуновых объектов, движущихся по орбитам с большими эксцентриситетами, является комбинацией объектов, находящихся здесь на протяжении времени существования Солнечной системы, и объектов, посещавших облако Оорта в течение своей динамической истории.

Объекты облака Оорта могут попадать и в область внешних планет, пополняя класс кентавров. Детальный анализ показал, что это может происходить как непосредственно, путем прямого изменения перигелийных расстояний под действием звездных и галактических возмущений, так и в результате длительной эволюции под действием планетных возмущений через стадию транснептуновых объектов с большими эксцентриситетами орбит. В дальнейшем большинство кентавров выбрасываются планетами из Солнечной системы, а некоторые могут переходить на короткопериодические орбиты. В последнем случае они в основном образуют класс комет семейства Юпитера, хотя относительно малая их доля может захватываться и на орбиты комет галлеевского типа. Таким образом, давно известный диффузионный механизм происхождения комет галлеевского типа из потока почти параболических комет с перигелиями, расположенными внутри орбиты Юпитера, не является единственным.

Сопоставление результатов моделирования с характеристиками потока «новых» комет позволяет оценить число кометных объектов различных классов, происхождение которых связано с облаком Оорта. Если полагать, что на расстоянии от Солнца q < 5 а.е. в год проходит перигелий приблизительно 15 «новых» комет [Bailey and Stagg, 1998; Fernandez and Gallardo, 1999; Weissman and Lowry, 2001], то в современную эпоху в облаке Оорта (a > 10^3 а.е.) должно находиться ∼ 10^12 соответствующих кометных объектов, причем приблизительно половина из них расположена во внешней части (a > 10^4 а.е.).

В заключение этого раздела остановимся отдельно на проблеме числа комет галлеевского типа, важной при рассмотрении проблемы астероиднокометной опасности. Подробное изучение динамической эволюции комет из почти параболического потока в семейство комет галлеевского типа показало [Emel’yanenko and Bailey, 1998; Levison et al., 2002], что вероятность захвата комет галлеевского типа с перигелийными расстояниями q < 1,5 а.е. из потока «новых» комет с 0 < q < 4 а.е. равна 0,013. Тогда число объектов, захватываемых на орбиты галлеевского типа из облака Оорта, значительно превышает число наблюдаемых комет этого типа. Действительно, среднее число комет галлеевского типа NHT в любой момент времени удовлетворяет соотношению NHT = νHT LHT, где νHT — число комет, захватываемых на орбиты галлеевского типа в единицу времени, LHT — среднее время жизни комет галлеевского типа. Используем опять оценку, что в окрестности Земли приблизительно 3 «новые» кометы приходят в интервале перигелийных расстояний 1 а.е. Тогда, если ограничиться только потоком почти параболических комет с 0 < q < 4 а.е., νHT = 3 4 0,013 = 0,156 комет в год. Вычисления показывают, что среднее время динамической жизни комет галлеевского типа с q < 1,5 а.е. составляет 3 10^5 лет. Отсюда следует, что NHT ≈ 47 000. В настоящее время обнаружено лишь около 30 комет галлеевского типа с q < 1,5 а.е. Это противоречие может быть преодолено только на основе предположения об очень коротком (менее 200 оборотов вокруг Солнца) времени физической жизни комет галлеевского типа. Но тогда возникает вопрос о количестве и размерах тех тел, которые представляют собой продукты дезинтеграции многочисленных комет галлеевского типа. Решение этого вопроса является очень важным в проблеме астероидно-кометной опасности.

4.6. Кометы, «царапающие Солнце»

Вокруг сияющего света,

Что вечно льет источник дня,

Кружатся легкие кометы,

Как мотыльки вокруг огня.

Несясь среди планетной сферы,

Они недолго в ней живут,

Семьи небесной эфемеры,

Они свиданья с Солнцем ждут.

Н. Морозов

Первой обнаруженной кометой, прошедшей близко от Солнца, была так называемая Великая комета 1680 года (C/1680 V1) — первая комета, открытая с помощью телескопа немецким астрономом Готфридом Кирхом. Ее орбита, рассчитанная с помощью теории тяготения Ньютона, оказалась проходящей очень близко к Солнцу. Следующей кометой, «царапающей Солнце» (Sun-grazing comet), стала комета С/1843 D1 — Великая мартовская комета. Она была обнаружена в начале февраля 1843 г. и была видна до конца апреля того же года. В 1880 г. возле Солнца появилась комета C/188 °C1 — Великая южная комета. А в 1882 г. сразу несколько комет наблюдались около Солнца с интервалом в несколько месяцев. Открытие кометы X/1882 K1 — Кометы затмения 1882 года — стало полной неожиданностью для астрономов. 17 мая 1882 г. во время солнечного затмения наблюдатели в Египте заметили яркую полоску света рядом с Солнцем. По случайному стечению обстоятельств затмение совпало по времени с прохождением кометой своего перигелия. Только благодаря этому она и стала известной, поскольку комета является неяркой и при других условиях не видна на фоне Солнца. Иногда комету X/1882 K1 еще называют кометой Тевфика, в честь правителя Египта того времени.

Рис. 4.20. Великая сентябрьская комета 1882 года [Клейн, 1898]

Великая сентябрьская комета 1882 года — C/1882 R1 (рис. 4.20) — была открыта независимо сразу несколькими людьми, так как при своем появлении в начале сентября того года, буквально за считанные дни до прохождения перигелия, она была заметна даже без специального оборудования. Комета быстро набирала яркость и вскоре (16–17 сентября) стала видимой при свете дня и даже просвечивала сквозь легкие облака. После прохождения перигелия она оставалась яркой в течение нескольких недель. В октябре ее ядро, похоже, разделилось сначала на два, а потом на 5 фрагментов. Комета С/1882 R1 предположительно является частью кометы X/1106 C1, которую наблюдали Аристотель и Эфор в 371 г. до н. э. Кометы C/1843 D1 и C/1882 R1 были наиболее яркими в XIX в. Немецкий астроном Генрих Крейц в своих работах (1888, 1891, 1901 гг.) показал, что кометы 1843, 1880, 1882 годов являются частями некогда одной большой кометы. Эти кометы стали называть кометами семейства Крейца. В его работах было показано, что комета С/1680 V1 не принадлежит к семейству комет Крейца. В XX в. было открыто еще несколько околосолнечных комет — C/1945 X1 (комета дю Туа), C/1963 R1 (комета Перейры), C/1965 S1 (комета Икея — Секи), C/1970 K1 (комета Уайта — Ортиза — Болелли), которые также принадлежат семейству Крейца.

До недавнего времени была возможна ситуация, когда даже яркая комета Крейца могла пройти возле Солнца незамеченной, если ее перигелий приходился на промежуток с мая по август. В это время года для наблюдателя с Земли Солнце будет закрывать почти всю траекторию кометы, и та может быть видимой только близко от Солнца и только при условии, что будет очень яркой. После 1970 г. яркие кометы Крейца более не появлялись. Однако в течение 1980-х годов посредством двух спутников, исследующих Солнце, были неожиданно открыты несколько новых членов семейства: 10 из них открыты спутником P78–1 (Solwind) в 1979–1984 гг., еще 10 — спутником SMM (Solar Maximum Mission) в 1987–1989 гг.

4.6.1. SOHO-кометы. С запуском солнечной обсерватории SOHO (Solar and Heliospheric Observatory) 2 декабря 1995 г. стало возможно проводить постоянные наблюдения околосолнечного пространства. С 1996 г. телескоп находится на околосолнечной орбите в точке Лагранжа L1 и постоянно ведет мониторинг процессов, происходящих на Солнце. Он круглосуточно делает снимки Солнца, и эти снимки позволяют следить за солнечными пятнами и регистрировать выбросы вещества с поверхности Солнца. В поле зрения камер SOHO попадает не только атмосфера Солнца, но и его окрестности, в частности кометы, огибающие Солнце или сгорающие в его атмосфере. Поэтому, хотя телескоп SOHO не был предназначен для поиска комет, он используется и для этих целей (см. рис. 4.21 на вклейке).

Внезатменный коронограф LASCO, установленный на борту солнечной обсерватории SOHO, позволил ученым регулярно получать изображения областей небесной сферы, труднодоступных для наблюдений с Земли из-за их близости к Солнцу. Оказалось, что в непосредственной близости от Солнца появляется неожиданно много комет.

Рис. 4.22. Орбиты комет семейства Марсдена (проекция на плоскость эклиптики) [Терентьева, Барабанов, 2008]

В открытии комет может участвовать каждый. Поиск SOHO-комет на снимках, регулярно и оперативно выкладываемых в Интернете на сайте http://soho.nascom.nasa.gov/, стал любимым занятием многочисленных астрономов-любителей. Пятисотая комета была открыта в Интернете 14 августа 2002 г. любителем астрономии из Германии Райнером Крахтом (Rainer Kracht). 1000-я (а также 999-я) комета была обнаружена итальянским любителем астрономии, учителем Тони Скармато (Toni Scarmato) 5 августа 2005 г. Многие из астрономов-любителей, специализирующихся на поиске комет в Интернете, демонстрируют высокую результативность. Так, 10 октября 2006 г. житель Китая Бо Чжу (Bo Zhou) «открыл» в Интернете свою 30-ю комету, ставшую одновременно 1200-й SOHO-кометой. Юбилейная пятисотая SOHO-комета, открытая Райнером Крахтом, стала его 63-й «личной» кометой. 25 июня 2008 г. с помощью полученных солнечной обсерваторией SOHO данных была открыта «юбилейная», полуторатысячная комета. Согласно сегодняшним оценкам, примерно 85 % всех комет, обнаруженных SOHO, относятся к так называемой группе Крейца и представляют собой результат фрагментации гигантской кометы, разрушившейся, вероятно, много столетий назад (см. раздел 4.6.3). В перигелии эти кометы приближаются к Солнцу на расстояние 1,5 млн км — это в сто раз меньше, чем расстояние от Земли до Солнца и составляет примерно диаметр самого Солнца.

4.6.2. Семейства околосолнечных комет. На сегодняшний день все околосолнечные кометы можно разделить на 4 большие группы в зависимости от их орбитальных параметров: кометы семейства Крейца (самая многочисленная группа), семейства Марсдена, семейства Крахта, семейства Мейера. Параметры семейств представлены в табл. 4.5; на рис. 4.22 для примера показаны орбиты семейства Марсдена.

Таблица 4.5. Параметры семейств околосолнечных комет [Knight, 2008]

Примечание. Приведены параметры средних орбит для каждой из групп: q — перигелийное расстояние, e — эксцентриситет, ω — аргумент перигелия, Ω — долгота восходящего узла, i — наклонение орбиты.

4.6.3. Происхождение околосолнечных комет. В своих работах Марсден [Marsden, 1989] обобщил сведения об околосолнечных кометах и попытался найти прародительницу этих комет. Он предположил, что почти все кометы, «царапающие Солнце», образовались от одной большой кометы, которая распадалась при каждом приближении к Солнцу. Это предположение в какой-то степени подтверждается наблюдениями кометы Икея — Секи в 1956 г. Японские астрономы, используя коронограф при наблюдениях, увидели, как комета Икея — Секи перед прохождением своего перигелия разделилась на 3 части. Все кометы, которые исследовал Марсден, имели схожие параметры орбиты (наклонение –144°, долгота перигелия 280–282°). Марсден обнаружил, что кометы можно разделить на 2 группы со схожими орбитальными параметрами, и объяснил это явление тем, что группы образовались в различные моменты времени, а общим телом могла быть комета, которую наблюдали Аристотель и Эфор в 371 г. до н. э. Из исследований Марсдена выпадает комета 1680 года, которая не может быть отнесена ни к одной из групп. Либо она образовалась задолго до распада кометы-прародительницы, либо она вообще не связана с этой «первокометой». Как видно из табл. 4.5, есть еще 59 комет, которые пока не отнесены ни к одной группе.

4.6.4. Связь SOHO-комет с метеорными роями с малым перигелийным расстоянием. В проблеме происхождения метеорных роев с малым перигелийным расстоянием наши знания остаются фрагментарными. В особенности это касается метеорных роев на орбитах небольших размеров (типа Ариетид и Геминид). Лебединец предложил и математически обосновал механизм образования короткопериодических метеорных роев такого типа [Лебединец, 1985]. Он показал, что кометные орбиты больших размеров могут трансформироваться в орбиты малых размеров метеорного типа в процессе испарения ледяных ядер комет под действием реактивного торможения. Альтернативный механизм образования метеорных орбит малого размера рассматривался на основе тесных сближений с внутренними планетами [Terent’eva and Bayuk, 1991; Andreev et al., 1990]. Источником дополнительных сведений в решении этой проблемы могут быть открытые в последнее время SOHO-кометы.

Таблица 4.6. Ассоциации метеорных роев с SOHO-кометами

Примечание. Теоретический кометный радиант дан для сближения кометной орбиты с земной при Все угловые величины для кометы даны на эпоху 2000,0, для метеорного роя — на эпоху 1950,0.

Среди более чем четырехсот метеорных и болидных роев (по оптическим и телевизионным наблюдениям) оказалось всего 20 роев с перигелийным расстоянием q 6 0,26 а.е. Исследование, проведенное в ИНАСАН [Терентьева, Барабанов, 2008], показало, что из 20 роев связь с SOHO-кометами могут иметь 2 метеорных роя: Скорпиониды и α-Виргиниды (табл. 4.6). С кометой C/SOHO (2001 D1), возможно, связан метеорный поток Скорпиониды [Терентьева, 1963; 1966] с большой площадью радиации, действующий с 1 по 19 мая (максимум активности 12 мая) (табл. 4.6). С этой же кометой может быть связан и АСЗ 2005 HC4, чья кометная активность пока не обнаружена, но элементы его орбиты и теоретический радиант близки к элементам орбиты и теоретическому радианту кометы C/SOHO (2001 D1). Комета имеет аппульс (точка на орбите кометы, ближайшая к орбите планеты) с орбитой Земли 26 марта в районе восходящего узла орбиты при расстоянии 0,0577 а.е., а при расстоянии 0,210 а.е. 8 мая (второе сближение орбит) теоретический кометный радиант сходен с радиантом потока Скорпиониды, в котором регистрируется много ярких метеоров и болидов. Для обоих моментов сближения кометной орбиты с земной по радиолокационным наблюдениям в Могадишо, Гарварде, Харькове, Обнинске и Аделаиде в общей сложности было выявлено 155 орбит метеорных тел, связанных с кометой C/SOHO (2001 D1). Два больших роя метеорных тел встречают Землю с 21 по 29 марта и с 3 по 21 мая. На рис. 4.23 представлено распределение радиантов майских радиометеоров. Скорее всего, мы имеем дело с достаточно широким (более 0,2 а.е.) роем метеорных тел, действующим непрерывно в течение двух месяцев.

Рис. 4.23. Распределение радиантов майских радиометеоров, связанных с кометой C/SOHO (2001 D1) (QQ′ — эклиптика) [Терентьева, Барабанов, 2008]

Рис. 4.24. Распределение радиантов радиометеоров, связанных с семейством Марсдена (QQ′ — эклиптика) [Терентьева, Барабанов, 2008]

Таким образом, короткопериодические метеорные рои могут образовываться на почти параболических кометных орбитах с малым перигелийным расстоянием q. Уменьшение размеров орбиты, даже от почти параболической до орбиты столь малых размеров, что ее афелийное расстояние оказывается около 2 а.е. (а возможно, и меньше), происходит при очень умеренном торможении частиц при выбросе из ядра кометы. Кроме того, в ИНАСАН были обнаружены обширные рои метеорных тел, связанные также с семействами SOHO-комет, а не только с отдельными SOHO-кометами.

По радиолокационным наблюдениям (в Аделаиде, Гарварде и Обнинске) [Lindblad, 1991] была найдена 191 орбита метеорных тел, связанных с кометным семейством Марсдена. Рисунок 4.24 иллюстрирует распределение радиантов этих радиометеоров. Весь рой мелких метеорных тел, порождающий сумеречный поток метеоров, встречает Землю в течение 20 дней, с 2 по 22 июня.

Глава 5

Метеороиды

Не зная правильной орбиты,

Вразброд, поодиночке, зря

Летят из тьмы метеориты

И круто падают, горя.

Куски тяжелого металла,

Откуда их приносит к нам?

Какая сила разметала

Их по космическим углам?

В. Солоухин. «Звездные дожди»

5.1. Метеороиды, метеоры, метеориты

Как отмечалось в предыдущих главах, в состав Солнечной системы, кроме восьми планет, их спутников, астероидов и комет, входит огромное количество мелких твердых тел различных размеров. Врываясь в атмосферу Земли с космическими скоростями, такие тела создают явления метеора — светящегося следа сгорающей в атмосфере метеорной частицы. Совокупность таких тел принято называть метеорным или метеороидным веществом. Размеры метеорных тел (метеороидов) находятся в широких пределах — от долей микрона до нескольких десятков метров. Наиболее яркие метеоры, звездная величина которых меньше звездной величины Венеры (-4m), называются болидами (рис. 5.1). Естественно, что при прочих равных условиях болиды образуются более массивными телами, чем просто метеоры. Очень слабые (телескопические) метеоры вызываются самыми мелкими телами. Оптическое излучение может вообще не наблюдаться, а регистрируется радиолокационное эхо от метеорного следа (радиометеор). Весь комплекс метеорных тел подразделяется на два класса: спорадические метеороидные (метеорные) тела и метеороидные (метеорные) рои, которые, проникая в атмосферу Земли, порождают соответственно метеоры и метеорные потоки.

Метеоры, которые наблюдаются каждую ночь и движутся по всевозможным направлениям, называются случайными или спорадическими. Радиантом спорадического метеора называется воображаемая точка пересечения направления его движения в атмосфере Земли с небесной сферой. Такой радиант достаточно надежно определяется из наблюдений одиночного метеора из двух различных пунктов. Спорадические метеоры в пространстве независимы друг от друга, поэтому их радианты в первом приближении достаточно равномерно покрывают всю небесную сферу. От спорадических отличаются метеоры, которые появляются в определенное время года и вызываются метеороидами, движущимися в пространстве целыми группами по почти параллельным траекториям. Такие метеоры принято называть поточными, а явление взаимодействия подобной группы метеороидов с атмосферой Земли — метеорным потоком.

Рис. 5.1. Падение болида Пикскилл (Peekskill fireball). Снимок получен S. Eichmiller (http://aquarid.physics.uwo.ca/?pbrown/Videos/peekskill.htm)

Метеорные потоки — одно из интереснейших явлений, наблюдаемых в атмосфере Земли. Они наблюдаются, когда Земля на своем пути пересекает движущееся скопление (рой) мелких метеороидов. Обычно через несколько дней она выходит из скопления. Толщину роя можно определить по времени наблюдаемости метеорного потока — она (толщина) характеризует длину пути, проходимого Землей сквозь рой. Например, поток Персеиды наблюдается в течение 10 дней и, следовательно, толщина роя достигает 26 млн км. Поэтому метеорные потоки, создавая весьма эффектные явления, дают значительно меньший вклад в общее число метеоров в земной атмосфере (поток метеорного вещества на Землю составляет примерно около 100 000 т в сутки), нежели вклад спорадических метеоров, активность которых в течение года не прекращается.

Видимые траектории метеоров потока, спроектированные на небесную сферу, пересекаются в некоторой малой окрестности, называемой радиантом метеорного потока (рис. 5.2). Порождающие метеорный поток метеорные тела являются элементами метеороидного роя и движутся в межпланетном пространстве по весьма схожим орбитам.

Рис. 5.2. Слева: вид траектории, спроектированной на небесную сферу и на карту. M — стрелка в центре — след метеора в атмосфере; A, B, C — наблюдатели на поверхности Земли, расположенные в одной плоскости с метеорным следом; полукруг — сечение небесной сферы этой плоскостью; стрелки на полукруге — видимые следы на небесной сфере для каждого из наблюдателей; P — полюс мира. Справа: к понятию «радиант потока»

Наблюдаются потоки, интенсивность которых из года в год слабо меняется, что свидетельствует о весьма равномерном распределении метеорных тел вдоль всей орбиты метеорного роя (Персеиды, Геминиды и др.). В других потоках метеорные тела сосредоточены в некоторой части орбиты, что создает определенную периодичность в интенсивности действия этих потоков (Леониды и Дракониды). Земля встречается с таким участком через определенное количество лет, и в такой момент обычно отмечается весьма высокая интенсивность метеорных потоков (до 1000 метеоров и более в час на одного наблюдателя). Наиболее сильные метеорные потоки называют метеорными ливнями или дождями (рис. 5.3). Широко известны метеорные дожди Леониды в 1833, 1866, 1966 гг., Андромедиды в 1872, 1885 гг., Дракониды в 1933, 1946, 1985 гг. и др. (рис. 5.4).

Метеорный дождь, произошедший в ноябре 1799 г., был подробно описан известным немецким ученым и путешественником А. Гумбольдтом, находившимся в это время в Южной Америке. После расспросов индейцев-старожилов он установил, что такие дожди наблюдались раз в 33–34 года. По предложению Гумбольта в ноябре 1833 г. было организовано массовое наблюдение этого потока — метеорного ливня Леониды, нашедшего свое отражение даже в искусстве, а 1833 г. считается годом рождения метеорной астрономии. В этих наблюдениях участвовал также профессор Йельского колледжа в НьюХейвене (США) Д. Олмстед, который и ввел понятие радианта метеорного потока как точки пересечения продолжений метеорных следов на небесной сфере. Он установил, что радиант метеорного дождя 1833 г. находится в созвездии Льва (Leo). С тех пор метеорные потоки называют по имени созвездия, в котором находится радиант метеорного потока.

По определению Международного астрономического союза (МАС), термин «метеороид» означает движущийся в межпланетном пространстве твердый объект, который по размеру значительно меньше астероида, но значительно больше атома. Для определенности будем считать, что массы метеороидов могут находиться в диапазоне от 10-18 до 10^8 г.

Метеороид, долетевший до поверхности Земли, называется метеоритом. Следует отметить, что несколько метеорных потоков с разными радиантами, наблюдающиеся в разное время года, могут иметь генетическую связь. Примером служит метеорный рой Квадрантиды. Подробное исследование эволюции орбиты этого роя показывает, что он имеет сложную форму и пересечение его с Землей, возможно, порождает и другие метеорные потоки, одним из которых является поток Аквариды, а другим — дневные Ариетиды. Данные о главных метеорных потоках приведены в табл. 5.1. На рис. 5.5 показаны орбиты некоторых из них.

Рис. 5.3. «Огненный дождь» у берегов Флориды 12 ноября 1799 г. [Клейн, 1898]

Рис. 5.4. Радианты метеорных потоков Леониды, Дракониды, Квандрантиды и Южные Тауриды

Помимо главных метеорных потоков выделяют также дополнительные метеорные потоки и так называемые малые метеорные рои. Количество метеоров, обнаруженных в малых метеорных роях, может составлять несколько единиц и, в общем, они могут рассматриваться как флуктуации спорадического фона.

На рис. 5.6 представлены распределения 184 радиантов наиболее крупных метеорных потоков, согласно данным IMO (Международной метеорной организации, http://www.imo.net/calendar/) и DMS (Голландского метеорного общества, http://www.dmsweb.org). Это наиболее достоверные и хорошо изученные радианты на сегодняшний день: для этих потоков известны все параметры, и именно на них ориентируется подавляющее большинство наблюдателей. В ряде случаев наблюдаемые характеристики этих потоков были получены на большом массиве визуальных и телевизионных наблюдений, хотя определение принадлежности наблюдавшихся метеоров к этим потокам имеет несколько субъективно-интуитивный характер. В частности, это касается отнесения существенной части метеоров, не отождествленных с потоками, к спорадическим. Поэтому даже крупные метеорные потоки требуют дополнительной проверки, которая возможна только благодаря круглогодичному мониторингу с нескольких пунктов наблюдений.

Таблица 5.1. Главные метеорные потоки

Для исследования потока метеороидов через околоземное пространство как с целью пополнения уже накопленных о них сведений, так и для поиска неизвестных прежде метеорных потоков в ИНАСАН проводится круглогодичный телевизионный мониторинг метеорных потоков. Одна из задач этого мониторинга сводится к построению Верифицированного каталога метеорных потоков (ВКМП), включающего в себя как крупные, так и малые метеорные потоки.

Радианты малых метеорных роев, а также радианты спорадических метеоров имеют при внимательном рассмотрении не совсем равномерное распределение по небесной сфере. Для спорадических метеоров существует шесть преимущественных направлений потока метеорного вещества на Землю. Это области, близкие к направлениям на Солнце и противоположное ему (гелийная и антигелийная точки). Два другие направления удалены от плоскости эклиптики на ±60°, а по эклиптической долготе расположены под прямым углом к направлению на Солнце в направлении апекса движения Земли по орбите. Эти компоненты называют северными и южными тороидальными направлениями. Еще два направления расположены симметрично относительно эклиптики на широтах около ±15° в направлении апекса движения Земли.

Рис. 5.5. Орбиты некоторых главных метеорных потоков (сплошные линии)

Рис. 5.6. Распределение радиантов метеорных потоков по небесной сфере. Указаны координатные диапазоны по прямому восхождению. Склонения меняются от –90°внизу (Южный полюс мира) до +90° вверху (Северный полюс мира)

Поскольку естественно предположить, что если распределение мелких частиц (массой в доли грамма), по которым были выделены эти шесть направлений, совпадает с распределением более крупных метеороидов (вплоть до метровых и декаметровых), то эти направления могут оказаться наиболее опасными с точки зрения падения крупных небесных тел на Землю. Если это так, то можно говорить о том, что проблема астероидной опасности есть некое подобие пушкинского сказочного «золотого петушка», указывающего направление приближающейся катастрофы. В общем, изучение распределений частиц в метеорных потоках и спорадическом фоне — насущная задача в проблеме астероидно-кометно-метеороидной опасности.

Рис. 5.7. Диаграмма наблюдения метеорных потоков по месяцам года. Номера соответствуют полной таблице потоков, представленной в работе [Куликова и др., 2008]

Для лучшей наглядности появления метеорных потоков в атмосфере Земли в течение календарного года данные наблюдений можно представить в виде диаграммы (рис. 5.7). Горизонтальная ось задает временну́ю шкалу появлений (периоды активности) потоков по месяцам года, вертикальная ось — гелиоцентрические скорости (км/с) метеороидов, создающих данный метеорный поток. Из диаграммы видно, что в течение всего календарного года атмосфера Земли бомбардируется круглосуточно космическими «пришельцами» в фазе мелких и супермелких метеороидов. Крайне малые временны́е отрезки календарного года, в которые атмосфера Земли наименее подвержена активному воздействию метеорных потоков, скорее всего, определяют лишь несовершенство наших знаний.

Метеоры — красивое природное зрелище. Но особо впечатляет явление болида (рис. 5.8.).

Рис. 5.8. Яркий болид. Фото получено на Чешской станции Европейской болидной сети 21 января 1999 г. (Picture courtesy of P. Spurny (Astronomical Institute, Ondrejov Observatory).)

При проникновении крупного метеороида (свыше 1 м в диаметре) в атмосферу Земли на высоту менее 50 км его полет может сопровождаться различными звуковыми явлениями. Сначала слышен резкий одиночный или многократный звук взрыва, как от ударных волн при переходе самолета на сверхзвуковую скорость. Затем доносится грохочущий звук, очень похожий на раскаты грома. Так как скорость звука в атмосфере конечна, то сначала слышен шум от ближайшей точки траектории болида, а затем от более дальних. Но звук доходит до наблюдателя обычно лишь через несколько минут после пролета метеорного тела. По времени задержки можно оценить расстояние до болида. Однако существуют болиды, которые производят звуки в виде свиста и шипения, слышимые одновременно с видимым полетом тела. Такие болиды с аномальными звуками, распространяющимися со скоростью света, по предложению П. Л. Драверта (1940 г.) были названы электрофонными. Предполагается, что это явление происходит из-за излучения яркими болидами электромагнитной энергии в области очень низких частот.

После пролета ярких метеоров нередко остаются газовые или ионизационные следы в виде серебристо-голубой полоски вдоль траектории полета. Длительность существования такого следа колеблется от нескольких секунд у обычных метеоров до нескольких десятков минут у болидов. Анализ следов показал, что интервал высот образования метеорных следов заключен в пределах 80–95 км. Пылевые метеорные следы образуются после пролетов ярких болидов, сопровождаемых выпадением метеоритов. Они видны благодаря отражению солнечного света и наблюдаются днем или в сумерках. Высоты их образования лежат от 40 км и ниже.

После того как образовался метеорный след, он начинает деформироваться и дрейфовать. Изучение метеорных следов и их дрейфа позволило обнаружить, что на высотах 80–100 км существуют ураганные ветры со скоростями, достигающими 70 м/с. Используя радиолокационные методы, удалось получить суточные и сезонные вариации скорости ветров в метеорной зоне. Обработка многолетних наблюдений показала, что средняя скорость ветров в метеорной зоне зависит от фазы цикла солнечной активности. Например, оказалось, что во время максимума солнечной активности преобладающая скорость ветра на широте 38,5° почти вдвое больше, чем во время минимума.

5.2. Методы изучения метеоров и характеристики метеоров

Основные сведения о метеороидном веществе получают с помощью методов, основанных на астрономических наблюдениях. Другим источником сведений о метеороидном веществе являются метеориты — остатки крупных метеорных тел, разрушившихся и испарившихся не полностью и упавших на земную поверхность. С началом космической эры на космических аппаратах стали устанавливать специальные устройства для регистрации метеороидного вещества — датчики для регистрации ударов мелких метеороидов и межпланетной пыли. Устанавливаемые на геофизических ракетах, космических зондах и искусственных спутниках Земли датчики производят сбор и счет пылинок в верхней атмосфере с помощью ловушек и счетчиков. И, наконец, суммарный эффект отражения и рассеяния, создаваемый множеством отдельных частиц и их роев, концентрирующихся к Солнцу и к плоскости эклиптики, порождает явление слабого свечения — зодиакальный свет. Его фотометрическое изучение дает некоторые интегральные характеристики облака межпланетной пыли.

При изучении метеоров применяются различные прямые и косвенные методы наблюдения — визуальные, фотографические, радиолокационные и телевизионные. Каждый из этих методов имеет свою область применения, специфические особенности и результативность. Ни один из них не может полностью заменить остальные. Поэтому для изучения комплекса метеорного вещества в межпланетной среде требуется обобщенный анализ результатов исследований, проводимых различными методами. Наиболее массовые исследования орбит метеорных тел, вторгающихся в атмосферу Земли непрекращающимся по времени потоком, проводятся методами базисных фотографических, радиолокационных и телевизионных наблюдений метеоров.

Существует условная классификация метеоров по способу их наблюдения или, точнее, обнаружения: визуальные метеоры, телеметеоры (видимые в телескоп визуально или с помощью телевизионной техники), фотометеоры (наблюдаемые фотографическим методом) и радиометеоры (наблюдаемые радиолокационным методом). К телеметеорам относят метеоры, которые уже нельзя увидеть невооруженным глазом. Масса фотометеоров более 0,1 г. Радиометеоры уже нельзя зарегистрировать с помощью фотографических методов; они порождаются метеороидами, масса которых от 10-4 г до 0,1 г.

До изобретения фотографии, широкоугольных астрографов и методик фотографирования метеоров и болидов, т. е. почти до конца XIX в., наблюдения метеоров осуществлялись только визуальным способом.

Какие же данные можно получить из визуальных наблюдений метеоров? Самое простое — это подсчет числа метеоров как во время активности метеорных потоков, так и на постоянной основе. Проведенный по определенной методике такой счет называется многократным (или квалифицированным) и позволяет определять и уточнять такие характеристики метеорных потоков, как часовые числа (средние за период или ежегодные), сезонные и суточные вариации численности метеоров и т. п. Более сложная задача — это регистрация моментов времени, звездной величины и видимой траектории метеора с фиксацией таких особенностей как, например, наличие вспышек по траектории или в конце следа метеора, цвет, наличие и длительность существования следа после пролета метеора и т. п. Еще более сложные визуальные наблюдения — это базисные наблюдения, которые позволяют вычислить скорости, высоты и направления движения метеороидов относительно поверхности Земли. Базисные наблюдения дают возможность определить элементы орбиты метеороида, его массу, предсказать выпадение метеорита и примерно установить область его поиска (место выпадения).

Конечно, визуальные наблюдения дают большие ошибки при оценке тех или иных параметров метеоров. Но при этом группы астрономов-любителей могут без изготовления сложного оборудования охватить наблюдениями огромные области неба практически во всех местах земного шара. Информация, полученная после обработки визуальных наблюдений, имеет огромное значение, так как позволяет построить и уточнить распределения частиц по массам в метеорных потоках и в спорадическом фоне, построить профиль активности метеорного потока и т. п.

В конце XIX в. в метеорной астрономии стали применяться фотографические методы наблюдений. Первая фотография метеора, принадлежащего метеорному дождю Андромедиды, была получена в 1885 г. в Праге. В 1894 г. на Йельской обсерватории начали проводить базисные (из двух пунктов) фотографические наблюдения метеоров. В 1900 г. там же для вычисления скорости метеоров перед фотографической камерой стали устанавливать обтюратор. Он позволяет периодически прерывать экспозицию, при этом след метеора становится пунктирным, и величина расстояния между штрихами дает возможность определить видимую скорость метеора. В 1904 г. профессор Московского университета С. Н. Блажко организовал систематическое фотографирование и спектрографирование метеоров. С 1936 г. для фотографирования метеоров начали применяться малые фотографические камеры с широкоугольными объективами, что позволяло несколькими такими камерами перекрывать все небо, видимое из одного пункта, и регистрировать все метеоры ярче -1m. В начале 1950-х гг. были изготовлены специальные светосильные камеры типа Супер-Шмидт и с их помощью были сфотографированы метеоры яркостью +3,5m, т. е. практически такие же, как и те, что видимы невооруженным глазом.

Фотографические методы наблюдений на порядок повысили точность определения всех параметров метеоров и показали, что основная часть метеоров движется вокруг Солнца по эллиптическим орбитам. Применение фотографических камер позволило во многих странах организовать так называемые фотографические метеорные патрули. Некоторые из них действуют до настоящего времени.

С 1947 г. на обсерватории в Онджейове в Чехии была начата программа базисного фотографирования малыми камерами со вторым пунктом, расположенным в 40 км от Онджейова на станции Прчице. На первом пункте находились 10 неподвижных камер с обтюраторами и объективами Тессар и 10 камер на параллактической монтировке для определения моментов времени пролета болида. На второй станции располагались 10 неподвижных камер с обтюраторами. После подготовительной работы программа была запущена в 1951 г., а спустя 8 лет, в апреле 1959 г. на 10 фотопластинках на обеих станциях было сфотографировано падение метеорита Пршибрам. Это событие послужило толчком для создания нескольких так называемых болидных сетей: с 1963 г. работает Европейская болидная сеть на основе чехословацкой сети (с 1968 г. к ней примкнули болидные станции ГДР и ФРГ), с 1964 г. — Прерийная болидная сеть в США [Мак-Кроски и др., 1978] и с 1971 г. — Канадская болидная сеть [Halliday et al., 1996]. Из всех этих сетей действующей до настоящего времени остается только Европейская болидная сеть, которая претерпела ряд модернизаций.

Первоначально Европейская болидная сеть представляла собой сеть станций, каждая из которых была оснащена камерой «all-sky», позволяющей на одном снимке получать фотографию всего неба. Каждая камера имела обтюратор для определения скорости болида. Расстояние между станциями Европейской сети составляет около 90 км, а вся сеть охватывает наблюдениями площадь порядка 1 млн км^2. В последние годы на чешской части Европейской болидной сети были установлены камеры с объективом типа «рыбий глаз».

Каждая станция Прерийной болидной сети была оснащена четырьмя широкоугольными камерами, которые позволяли непрерывно обозревать практически все небо. Станции располагались на расстоянии 250 км друг от друга, что позволяло охватить наблюдениями 1,7 млн км^2.

За время работы болидных сетей было зарегистрировано свыше тысячи болидов (см., напр., рис. 5.9), для которых удалось точно рассчитать параметры орбит и такие физические величины, как начальная и конечная массы, высоты возгорания и потухания и т. п. В целом ряде случаев наблюдения болидов позволили точно определить место падения метеорита, полет которого в атмосфере был заснят аппаратурой болидной сети.

Рис. 5.9. Снимок болида, полученный на болидной камере. ((C)1998 — Photo by Vic Winter & Jennifer Dudley/ ICSTARS Astronomy, http://www.icstars.com/HTML/Leo98/leo1.htm)

Болидные сети создали основу нашего современного знания об околоземной популяции малых тел Солнечной системы. Было установлено, что кроме метеорных потоков существуют также болидные потоки [Терентьева, 1990], некоторые из них имеют генетическую связь с известными метеорными потоками. На основании обработки данных о болидах и метеорах была создана [Ceplecha, 1976] классификация метеороидов, порождающих метеоры и болиды (табл. 5.2).

Для большинства метеорных потоков были вычислены распределения по массам и их изменения в зависимости от расстояния до радианта. Эти данные свидетельствуют о том, что некоторые метеорные потоки вполне могут содержать крупные тела (размером в несколько десятков метров), которые могли бы породить такое явление, как Тунгусский метеорит.

Таблица 5.2. Классификация метеороидов по плотности и структуре (по данным [Ceplecha, 1976])

В связи с этим интересны исследования П. Дженнискенса, который обнаружил связь астероида 2003 EH1 с метеорным потоком Квадрантиды и предположил, что этот астероид является остатком родительской кометы. В 2005 г. Дженнискенс и Лиитинен [Jenniskens and Lyytinen, 2005] обнаружили такую же связь между астероидом 2003 WY25 и потоком Фенициды. В 2006 г. Дженнискенс и Голдмен высказали предположение, что старые метеорные потоки, помимо мелких метеороидов, могут также содержать и крупные тела — осколки разрушившихся родительских комет. И, наконец, в 2008 г. Дженнискенс и Ваубайлон [Jenniskens and Vaubaillon, 2008] нашли, что таким телом может быть вновь обнаруженный астероид 2008 ED69 и связан он с метеорным потоком каппа-Цигниды.

На основании этих данных можно утверждать, что существуют выделенные направления в околоземном пространстве, с которых можно в первую очередь ожидать появления крупных тел, сближающихся с Землей. Кроме, например, направлений на Солнце или на апекс, можно утверждать, что такими направлениями в периоды активности некоторых метеорных и болидных потоков являются направления на их радианты.

Способность метеорных следов отражать радиоволны широко используется при радиолокационных наблюдениях метеоров. Принципиальным отличием использования радиолокационного метода является то, что фиксируется не излучаемая метеороидом энергия, а отраженная или рассеянная метеорным следом электромагнитная энергия наземного передатчика. Этот метод дает возможность вести наблюдения в любое время суток и при любых погодных условиях. Кроме того, с помощью радиолокационных методов можно регистрировать метеоры до 12–13 звездной величины и очень точно измерять расстояние до метеора и его скорость. При дрейфе метеорного следа радиолокация позволяет измерить и скорость ветра на метеорных высотах.

В последние десятилетия для регистрации метеорных следов широко применяются телевизионные средства и системы с ПЗС-камерами. Например, для наблюдения метеоров в ИНАСАН используется уникальная камера FAVOR [Багров и др., 2000; 2003], установленная на станции «Архыз» (Северный Кавказ) (см. рис. 5.10 на вклейке). Она имеет проницающую силу по метеорам до 8,5–9,0m при поле зрения 18° × 22°. Камера FAVOR — широкоугольная высокоскоростная оптическая камера — разработана для поиска и исследования оптических транзиентов, связанных с гамма-всплесками. Однако ее характеристики позволяют эффективно обнаруживать движущиеся источники излучения как естественного, так и искусственного происхождения. На максимальной кадровой частоте 7,5 Гц обеспечивается проницающая сила около 12m в формате разложения 1380 × 1024 пикс. × 10 бит. Камера установлена на экваториальной монтировке. Угловой размер элемента разрешения составляет около 1′. Вся получаемая на максимальной кадровой частоте видеоинформация, в том числе и метеорные треки, непрерывно записывается на жесткий диск компьютера и параллельно анализируется в режиме реального времени. Питающая оптика представляет собой светосильный объектив (светосила 1:1,2) с апертурой 150 мм и фокусным расстоянием 180 мм. Конфигурация камеры позволяет записывать без предварительной обработки всю видеоинформацию на максимальной кадровой частоте в течение всей наблюдательной ночи (рис. 5.11).

Рис. 5.11. Ряд снимков телевизионного метеора, полученные камерой FAVOR

Другая методика наблюдения используется на станции Крыжановка Одесской астрономической обсерватории с июня 2003 г. и до настоящего времени. Метеорное патрулирование осуществляется с помощью наблюдательного комплекса метеорного патруля, который включает несколько наблюдательных установок. Основная наблюдательная программа выполнялась с помощью телескопа системы Шмидта 17/30 см (диаметр коррекционной пластины/диаметр зеркала) (рис. 5.12). В качестве панорамного приемника излучения использовалась монохромная камера «Watec LCL-902K», работающая в телевизионном режиме. Патруль позволяет фиксировать метеорные явления с временны́м разрешением 0,02 с. Кроме стационарных установок, которые ведут регулярные патрульные наблюдения на наблюдательной станции Крыжановка, существует экспедиционный метеорный патруль. Он используется во время экспедиций на остров Змеиный, как правило, во время действия метеорного потока Персеиды в августе (рис. 5.13).

Рис. 5.12. Телескоп системы Шмидта. Фокусное расстояние 50 см, поле зрения 36′ × 48′, проницающая сила 12,5m. (Рисунок предоставлен Ю. М. Горбаневым, ОАО НИИ Астрономическая обсерватория Одесского национального университета.)

Наблюдение тел массой менее 10-6 г наземными методами невозможно, так как подобные тела не порождают явление метеора, а, затормозившись в атмосфере, оседают в виде пыли. Зарегистрировать их выпадение на поверхность Земли нельзя. Лишь создание и запуск высотных ракет и космических аппаратов различного рода открыли возможность широкого изучения этих мелких метеороидов (точнее, межпланетной пыли). Регистрирующие устройства, размещенные на космических аппаратах, позволяют сегодня регистрировать микрометеороиды (пылинки) с массой до 10-13 г при скорости их движения перед ударом 30 км/с. С помощью космических аппаратов были получены данные о распределении микрометеороидов вплоть до орбит Марса и даже Сатурна.

Рис. 5.13. Метеор на фоне рассеянного звездного скопления Плеяды (Ясли). Зафиксирован во время метеорной экспедиции на остров Змеиный 15 августа 2006 г. в 1 ч 19 мин 27 с (UT) с помощью астрокамеры с объективом П-5. Метеор оставил после себя долгоживущий яркий след. В конечной точке видимого пути дал резкую вспышку. Показан один из кадров видеофильма с метеорным явлением (рисунок предоставлен Ю. М. Горбаневым)

Были также обнаружены так называемые β-метеороиды, которые имеют субмикронные размеры (с массами менее 10-13 г) и движутся под действием светового давления по гиперболическим орбитам. Вплоть до орбиты Марса плотность потока микрометеороидов почти одинакова, наклонение их орбит менее 20–30°, а плотность вещества самих микрометеороидов составляет 2–4 г/см^3. Ярким показателем наличия большого количества мельчайших метеороидов или, как их еще называют, космической пыли, в Солнечной системе может служить уже упоминавшийся зодиакальный свет.

Считается, что прародителями большинства метеорных потоков являются кометы, так как они имеют рыхлую структуру и иногда распадаются на многочисленные осколки. Хотя метеороидные частицы по химическому составу похожи на каменные и железные метеориты, они тормозятся в атмосфере так, будто плотность их очень мала, т. е. они представляют собой пористые тела, состоящие из более мелких частиц. Среднее значение плотности метеорных тел, входящих в известные метеороидные рои, составляет 0,28 г/см^3. Однако прародителями метеоров и болидов могут быть не только кометы, но и астероиды, разрушившиеся в результате столкновений, так как химический состав и кристаллическая структура упавших метеоритов показывают, что метеоритное вещество сформировалось в условиях высоких температур и давлений и, следовательно, они входили когда-то в состав крупных тел, а не могли формироваться в небольших и неплотных ядрах комет.

Используя различные наблюдения метеоров и болидов, можно вычислить орбиты образующих их тел до взаимодействия с атмосферой Земли. Особенно массовые вычисления орбит получаются из радионаблюдений метеоров. В визуальной области для определения точных орбит используются базисные наблюдения метеоров и болидов. Они могут проводиться визуальными, фотографическими и телевизионными методами. Визуальный метод при этом наименее надежный.

Большинство из зарегистрированных метеорных роев имеют расстояние от орбиты Земли до их осевой линии не более 0,08 а.е. (12 млн км). Области, которые орбита Земли проходит относительно осевой линии роя, для большинства метеорных роев при каждом новом прохождении слабо отличаются от предыдущих. Причем наклонение орбит обнаруженных широких роев лежит в пределах 15°, что неудивительно, так как при малых наклонениях увеличивается вероятность столкновения частиц роя с Землей и обнаружения потока. Это, в свою очередь, говорит о том, что наблюдаемое распределение метеоров может и не отражать реального распределения межпланетного вещества в Солнечной системе, а быть лишь результатом наблюдательной селекции.

5.3. Свойства метеорных потоков и метеорных роев

Огромное количество данных наблюдений за небесными объектами, проникающими в атмосферу Земли, падающими на ее поверхность или проходящими вблизи ее сферы действия, полученное за вторую половину ХХ в., не так уж существенно пополняет наши знания о населенности космического пространства объектами из класса малых тел Солнечной системы, о процессах, влияющих на качественный и количественный состав объектов данного класса. Полученные каталоги орбит метеороидов, астероидов, комет пока еще представляют собой собрание характеристик индивидуальных объектов наблюдений и не позволяют исследователям подойти к более или менее однозначным выводам о происхождении и динамике как всего класса малых тел, так и его отдельных составляющих (например, комет, астероидов, метеороидов и пр.) в их возможной взаимосвязи.

При наблюдении метеорных потоков отмечается исключительное многообразие структурных форм метеороидных роев. Данное многообразие обусловлено, по-видимому, сочетанием различных факторов.

Во-первых, это весьма вероятное различие природы происхождения метеороидных роев — кометное, астероидное, планетное и пр. — и вытекающее из этого разнообразие механизмов образования роев. Каждый предполагаемый механизм образования — выброс вещества вследствие неравномерного нагрева поверхности ядра родительской кометы, истечения газового потока с выносом пылевой материи, локальный разогрев, химический взрыв, механический удар, распад самогравитирующего скопления пылевых частиц и т. д. — должен формировать метеороидный рой своей собственной оригинальной структуры.

Во-вторых, процесс формирования роя может оказаться явлением уникальным (однократным), приводящим в конечном итоге через значительный промежуток времени к относительно равномерному распределению метеорных тел вдоль орбиты роя, как, например, у потоков Персеиды, Геминиды и др. Если же процесс формирования роя обусловлен многократным (периодическим) действием некоторого механизма, то в этом случае метеороидные тела должны иметь тенденцию к увеличению концентрации на отдельных участках орбиты роя.

В-третьих, элементы орбит метеороидных тел при движении роя в пространстве претерпевают существенные вариации под действием ряда гравитационных и негравитационных эффектов, что приводит к изменениям первоначальной структуры роя как в продольном, так и поперечном направлениях. Влияние этих эффектов на структуру конкретных роев различно и во многом определяется массой метеороидных тел, составляющих тот или иной рой.

В-четвертых, каждый из известных наблюдаемых метеорных потоков представляет собой уникальное явление. Поэтому при сравнении структур различных метеороидных роев для выявления главных, типичных структурных форм необходимо учитывать различия в условиях наблюдения этих роев.

5.3.1. Характеристики потоков метеороидов. Сравним орбитальные элементы астероидов групп Атона — Аполлона — Амура и метеорных и болидных потоков (последние взяты из работы [Terentjeva, 1990]). Здесь, конечно, подразумеваются орбитальные элементы метеороидных роев, проявляющихся как метеорные и болидные потоки, но для краткости используем термин «орбитальные элементы метеорных (метеороидных) потоков, метеоров, болидов», хотя это и не вполне корректно. На рис. 5.14 (см. вклейку) в пространстве орбитальных элементов (a, e) треугольниками показаны болидные потоки, а кружками — астероиды. Сравнение орбитальных характеристик метеоров, болидов и астероидов, сближающихся с Землей, показывает, что границы между этими популяциями малых тел Солнечной системы условны. Отметим, что для сравнения были выбраны астероиды, кометы и потоки с наклонениями меньше 20° и большими полуосями, не превышающими 6 а.е. Сплошными линиями ограничена область орбит с перигелийными и афелийными расстояниями, равными 1 а.е. Орбиты, лежащие правее правой ветви (перигелийное расстояние q = 1 а.е.), являются внешними для Земли и с ее орбитой не пересекаются. Орбиты, расположенные левее левой ветви (афелийное расстояние Q = 1 а.е.), являются внутренними орбитами и тоже не пересекают орбиты Земли. Орбиты внутри области (Q > 1 а.е., q < 1 а.е.) обязательно пересекают орбиту Земли. Объекты на правой или на левой линии касаются орбиты Земли либо в своем перигелии, либо соответственно в афелии. Прерывистыми линиями обозначены такие же области пересечения с орбитами Марса (1,5 а.е.) и Юпитера (5,2 а.е.).

Метеоры, болиды и астероиды располагаются примерно в одной и той же области, что и позволяет говорить о том, что нельзя связывать метеорные потоки только с кометами. Эти потоки могут порождаться также и астероидами. Косвенным подтверждением этого вывода являются новые наблюдения комет и астероидов. Периодическая комета Швассмана — Вахмана 1 при переоткрытии в 1976 г. имела звездообразный вид и только позже у нее появилась кома. Открытый в 1977 г. Хирон зарегистрирован как астероид? 2060. Спустя 10 лет он вдруг начал проявлять аномальное увеличение блеска — явный признак кометной активности. Сейчас накоплено достаточно фактов, свидетельствующих о том, что Хирон является гигантской кометой диаметром около 200 км. Есть и другие примеры движения комет по астероидным орбитам и наоборот. Это, например, такие периодические кометы, как Неуймина 1, Аренда — Риго, и такие астероиды, как (944) Гидальго, (3552) Дон Кихот, а также астероид 1984 ВС. Кроме того, спектральные данные о болидах, полученные Европейской болидной сетью, показывают, что часть болидов (которая может, кстати, порождать метеориты) явно относится к астероидному типу и при этом является членом метеорного или болидного потока.

Значительная часть метеороидов сосредоточена в роях. Метеороидные (метеорные) рои имеют ограниченный срок существования. Так как метеорные частицы распределены по всей длине орбиты роя, то на разные частицы гравитационное воздействие планет оказывается различным, что приводит к постепенному расширению метеорного роя, его размыванию. Через несколько десятков тысяч лет метеорный рой почти полностью размывается, его частицы оказываются практически равномерно распределенными по значительной области Солнечной системы. Они пополняют популяцию спорадических метеороидов, т. е. метеороидов, не создающих метеорных потоков. Поскольку метеорные потоки существуют и, судя по некоторым данным, существуют на протяжении всей истории человечества, то естественно предположить, что они все время должны образовываться. Единого мнения о механизме их образования до сих пор не имеется. Однако общепризнаны следующие возможные механизмы их образования:

1) выброс вещества при дезинтеграции кометных ядер (сублимация, взрывные процессы, полное разрушение ядер);

2) одновременное образование комет и метеорных роев при дезинтеграции более крупных тел;

3) дробление астероидов при столкновениях. Дезинтеграция кометных ядер подтверждается все увеличивающимся количеством наблюдений за кометами. Обнаружены как распады ядер комет, так и сильные потоки пыли, истекающей вместе с газом, а также, например, практически на глазах возникающий метеорный поток Дракониды после зафиксированного выброса из кометы Джакобини — Циннера.

5.3.2. Наблюдение крупных тел в метеорных и болидных потоках прямыми методами с поверхности Земли. На сегодняшний день уже можно с уверенностью говорить о том, что крупные тела в метеорных потоках есть [Багров и др., 1994, Smirnov and Barabanov, 1997; Барабанов, Смирнов, 2005]. Поэтому метеорные потоки могут быть потенциальными источниками крупных тел, падение которых на Землю может вызвать катастрофические последствия. Ярчайшим примером является, возможно, Тунгусский метеорит.

По каждому из основных метеорных потоков имеется богатая наблюдательная информация, полученная из визуальных, фотографических, телевизионных и радиолокационных наблюдений. Имеющаяся информация о массах метеорных тел позволяет построить функцию распределения таких тел по массам. Функция распределения по массам тел в метеорных потоках представляет собой обратный степенной закон или, по-другому, распределение Парето. Проведенный анализ показал, что наибольшая вероятность обнаружить крупные тела (размером свыше 10 м) существует для следующих метеорных потоков: Daytime Arietids (дневные Ариетиды), Capricornids (Каприкорниды), Perseids (Персеиды), kappa Cygnids (каппа-Цигниды), Taurids (Тауриды, или, точнее, осенние Тауриды), Geminids (Геминиды). Дневные Ариетиды наблюдаются радиометодами в дневное время суток. Исходя из этого анализа, первые наблюдения были проведены в метеорных потоках Персеиды и Геминиды. В последующие годы были исследованы остальные указанные метеорные потоки.

Все эти потоки действуют на протяжении нескольких суток, а характерное время встречи с телом массой в 1 т составляет порядка 100 сут. За период активности всех перечисленных выше потоков мы можем и не наблюдать болида, порожденного телом массой свыше 1 т. В среднем можно оценить, что за год могут наблюдаться несколько болидов, порожденных телами массой более 1 т. Необходимо подчеркнуть, что эти оценки сделаны на основе распределения по массам в области масс, гораздо меньших 1 т, так что если этот закон распределения по массам не выполняется в области больших масс, то приведенные оценки, полученные экстраполяцией, не будут соответствовать действительности. На рис. 5.15 приведены функции распределения метеорных тел по массам для выделенных потоков.

Среди метеорных потоков наиболее изучен, по-видимому, так называемый комплекс Тауриды, который содержит тела всех размеров: субмиллиметровую пыль, объекты, наблюдающиеся как радарные, визуальные и фотографические метеоры, метеориты с индивидуальными массами до 10^5 г [Babadzhanov et al., 2008], болиды (с массами до 10^9 г). Некоторые исследования говорят в пользу того, что не только Тунгусский метеорит (массой порядка 10^11 г), но и целый ряд астероидов (возможно, «погасших» комет) с массами, достигающими 10^17 г, также принадлежат этому комплексу, хотя при этом возникает много вопросов о генетической связи астероидов и комет в этом комплексе.

В окрестности Земли время от времени появляются довольно крупные тела. Тела таких же размеров (порядка метров и декаметров), но принадлежащие метеорным потокам или потокообразующим комплексам, не удавалось систематически наблюдать оптическими методами. Это объясняется многими причинами, главные из которых — крайне малый блеск (17–19m) и огромные скорости движения относительно Земли (20–70 км/с).

С другой стороны, многолетние наблюдения метеорных и болидных потоков показывают, что в среднем около 28 % небольших метеоров принадлежат потокам, почти две трети всех радиометеоров можно отнести к малым метеорным потокам. Число более крупных тел, наблюдаемых как визуальные и фотографические метеоры и принадлежащих потокам, достигает 47–56 %, а для болидов это число оценивается в 68 %. Значит, можно предположить, что концентрация больших тел с размерами порядка метров и декаметров в потоках также довольно значительна.

Рис. 5.15. Распределение тел по массам в метеорных потоках [Барабанов, Смирнов, 2003]; N — количество тел массой m, пролетающих за 1 с через площадку 1 м^2

Рис. 5.16. Снимок на ПЗС-камере пролета декаметрового объекта в метеорном потоке Каприкорниды (Симеизская обсерватория, 2008 г.)

Поэтому естественно начинать регулярный поиск малых тел на подлете к Земле в направлениях на радианты известных метеорных потоков в периоды их максимальной активности. Впервые эта идея была высказана в 1994 г. [Багров и др., 1994].

Метеороид, движущийся в метеорном потоке, вблизи радианта имеет малую видимую угловую скорость относительно звезд, поскольку двигается практически прямо на наблюдателя. Поэтому для наблюдений вблизи радианта метеорного потока необходимо реализовать максимальную проницающую способность используемой аппаратуры.

Первоначально было предложено использовать для определения эфемерид данные о радиантах метеорных потоков, т. е. экваториальные координаты в дату максимума и движение радианта — изменение экваториальных координат радианта в градусах в сутки. Более тщательное дальнейшее рассмотрение вопроса показало, что тела разных размеров в метеорных потоках в общем случае имеют немного различающиеся орбиты, т. е. внутри потока могут существовать ветви крупных тел, эфемериды которых будут отличаться от эфемериды метеорного потока. В зависимости от структуры метеорного потока используются различные методы вычисления эфемериды для наблюдений.

В ИНАСАН с 1995 г. по май 2008 г. были выполнены наблюдения девяти метеорных потоков. Обнаружено в общей сложности 40 объектов. В табл. 5.3 приведена статистика наблюдений крупных тел вблизи радиантов метеорных потоков в 1995–2008 гг. В первом столбце указано наименование метеорного (болидного) потока, во втором — количество обнаруженных метровых и декаметровых тел за все время наблюдения [Smirnov and Barabanov, 1997; Барабанов, Смирнов, 2005; Барабанов, 1998]. На рис. 5.16 приведен пример обнаружения крупного объекта в метеорном потоке; снимок получен на 1-метровом телескопе Симеизской обсерватории.

Таблица 5.3. Результаты наблюдений крупных тел в метеорных потоках

5.3.3. Структурные характеристики метеорных потоков. Обычно считается, что для крупных метеороидных тел, порождающих фотографические и визуальные метеоры, основными силами, формирующими структуру роя, являются силы гравитационного притяжения со стороны планет. При этом определяющее значение принадлежит неоднократным тесным сближениям метеороидных тел с большими планетами. В то же время при анализе имеющихся фотографических и радиолокационных данных для разреженных метеороидных роев и ассоциаций, а также для спорадической составляющей метеороидного комплекса не удается выявить значимого влияния возмущений со стороны Юпитера на дисперсию больших полуосей метеороидных орбит. Влияние вековых планетных возмущений на эволюцию орбит метеорных тел в роях сказывается лишь на значительных временны́х интервалах и, в основном, на долготу узла. С качественной точки зрения этим влияниям будут подвержены преимущественно крупные метеорные частицы, у которых ρδ > 10-3 г/см^2, где ρ и δ — радиус и плотность метеорной частицы соответственно.

По фотографическим данным методами дисперсионного анализа была выявлена зависимость дисперсии орбит частиц в метеороидных роях от перигелийного расстояния: с уменьшением перигелийного расстояния рассеяние орбит в роях увеличивается. Этот вывод оказался менее убедительным для радиолокационных данных, что может быть обусловлено сравнительно большими случайными погрешностями метода.

Исследования дисперсии элементов фотографических орбит Персеид, метеоров больших метеорных потоков (Геминид, Северных и Южных Таурид) методами корреляционного анализа показали, что реальная дисперсия орбитальных элементов в роях может быть очень большой. Потоки Тауриды имеют почти в 15 раз больший разброс в значениях q, ω, Ω, в 6 раз — в значениях эксцентриситета, в 5 раз — в значениях большой полуоси по сравнению с потоком Геминиды. Поток Персеиды имеет разброс в элементах q, ω, i в 2–3 раза больший, нежели у Геминид, а для элементов e, ω — в 5 раз.

Дисперсия перигелийного расстояния орбит метеорных тел потока Тауриды почти в 6 раз больше, нежели для потока Персеиды. Дисперсии эксцентриситета и наклона в этих потоках почти равны. Эти результаты, полученные для больших метеорных потоков, не согласуются с вышеупомянутым предположением о наличии зависимости дисперсии орбитальных элементов от перигелийного расстояния, ибо для Персеид q = 0,953, для Таурид в среднем q = 0,350, для Геминид q = 0,141. Предполагается, что разброс всех орбитальных элементов увеличивается в процессе эволюции с увеличением возраста потока. Кроме того, отмечается, что поскольку наблюдаемая дисперсия элементов орбит потоков Тауриды, Персеиды и Геминиды превышает ошибки измерений, то точность каталогов орбит метеоров при интерпретации данных не имеет решающего значения.

Другой причиной, определяющей собственный разброс орбит частиц в рое, может служить первичный выброс. Разброс орбит под действием сил, ответственных за единовременный выброс, может быть весьма существенным. Причинами первичного выброса весьма убедительно объясняются наблюдаемые аномалии в распределении метеоров в потоке Квадрантиды, а также наличие вторичного максимума этого потока, наблюдавшегося в 1971–1974 гг. В основном наблюдения показывают очень сложную и разнообразную структуру потоков. В качестве наиболее распространенных и общих структурных характеристик могут быть выделены: а) вариации плотности потока частиц вдоль орбиты;

б) наличие нескольких максимумов численности метеоров;

в) постоянное смещение максимума;

г) слоистая структура роев в широтном направлении;

д) наличие скоплений крупных частиц;

е) волокнистая структура роев в продольном направлении.

Рассмотрим сначала структуру и эволюцию молодых и очень молодых метеороидных роев и метеорных ассоциаций, с которыми принято в настоящее время связывать ряд таких экстремальных явлений в космическом пространстве, как кратковременные повышения на несколько порядков притока космической пыли в атмосферу Земли, увеличение частоты ударов микрометеоритов по космическим аппаратам, усиление грозовой активности, выпадение осадков и пр. Такой рой, по-видимому, образуется в результате полной или частичной дезинтеграции родительского тела и представляет собой совокупность выброшенных из него в недалеком прошлом (6200 лет) пылевых частиц. В дальнейшем такой рой мы будем называть новым образованием.

Проведя анализ наблюдений 3000 метеорных потоков, полученных за 150 лет (с 30-х гг. XIX в. до 80-х гг. XX в.), И. С. Шестака [Шестака, 1990] пришел к выводу о том, что исчезновение метеорных потоков и появление новых может быть следствием эволюции орбит порождающих их метеороидных роев, происходящей под действием различных сил и создающей неблагоприятные условия для приближения этих роев к Земле и их наблюдений. «Исчезнувшие» рои могут существовать в Солнечной системе и через несколько тысячелетий вновь могут подойти к Земле, образуя новые метеорные потоки. Вообще же процесс исчезновения метеороидных роев не исключается, но для подтверждения его требуется значительно больший интервал времени наблюдений.

Из особенностей наблюдаемых новых образований, носящих проблемный характер и требующих точных количественных объяснений, прежде всего надо выделить значительную дисперсию орбитальных элементов частиц в метеорных потоках, т. е. рассеяние орбит метеороидов в потоках. Эта проблема — одна из центральных в метеорной астрономии. Качественное объяснение этого явления было дано Б. Ю. Левиным [Левин, 1956]. Он выделил 4 основных фактора, под действием которых происходят эволюция и постепенное рассеяние каждого метеороидного роя:

1) начальные скорости выброса частиц из родительского тела, создающие первоначальную дисперсию их орбит и, в частности, периодов обращения;

2) различие действия лучевого давления Солнца на частицы разных размеров, также способствующее первоначальной дисперсии их орбит (действие факторов 1 и 2 приводит к растягиванию роя в замкнутое кольцо);

3) планетные возмущения, по-разному действующие на разные части роя и приводящие к его утолщению;

4) эффект Пойнтинга — Робертсона, приводящий к весьма медленному расширению роя в плоскости его орбиты.

По мнению Б. Ю. Левина (применительно к кометам), большое многообразие структурных форм метеорных роев возникает в результате резких изменений кометных орбит вследствие их сближений с планетами, в первую очередь — с Юпитером.

При этом некоторый участок роя на прежней орбите, примыкавший к комете, обязательно переходит вместе с ней на новую орбиту. В зависимости от длительности пребывания кометы на старой орбите, скорости ее распада, размеров прежней орбиты и наличия сближений с орбитами планет перешедший на новую орбиту участок роя может иметь весьма различные структуру и плотность.

В дальнейшем исследователи добавляли некоторые уточняющие эффекты:

5) эффект Ярковского — Радзиевского (подробно об этом эффекте см. в главе 3). Он обусловлен анизотропностью инфракрасного излучения вращающимся сферическим телом. Вследствие этого, различие радиации, излученной двумя полусферами такого тела, вызывает появление добавочной силы.

Н. В. Куликова впервые получила [Катасев, Куликова, 1972] количественные оценки влияния эффекта Ярковского — Радзиевского на эволюцию метеороидных роев. Было показано, что на гелиоцентрических расстояниях свыше 1 а.е. для частиц сантиметрового размера и менее этот эффект играет малую роль в эволюции их орбит. Роль эффекта увеличивается с приближением частицы к Солнцу. Действие эффекта Ярковского — Радзиевского на движение частицы сравнимо с действием эффекта Пойнтинга — Робертсона на расстояниях от Солнца, меньших 0,01 а.е.;

6) Ф. Уиппл [Whipple, 1963] рассмотрел разрушение метеорных тел под действием космической эрозии и показал, что частицы кометного происхождения могут существовать, не подвергаясь эрозии, в течение интервала времени t = ρδ·4,3·10^4 лет;

7) Ф. Уиппл [Whipple, 1968] и Дж. Дохнани [Dohnanyi, 1971] исследовали вопрос о роли взаимных столкновений. Метеорные тела, принадлежащие роям, вследствие столкновений друг с другом и со спорадическими частицами дробятся и рассеиваются в пространстве. Среднее время жизни частицы до момента столкновения того же порядка, что и время, в течение которого частица разрушается под действием космической эрозии;

8) Ю. В. Обрубов [Обрубов, 1982], используя теоретические результаты В. Хюбнера [Huebner, 1970], А. А. Дмитриевского [Дмитриевский, 1974] и Л. Кресака [Kresak, 1976], количественно оценил изменения масс пылевых частиц под действием эффектов распыления протонами солнечного ветра, эрозии при столкновениях с микрометеороидами спорадического фона и испарения на интервалах времени порядка нескольких тысяч лет для роев Геминиды, Квадрантиды, η-Аквариды и Ориониды. Он сделал вывод, что влиянием вышеуказанных эффектов на изменение массы метеороидов, порождающих метеоры ярче 6m, можно пренебречь;

9) Ф. Уиппл [Whipple, 1967] и Е. Н. Поляхова [Поляхова, 1970] исследовали влияние давления протонов солнечного ветра на движение пылевых частиц и установили, что оно на несколько порядков меньше влияния прямого давления света;

10) А. А. Дмитриевский [Дмитриевский, 1974] исследовал силы, обусловленные взаимодействием электрически заряженного метеорного тела с крупномасштабными электрическими и магнитными полями, и обнаружил, что для частиц, размер которых больше 0,05 см, доминирующим фактором является эффект Пойнтинга — Робертсона. Преобладание вышеупомянутых эффектов над эффектом Пойнтинга — Робертсона имеет место лишь для частиц, размер которых меньше 5 микрон;

11) дополняя перечень эволюционных, рассеивающих рои эффектов, следует отметить практически неизученный эффект изменения орбиты ледяного ядра кометы под действием реактивной отдачи сублимирующих с поверхности молекул. На этот фактор сравнительно недавно обратил внимание В. Н. Лебединец [Лебединец и др., 1990].

Имеется еще несколько интересных особенностей наблюдаемых метеорных образований: симметричные относительно эклиптики потоки-близнецы, группы потоков со сходными орбитами, потоки метеоритов и ассоциации метеорных потоков, комет и метеоритов. Большинство исследователей полагает, что в основном метеорные тела в рое имеют более крупные размеры, нежели тела спорадического фона. Точный закон распределения метеорных тел по массе в рое неизвестен. Однако общепринято, что вполне удовлетворительно такое распределение описывается степенным законом, связывающим количество метеорных тел N с величиной их массы m:

где S — параметр, который подбирается для каждого потока.

Трудность применения этого закона заключается в неопределенности показателя S. Этот параметр для каждого конкретного роя уточняется при наблюдении соответствующего потока. Однако, соглашаясь, что параметр S для роев меньше, чем для спорадических метеоров, исследователи получают не всегда одинаковое изменение этого параметра во времени. Считается, что это различие обусловливается неоднородной структурой роя на разных участках его орбиты. Так, для потока Персеиды был получен весьма широкий спектр значений параметра S, различных у разных авторов и для разных участков потока. Для частиц в диапазоне масс 10-3–10-5 г получено S = 1,78 [Hughes, 1973], по данным [Бибарсов, Рубцова, 1970] S = 1,66 и S = 1,9 для разных участков роя, по этим же данным S = 1,71 + 0,07 при λθ = 138,92°, а по [Hughes, 1973] для 288 визуальных метеоров в интервале блеска от +1m до -5m получено S = 1,56 + 0,06. Наблюдается также резкое уменьшение параметра S за одни сутки от 2,4 до 1,44. При этом на внешней части роя отмечается скопление мелких частиц. Оказывается, что величина параметра S минимальна, когда Земля проходит центральную часть роя Персеиды (S = 1,54–1,6). В настоящее время с использованием современных методов обработки наблюдений значение параметра S все более уточняется.

При удалении от центра роя параметр S увеличивается. Это означает, что в центральной части роя Персеиды преобладают преимущественно метеорные тела крупных размеров. Аналогичная структура выявляется и при наблюдении роя Квадрантиды. При встрече с этим роем Земля вначале проходит через скопления мелких метеорных тел, а затем сталкивается с более крупными. По характеру изменения параметра S отмечается, что наиболее крупные частицы этого роя сосредоточены в центральной его части. Доля же мелких метеорных тел в роях относительно невелика. При этом предполагается, что основными механизмами образования мелких частиц в роях являются эффекты дробления и космической эрозии. Для частиц с массами < 8,2 10-2 г величина параметра S, вычисленная по результатам измерений притока космической пыли в верхнюю атмосферу в периоды активности потоков Квадрантиды, Персеиды и Геминиды, соответственно равна 1,59, 1,78 и 1,71. Для потока Геминиды отмечалось также уменьшение параметра S до 1,64 к центру потока в 1978 г.

Размеры пространственных неоднородностей в центральной части потока оцениваются до 4000 км, на периферии — до 200 км. По радиолокационным наблюдениям в 1980–1985 гг. метеорного потока Лириды [Porubčan and Šimek, 1988] показатель S определен в 1,58 и почти постоянен. Это позволяет предположить, что в потоке Лириды находится больше крупных частиц. Кроме того, постоянная величина S свидетельствует об активно продолжающемся прибавлении метеорного вещества в поток. По наблюдениям метеорного потока Леониды в 1973 г. среднее суточное значение параметра S составляло 2,40 [Porubčan, 1974].

Сделаем несколько замечаний относительно структуры «молодых» метеороидных роев. В большинстве случаев такие рои имеют общепризнанную связь с кометами — Леониды (комета 1866 I), Дракониды (комета Джакобини — Циннера), Андромедиды (комета Биэлы) и т. д. В этом случае основная часть метеорных тел роя все еще остается сконцентрированной на участке орбиты вблизи кометы-родоначальницы, что подтверждается наблюдаемой

заметной активностью таких потоков лишь в течение нескольких лет до и после максимума действия потока. В остальные годы такой поток характеризуется крайне малой интенсивностью. Короткая продолжительность потока свидетельствует о его малом поперечном сечении. Интервал интенсивного действия потока Дракониды в 1946 г. не превышал 6 ч, а ярко выраженный максимум интенсивности длился около 10 мин. По результатам наблюдения этого же потока в 1933 г. получено, что сечение его наиболее плотной центральной части, где плотность метеорных тел равна максимально наблюдавшейся, примерно в 5–6 раз меньше сечения всего потока. Аналогичные результаты получены и для потока Леониды. Кроме того, по результатам наблюдений потока Леониды в 1969 г. [Porubčan, 1974] отмечается наличие весьма неширокой (1,4·10^4 км) плотной центральной части потока, в которой преобладают неслучайные группировки метеороидных тел. За пределами этой области распределение метеороидных тел в рое случайно. В центральной же части более 10 % всего состава метеороидного комплекса находится в парах или группах. Отсутствие подобных группировок в ежегодных потоках связано с распадом таких систем на фазе отделения от родительской кометы.

На основе данных о метеороидных роях и спорадических метеороидах строятся модели метеороидного вещества в межпланетном пространстве для обеспечения безопасности полетов космических аппаратов. В 1985 г. появились две модели метеороидного вещества в околоземном пространстве — это модель Грюна [Grьn et al., 1985] и ГОСТ 25645.128-85 «Вещество метеорное. Модель пространственного распределения» в СССР. С этого времени модели метеороидного вещества непрерывно модифицировались с учетом новых данных о метеороидах в околоземном и межпланетном пространстве. Новые данные дает применение более совершенных методов интерпретации наземных наблюдений метеоров и данных с космических аппаратов, находящихся в межпланетном пространстве, а также вблизи некоторых планет. К сожалению, в СССР и в России с 1985 г. не было создано постоянно действующих рабочих групп по модификации модели метеорного вещества, тогда как в NASA и ESA такие группы существуют и регулярно выпускают рабочие версии действующих моделей метеороидного вещества, которые используются при проектировании космических аппаратов и планировании различных космических миссий.

В мире для обязательного использования при проектировании космических полетов в разные периоды времени применялись четыре такие модели [Drolshagen et al., 2008]. Их характеристики приведены в табл. 5,4, в которую включена также модель ГОСТ 25645.128-85 «Вещество метеорное. Модель пространственного распределения».

Существуют также модели метеороидного вещества в окрестности других планет земной группы. В последние годы активно исследуется Марс космическими аппаратами NASA. Российская Федерация также планирует в ближайшее время запуск космического аппарата (КА) «Фобос-Грунт» к Марсу, одной из основных задач которого будет исследование спутника Марса Фобоса. Существуют модели метеороидного вещества вблизи Марса и Фобоса, которые позволяют более или менее реально определить степень риска столкновения КА с метеороидными частицами различных масс и размеров, оценить скорость такого столкновения и энергию удара. Одна из таких моделей развивается в Астрономическом институте Санкт-Петербургского государственного университета [Krivov et al., 1995].

Таблица 5.4. Метеороидные модели

5.4. Кометы как родоначальницы метеорных роев

По яйцевидному пути

Летит могучая комета.

О чем хлопочет пляской света?

Что нужно в мире ей найти?

Она встает уж много лет,

Свой путь уклончивый проводит,

Из неизвестного приходит,

И вновь ее надолго нет.

Как слабый лик туманных звезд,

Она в начале появленья —

Всего лишь дымное виденье,

В ней нет ядра, чуть тлеет хвост.

Но ближе к Солнцу — и не та.

Уж лик горит, уж свет не дробен,

И миллионы верст способен

Тянуться грозный след хвоста.

К. Бальмонт

К настоящему моменту наиболее признанной является концепция возникновения метеороидных роев как следствия полной или частичной дезинтеграции кометных ядер, существенно усиливающейся при приближении кометы к Солнцу (см. также главу 4). Впервые такое предположение высказал Дж. Скиапарелли (1866), когда отождествил орбиту потока Персеиды с орбитой кометы 1862 II. К 40-м гг. XX в. таких отождествлений было всего четыре: комета 1866 I (она же комета Темпеля — Туттля) — поток Леониды, комета 1862 II — поток Лириды, комета Энке — Баклунда — поток Тауриды, комета 1910 II (Галлея) — потоки Ориониды и η-Аквариды. Весьма интересными представляются флуктуации частот появления космических «пришельцев» в окрестности земной орбиты и непосредственно в биосфере Земли. На основе анализа более чем 8000 исторических свидетельств о пролете комет и болидов, падении метеоритов и метеорных дождях за прошедшие 2000 лет были выявлены особые интервалы 0–500 лет, 1000–1250 лет, 1450–1750 лет, изобилующие сообщениями о появлении комет. Была выявлена явная связь между кометами и метеорными потоками. Распад комет на отдельные фрагменты или их частичная дезинтеграция является наиболее активным процессом их эволюции. Он наблюдается у относительно ярких комет и обычно сопровождается различными проявлениями кометной активности. Так, за период с 1843 г. по 1971 г. наблюдалось около 16 случаев расщепления комет с последующим расхождением фрагментов. За последние годы к числу интересных явлений добавились ставшая весьма знаменательной комета Веста (1975 n), комета Когоутека (1973 f), комета Уилсона, яркая вспышка кометы Галлея после прохождения перигелия, комета Швассмана — Вахмана 3, Шумейкеров — Леви, Холмса и др. В 11 случаях распад произошел на гелиоцентрических расстояниях R 6 1,6 а.е., в двух случаях — в зоне астероидов и в трех — на расстоянии орбиты Юпитера. Применив метод дифференциальной коррекции для интерпретации наблюдений кометы Виртанена (1957 VI), Секанина [Sekanina, 1979] уточнил место расщепления этой кометы — 9 а.е. вместо 4,9 а.е., как принималось ранее. Кроме того, Секанина считает, что абсолютно достоверно распавшимися можно считать только шесть комет — 1881 I, 1914 IV, 1943 I, 1955 V, 1968 III, 1969 IX. Для двух комет — 1889 IV, 1896 V — имеются достаточные основания считать их распавшимися. Поскольку фрагменты около половины распавшихся ядер комет являются короткоживущими, можно предположить, что фрагменты малых размеров выбрасываются из родительских ядер значительно чаще. Однако наблюдение таких фрагментов затруднено вследствие малости их размеров. В случае кометы Таго — Сато — Косаки (1969 IX) Секанина установил, что ее распад совпадает с визуально наблюдавшейся вспышкой блеска и с внезапным увеличением истечений вещества из кометы.

На рис. 5.17 показана орбита кометы Темпеля — Туттля и положение планет на 28 февраля 1998 г., когда комета проходила недалеко от Солнца. Также представлен снимок неба с метеорами потока Леониды, сделанный на обсерватории Modra с 4-часовой экспозицией 17 ноября 1998 г.

Рис. 5.17. Орбита кометы 55Р Темпеля — Туттля [Yeomans et al., 1996]. Положение планет показано на 28 февраля 1998, когда комета проходила недалеко от Солнца. Справа преставлен снимок неба с метеорами потока Леониды, сделанный на обсерватории Modra с 4-часовой экспозицией 17 ноября 1998 г. (http://leonid.arc.nasa.gov/meteor.html)

Комета Веста стала уникальным объектом для наблюдателей и исследователей структуры и состава кометного ядра. Многократный распад ядра на фрагменты и сложная структура пылевого хвоста оказались хорошо зафиксированы на снимках и рисунках. Интерпретация фотографий, на которых зафиксированы распад ядра кометы Веста, расхождение фрагментов ядра и их эволюция, позволила установить наличие весьма широких пылевых потоков. Анализ фотометрических данных позволил оценить размеры ядра и его 4 фрагментов, каждый из которых можно оценить как ядро небольшой кометы. Пылевой хвост кометы составляют пылевые частицы субмикронных и микронных размеров, выброшенные из ядра вблизи перигелия орбиты, а 13 концевых синхрон в пылевом хвосте могут соответствовать количеству относительно крупных осколков, на которое разделилось ядро кометы 1975 VI Веста. Такое ядро на некоторое время будет представлять собой связанный рой льдистых тел.

Для изучения целого ряда явлений в кометах, состава и структуры ядер, рельефа поверхности и размеров ядра, оценки активной деятельности кометы и пр. в последние два десятилетия были разработаны, осуществлены и продолжают осуществляться космические миссии к ядрам периодических комет: миссия Стардаст (Stardust), миссия Дип Импакт (Deep Impact), миссия Розетта (Rosetta).

Одним из результатов миссии Стардаст было обнаружение большого количества активных струй, состоящих из частиц, вытекающих из различных участков поверхности ядра кометы Вильда 2. Предполагалось, что джеты должны выбрасываться на близкие расстояния от ядра и затем диссипировать, образуя светящееся тело. Однако сверхскоростные струи (джеты) не диссипировали, оставаясь мощными узкими струями. Так, зонд Стардаст оказался полностью изрешечен большим количеством частичек при его пролете через три гигантских джета.

Таким образом, дезинтеграция комет является достаточно распространенным процессом в Солнечной системе. Образуются ли в результате этого процесса метеороидные рои и чем обосновывается утверждение об их связи с определенной кометой-родоначальницей?

Б. Ловелл дает четыре основных критерия, с помощью которых рекомендуется устанавливать общность орбит кометы и метеороидного роя: а) при условии, что комета достаточно близко подходит к Земле, различие элементов орбит кометы и метеороидного роя должно быть минимальным;

б) должны существовать повторные возвращения метеорного потока с периодом, сходным с периодом кометы;

в) смещение даты потока назад или вперед должно соответствовать движению узла кометы;

г) в случае длительного потока должно существовать суточное смещение его радианта.

Рассматривая вопрос о связи комет и метеоров, следует помнить два других весьма важных фактора. Во-первых, существует много больших метеорных потоков, для которых пока нет возможности установить их связь с кометами. Во-вторых, существуют кометы, которые приближаются к Земле на расстояние менее 0,25 а.е. и должны были бы породить метеорные потоки, но таковых пока не обнаружено. Наиболее характерным большим метеорным потоком, не имеющим кометы-родоначальницы, является поток Геминиды. Несмотря на обстоятельное изучение, до последнего времени не удалось отождествить его связи ни с одной из известных комет. Некоторые из известных метеорных потоков и их предполагаемые кометы-родоначальницы представлены в табл. 5.5.

Таблица 5.5. Метеорные потоки и предполагаемые кометы-родоначальницы [Куликова и др., 2008]

5.4.1. Моделирование процесса распада комет как источника возникновения метеороидных комплексов. Появление вычислительной техники во второй половине XX в. позволило осуществить расчеты по прогнозированию движения небесных тел как в ретроспективе, так и на довольно длительную перспективу. Несмотря на трудности такого рода работ, связанные с неточностью наших представлений о положении планет в Солнечной системе, были получены крайне важные и весьма интересные результаты. Особая роль в этих исследованиях принадлежит Е. И. Казимирчак-Полонской. Дальнейшее развитие вычислительной техники, появление высокоскоростных компьютеров позволило одновременно с классическими методами небесной механики начать разработку нового направления исследований — стохастической небесной механики.

Случайность — это неотъемлемая часть большинства происходящих в природе явлений, и стохастический подход к решению поставленных задач вполне правомерен.

Поскольку малые тела Солнечной системы в процессе эволюции проявляют сложное поведение, которое трудно описать и объяснить в рамках классической небесно-механической теории движения, то имеет смысл перейти к вероятностным формам описания процесса эжекции вещества из родительского тела в любой точке космического пространства и исследовать модели возникающих при этом новых классов малых тел.

Процессы выброса вещества являются стохастическими процессами, когда априори неизвестны начальные условия выброса. Следствием такого выброса может быть образование метеороидного роя или ассоциации. Одним из критериев установления генетической связи метеороидного образования с предполагаемым родительским телом является сходство орбит. Теоретические исследования в сочетании с компьютерным моделированием и привлечением значительного объема наблюдательных данных позволяют получить не только качественные, но и количественные характеристики при рассмотрении конкретных небесных объектов.

Применительно к описываемой проблеме в этом направлении выделяются три раздела:

1) выявление структур новых образований на основе наиболее вероятных механизмов дезинтеграции родительских тел;

2) определение возможности возникновения и существования новых классов малых тел в космическом пространстве;

3) эволюционное движение в межпланетном пространстве малых тел, новых образований и остатков начальных объектов под действием факторов гравитационного и негравитационного характера.

Первые работы по моделированию выброса вещества из ядра кометы и образованию метеороидного роя были выполнены в нашей стране в 60-х гг. XX в. Первые результаты по моделированию четырех наиболее известных в то время роев — Дракониды (комета Джакобини — Циннера), Леониды (1866 I), Персеиды (1862 III) и Тауриды (комета Энке) — показали перспективность разрабатываемого метода исследования [Катасев, Куликова, 1975; Katasev and Kulikova, 1970]. В дальнейшем аналогичные исследования были осуществлены для метеороидных роев, связь которых с определенными кометами не являлась общепризнанной. Это метеороидные рои Лириды, Урсиды, Андромедиды, Ориониды и η-Аквариды, α-Каприкорниды. В качестве комет-родоначальниц принимались кометы 1861 I, 1939 X, 1852 III (Биэлы), 1910 II (Галлея), 1954 III соответственно. На этом этапе моделирование процесса выброса вещества из ядра кометы-родоначальницы осуществлялось в самой неспокойной точке орбиты кометы — перигелии. Развитие этого метода заключалось в разработке и применении вероятностно-статистического алгоритма, моделирующего процесс выброса метеорного вещества из ядра кометы-родоначальницы в любой точке кометной орбиты. Применение методов Монте-Карло в данном случае позволило более детально исследовать вопрос о возможности образования метеороидных роев, ибо постепенное снятие ограничений при постановке задачи приближает к реальному процесс, изучаемый с помощью математических методов. В ходе исследования был выявлен характер изменений отклонений орбитальных элементов модельных частиц, выброшенных с различными скоростями, от элементов орбиты соответствующей кометы-родоначальницы при удалении точки выброса от перигелия; выявлена зависимость изменения величины этих отклонений как функции скорости выброса; определены границы интервалов скоростей выброса, ответственных за образование каждого исследуемого роя. Получены некоторые тенденции формирования метеорных роев как следствия процессов выброса, проявляющиеся при удалении точки выброса от перигелия кометной орбиты, а также специфические особенности формирования каждого из вышеназванных роев. Оказалось, что если метеороидный рой есть результат серии выбросовых процессов, возникающих при приближении кометы к Солнцу, то в нем может быть выявлена продольная лучевая структура.

К настоящему моменту разработана компьютерная технология для исследования возможности образования и дальнейшей эволюции метеороидных комплексов на значительных временны́х интервалах. Эта технология модульная. Одним из ее достоинств является принцип открытости и наращиваемости — фундаментальный принцип проектирования современных операционных систем. Это позволяет наращивать функции технологии и при необходимости легко заменять или расширять список применяемых алгоритмов. В последние годы опубликовано довольно много сведений о целом ряде малых небесных тел, наблюдавшихся в течение длительных промежутков времени, что позволяет проводить вероятностное моделирование на основе более или менее достоверных начальных данных. Так, диапазон наблюдений кометы Галлея (1910 II) охватывает 26 появлений с 1404 г. до н. э. по 1986 г. н. э., кометы Джакобини — Циннера — свыше 11 появлений, начиная с 1910 г., кометы Григга — Шьеллерупа — 18 появлений с 1907 г., комета Темпеля — Туттля II наблюдается с 1533 г., комета Понса — Виннеке — с 1819 г. и т. д. Такая ситуация позволяет использовать компьютерную технологию как один из способов изучения населенности ближнего и дальнего космоса фрагментами распада ядер родительских тел. На рис. 5.18 (см. вклейку) и 5.19 представлены некоторые результаты моделирования процесса дезинтеграции вышеперечисленных комет в определенные моменты их жизненного цикла и расположения в пространстве возникающих при этом метеороидных комплексов.

Рис. 5.19. Модели метеороидных комплексов в области между Землей и Марсом, образованных кометами Галлея, Джакобини — Циннера, Понса — Виннеке, Темпеля — Тут-тля и Григга — Шьеллерупа в процессе их дезинтеграции в период 1900–2000 гг. [Куликова и др., 2008]

В сочетании с данными наблюдений метеорных потоков может быть получена вполне реальная картина заполнения определенного региона космического пространства мелкими и очень мелкими фрагментами распада более крупных небесных тел. Кроме того, результаты моделирования помогают выявить основные тенденции изменения орбитальных элементов выброшенных фрагментов и установить взаимосвязь рассматриваемых родительских комет с известными метеорными потоками.

Глава 6

Обнаружение и мониторинг опасных небесных тел

6.1. Существующие службы наблюдений АСЗ

Чтоб концы своих владений

Охранять от нападений,

Должен был он содержать

Многочисленную рать.

А. С. Пушкин. «Сказка о золотом петушке»

В настоящее время в мире существует несколько специализированных служб, задачей которых является обнаружение малых тел Солнечной системы в окрестности Земли. В табл. 6.1 приводятся сведения о современных специализированных средствах (программах и инструментах) для обнаружения АСЗ. В конце таблицы приведены некоторые инструменты, эпизодически использующиеся для этих целей. На рис. 6.1 и 6.2 (см. вклейку) показана статистика работы основных действующих служб по открытию новых астероидов, сближающихся с Землей. При том, что интегральное число обнаруженных тел продолжает расти, из рис. 6.2 следует, что число вновь обнаруживаемых тел с размерами свыше 1 км уменьшается. Это говорит о постепенном «вычерпывании» всех таких объектов.

Остановимся, прежде всего, на описании инструментов и используемого оборудования обсерваторий, вносящих наибольший вклад в реализацию обзора «Космическая стража». В обзорной программе «Космическая стража» координируется несколько программ. Каждая программа выполняется на одном или нескольких инструментах обсерваторий, главным образом США и Австралии. Отметим, что приводимые ниже статистические данные по обнаружению астероидов размером более 1 км получены при условии, что абсолютная звездная величина километрового астероида равна 17,75m, а не 18,00m, как это принималось еще пару лет тому назад. Это изменение явилось следствием переоценки среднего значения альбедо АСЗ. Понятно, что количество астероидов размером более 1 км при этом уменьшилось.

Spacewatch Project. Исторически первый специализированный обзорный телескоп с апертурой 0,9 м установлен на обсерватории Стьюарда Аризонского университета на горе Китт Пик, штат Аризона, США (http://spacewatch.lpl.arizona.edu/). В настоящее время в проекте используются два телескопа диаметром 0,9 м и 1,8 м. Доступная видимая звездная величина составляет 21,7m и 23,5m соответственно. На телескопе с зеркалом 0,9 м устанавливаются два приемника излучения (ПЗС-камеры). Один — на основе мозаики из четырех ПЗС-матриц размером 4608 × 2048 пиксел каждая, второй — на основе одиночной ПЗС-матрицы размером 2048 × 2048 пиксел. Поле зрения первой системы — 2,9 кв. град., второй — примерно 0,1 кв. град. На телескопе 1,8 м установлена ПЗС-камера с матрицей 2048 × 2048 пиксел и полем зрения примерно 20′ × 20′. За время существования проекта открыто 604 АСЗ, из них 42 имеют диаметр более 1 км.

Таблица 6.1. Современные оптические средства наблюдений АСЗ

Lincoln Near-Earth Asteroid Research (LINEAR) Project

http://www.ll.mit.edu/LINEAR/ Эта программа внесла наибольший вклад в осуществление обзора «Космическая стража». Одной из ее целей была демонстрация возможностей использования инструментов и технологий, первоначально разработанных для слежения за ИСЗ, для обнаружения и каталогизации ОСЗ. Финансируется Военно-воздушными силами США и НАСА. Используются два типовых 1-м телескопа, расположенных на полигоне в Нью-Мексико. Доступная видимая звездная величина составляет 22m. В качестве приемника излучения используется ПЗС-матрица 1960 × 2560 пиксел. Поле зрения 1,2° × 1,2°. Открыто 2120 АСЗ, 322 из которых имеют диаметр более 1 км.

Lowell Observatory Near-Earth Object Search (LONEOS)

http://asteroid.lowell.edu/asteroid/loneos/loneos1.html На Лоувелловской обсерватории, расположенной во Флагстаффе (штат Аризона), установлен специализированный 58-см телескоп Шмидта для обнаружения АСЗ. В качестве приемника излучения используется ПЗС-камера с матрицей 4096 × 4096 пиксел. Поле зрения 2,9° × 2,9°, проницающая способность 20m. Открыто 39 АСЗ с размерами более 1 км.

Near-Earth Asteroid Tracking (NEAT) Project

http://neat.jpl.nasa.gov/ На обсерваториях Мауи (Гавайи) и Паломар (Калифорния) установлены два одинаковых телескопа (диаметром 1,2 м каждый). Телескоп на Паломарской обсерватории в качестве приемника излучения использует установленные в ряд три ПЗС-камеры с матрицами 4096 × 4096 пиксел и полем зрения 1,2 кв. град. каждая, общее поле зрения составляет соотвественно 3,6 кв. град. Доступная видимая звездная величина 22m. Телескоп введен в строй в 1999 г. Телескоп на Мауи (http://neat.jpl.nasa.gov/msss.htm) действует с 2000 г. На нем установлена одиночная ПЗС-камера с матрицей 4096 × 4096 пиксел и полем зрения 1,2° × 1,6°. Доступная звездная величина около 22m. На этих двух инструментах открыто 440 астероидов, 67 из которых имеют диаметр более 1 км.

Catalina Sky Survey (CSS) http://www.lpl.arizona.edu/css/css_facilities.html

CSS в настоящее время объединяет три сотрудничающие между собой проекта: первоначальный Catalina Sky Survey (CSS) (Маунт Бигелоу, штат Аризона), Siding Springs Survey (SSS) (обсерватория Сайдинг Спринг, Австралия) и Mount Lemmon Survey (MLS) (Маунт Леммон, штат Аризона).

На обсерватории в Маунт Бигелоу используется телескоп системы Шмидта с диаметром объектива 68 см, в обсерватории Маунт Леммон (штат Аризона) — аналогичный телескоп диаметром 1,5 м. Основным обзорным инструментом обсерватории Сайдинг Спринг в Австралии служит 0,5-м телескоп. На этом телескопе установлена ПЗС-камера с матрицей 4096 × 4096 пиксел. Общее поле зрения 1,2°× 1,2°. Доступны для наблюдения звезды до 22m. Этот проект в настоящее время дает наибольшее число открытий новых АСЗ.

Вклад других проектов в осуществление обзора «Космическая стража» весьма невелик. Укажем дополнительно на следующие два проекта.

Japanese Spaceguard Association (JSGA), Bisei Center, Japan http://www.spaceguard.or.jp/ja/e_index.html Используется 1-м телескоп Кассегрена с полем зрения 2,5° × 3,0°. Вводится в строй мозаика из десяти ПЗС-матриц размером 2096 × 4096 пиксел, увеличивающая поле зрения до 9 кв. град. Для слежения за известными телами используется полуметровый телескоп с полем зрения 2° × 2°. Это быстроразвивающийся и перспективный центр слежения за АСЗ.

Asiago-DLR Asteroid Survey (ADAS), Asiago Cima Ekar, Italy http://planet.pd.astro.it/planets/adas/index.html Это международная европейская программа, работающая в Италии с 2001 г. Используется 0,6-м телескоп Шмидта с ПЗС-матрицей размером 4096 × 4096 пиксел.

Представление о количестве наблюдений объектов, полученных на некоторых из указанных выше обсерваторий, и о точности определения их координат дает табл. 6.2, составленная по данным, приведенным на сайте http://accuracy.puldb.ru.

Общее число известных к настоящему времени астероидов, сближающихся с Землей, составляет около 7000. Напомним, что среди АСЗ особо выделяют потенциально опасные астероиды (ПОА), чьи орбиты сближаются с орбитой Земли до расстояний не более 0,05 а.е. К этому требованию обычно присоединяют условие, что абсолютная звездная величина таких тел не должна превышать 22m. Это соответствует размеру тел не менее примерно 140 м. Потенциально опасные астероиды требуют особенного внимания и постоянного отслеживания изменений их орбит. Среди АСЗ в настоящее время (по состоянию на 1 июня 2010 г.) известно 1125 ПОА, в том числе 145 с размерами, превышающими 1 км. Потенциально опасных тел среди всех АСЗ примерно 20 %, причем это соотношение сохраняется как для крупных тел, так и для мелких.

Таким образом, следующим шагом в изучении популяции потенциально опасных для Земли небесных тел является задача массового обнаружения объектов с размерами более 100 м. Для того чтобы обеспечить массовость обнаружения и выполнение задачи каталогизации 90 % тел с размерами свыше 100 м, необходимо построить телескопы обнаружения с проницающей способностью не хуже 24m и включить в программы мониторинга многие традиционные астрономические телескопы. Подробнее о перспективных средствах обнаружения таких тел см. в разделе 6.2.

Обработка всей поступающей информации о наблюденных положениях объектов, присвоение объектам предварительных обозначений, идентификация объектов, определение предварительных орбит и их последующее уточнение в настоящее время полностью выполняются Центром малых планет (ЦМП, Кембридж, штат Массачусетс) Международного астрономического союза (http://cfa-www.harvard.edu/iau/mpc.html). Центр также публикует информацию об объектах, которые нуждаются в дополнительных наблюдениях для подтверждения их открытия, уточнения орбит и других характеристик.

Таблица 6.2. Количество и точность наблюдений астероидов для обсерваторий, которые пронаблюдали в январе 2009 г. более 100 астероидов (http://accuracy.puldb.ru/)

Примечание. Некоторые несовпадения данных (диаметров телескопов) в табл. 6.1 и 6.2 связаны с тем, что иногда используется диаметр главного зеркала, а иногда — диаметр входного зрачка.

Большая часть этой работы выполняется любителями астрономии, проводящими наблюдения на профессиональном уровне.

Прогнозирование движения потенциально опасных объектов, поиск их тесных сближений с Землей и получение оценки вероятности столкновений на протяжении ближайших десятилетий регулярно осуществляется в Лаборатории реактивного движения Калифорнийского технологического института, США (http://neo.jpl.nasa.gov/risk/) и в Пизанском университете, Италия (http://newton.dm.unipi.it/neodys/).

6.2. Условия наблюдений и требования к перспективным наблюдательным системам

Рассмотрим подробнее условия наблюдений и требования к современным и будущим системам наблюдений.

Для осуществления мероприятий по защите Земли от столкновений с астероидами система наблюдений должна обнаруживать опасные объекты, когда они находятся еще на достаточно большом расстоянии от Земли.

Условия видимости астероида P на геоцентрической небесной сфере зависят от расстояний r (Солнце — астероид) и Δ (Земля — астероид), а также от величины угла ψ между направлениями Земля — Солнце и Земля — астероид, называемого элонгацией астероида, и угла φ между направлениями астероид — Земля и астероид — Солнце (угла фазы). Наилучшие условия видимости с Земли для внешнего астероида имеют место в оппозиции (при ψ, близком к 180°), а для внутреннего — в случае, когда элонгация астероида максимальна (ψ от 60° до 90°) (рис. 6.3).

Рис. 6.3. Взаимное расположение наблюдаемого астероида P и Земли E относительно

Солнца S в двух характерных случаях: a — для внешнего астероида (r > R) и б — для внутреннего (r < R)

Видимая звездная величина астероида m зависит от его поперечного размера d, отражательной способности его поверхности (альбедо) γ, расстояния от астероида до Солнца и Земли, а также от фазы следующим образом:

m = 15,6 — lg d — 2,5 lg γ + 51 lg rΔ + f(φ).

Здесь f(φ) = -2,5 lg[(1 — G)Φ_1 + Φ_2],

A_1 = 3,33, A_2 = 1,87, B_1 = 0,63, B_2 = 1,22.

В общем случае можно принять для всех астероидов в качестве среднего значения величину альбедо γ = 0,15 и G = 0,15 и считать астероиды сферическими.

На рис. 6.4–6.6 представлены значения видимой звездной величины астероидов разных размеров (0,2 км, 0,5 км и 1 км) в зависимости от элонгации, вычисленные для разных значений гелиоцентрических расстояний r — от 1,1 а.е. до 2 а.е.

Видно, что блеск астероида километрового размера может лежать в пределах m = 13 при расстоянии r = 1,1 а.е. в оппозиции (Δ = 0,1 a.e.) до m = 22 при r = 2,0 а.е. и ψ = 45°. Астероид диаметром 0,1 км при тех же условиях слабее первого на 5 звездных величин.

Рис. 6.4. Зависимость видимой звездной величины от расстояния r и элонгации ψ для астероидов диаметром 0,2 км

Рис. 6.5. Зависимость видимой звездной величины от расстояния r и элонгации ψ для астероидов диаметром 0,5 км

Рис. 6.6. Зависимость видимой звездной величины от расстояния r и элонгации ψ для астероидов диаметром 1 км

Внутренние астероиды могут быть доступны для наземных наблюдений при величине элонгации, начиная примерно с 45°. Ниже представлены (табл. 6.3.) вычисленные значения видимой звездной величины астероидов разных размеров d на разных гелиоцентрических расстояниях r при величине элонгации ψ = 60°. Два значения звездной величины соответствуют двум разным положениям астероида на орбите при одном и том же значении угла ψ (рис. 6.3 б). Зависимость размера объекта 24 звездной величины от расстояния до него показана на рис. 6.7.

Таблица 6.3. Значения видимой звездной величины астероидов (ψ = 60°)

Рис. 6.7. Зависимость диаметра r обнаружимого объекта 24 звездной величины от расстояния до него R (величины r и R — в м, γ — альбедо)

Расстояние Δ = 0,2 а.е. = 30 млн км следует признать в качестве допустимого «последнего рубежа» обнаружения приближающихся опасных астероидов. При скорости сближения 10 км/с астероид пройдет это расстояние за месяц. В случае обнаружения опасного объекта на более близком расстоянии времени, остающегося до столкновения, может не хватить на приведение в действие средств защиты. Для обнаружения опасных астероидов крупнее 0,1–0,2 км на этом предельном расстоянии наблюдательные средства должны иметь проницающую способность не хуже 22m. Такой блеск имеют астероиды крупнее 0,1–0,2 км при их расстояниях от Земли 0,2–0,5 а.е. и углах элонгации более 45–60°, т. е. находящиеся на ночном небе вне заревого сегмента.

Какого диаметра необходим телескоп, чтобы обнаруживать астероиды 22 звездной величины и слабее? Предельная звездная величина, регистрируемая телескопом c ПЗС-камерой, может быть определена следующим выражением:

где S — эффективная площадь телескопа в см^2, η — квантовая эффективность ПЗС-матрицы, T — время накопления в секундах,Δ — поперечник изображения звезды в угловых секундах, точнее, сторона квадрата из целого числа элементов изображения (пикселов), накрываемых изображением звезды на матрице, k — отношение сигнала к шуму, µ — фон неба в звездных величинах на квадратную секунду дуги.

Вычисления показывают (и это подтверждает опыт наблюдений с ПЗС-камерами; см., напр., табл. 6.3), что для уверенной регистрации объектов 22 звездной величины нужен телескоп диаметром 1,2–1,5 м, а телескопы диаметром от 0,5 до 1,0 м позволяют наблюдать объекты 20–21 звездной величины.

Все малые тела Солнечной системы являются несамосветящимися и видны лишь благодаря рассеиванию ими падающего на них солнечного света. Вследствие этого такие тела можно наблюдать в оптическом диапазоне электромагнитных волн, поскольку на него приходится большая часть солнечного излучения. Однако наиболее эффективны наблюдения в инфракрасном (ИК) диапазоне, поскольку вследствие низкого альбедо в видимом диапазоне астероиды переизлучают солнечную энергию в основном именно в ИК-диапазоне. Возможности радиолокаторов лучше всего проявляются при изучении отдельных крупных объектов, положение которых на небе известно достаточно хорошо, чтобы на них можно было направить узкий луч радиоизлучения; для поиска новых объектов радиолокаторы мало применимы, поскольку их эффективность обратно пропорциональна четвертой степени расстояния до объекта, а искать объекты необходимо на больших расстояниях от Земли. Поэтому ниже рассмотрены вопросы поисковых наблюдений по большей части оптическими телескопами.

На оптических инструментах специализированных служб получают большое количество наблюдений. Точность определения координат астероидов различными службами неодинакова и в целом не превышает нескольких десятых долей угловой секунды (табл. 6.2). Несмотря на массовое обнаружение новых объектов специальными службами, более половины открываемых тел теряются, так как для них не успевают получить надежную орбиту и посчитать точную эфемериду на следующий период наблюдений. Для определения точных орбит необходимы наблюдения на достаточно длительном интервале времени (порядка 2–3 месяцев). Такие наблюдения могут выполняться на различных астрономических инструментах, а не только на специализированных. В перспективе, при наличии оперативной связи между обсерваториями, возможно уже на следующую ночь после обнаружения проводить одновременные наблюдения из нескольких пунктов, что существенно повысит надежность определяемых орбит.

Однако при развертывании системы противодействия опасным небесным телам необходимо участие в наблюдениях наземных радиолокаторов. Только радиолокационные наблюдения способны обеспечить точность, необходимую для наведения ракет и КА для сближения с угрожающим телом, его отклонения и (или) разрушения. Но для проведения радиолокации астероидов необходимо целеуказание с высокой точностью, порядка нескольких десятков угловых секунд по положению, около 100 м/с по лучевой скорости и нескольких тысяч км по дальности. Такое целеуказание могут обеспечить только оптические средства наблюдения.

По оценкам, основанным на предположении об одинаковой зависимости в распределении малых тел по размерам, вплоть до малых, которые несут потенциальную опасность локального характера, численность потенциально опасных объектов с размерами свыше 100 м составляет свыше нескольких сотен тысяч. Условия обнаружения этих объектов должны быть таковы, чтобы обеспечить их последующие наблюдения для получения надежных орбит и каталогизации, с тем чтобы за время порядка 10 лет обнаружить и каталогизировать свыше 90 % подобных тел. Моделирование наблюдений, проведенное двумя экспертными группами, работавшими по эгидой НАСА (результаты моделирования опубликованы в отчетах «Study to Determine the Feasibility of Extending the Search for Near-Earth Objects to Smaller Limiting Diameters», 2003, и «Near-Earth Object Survey and Deflection Study», 2007), показало, что при выполнении требования массовости обнаружения и выполнении планов каталогизации в течение 10 лет при надежном определении орбит поставленная задача обеспечивается при дальности обнаружения около 1 а.е. инструментами с полем зрения порядка 10 квадратных градусов и временем экспозиции не более 1 минуты. При этом для объектов размером порядка 140 м проницающая способность инструмента должна быть не хуже 23m–24m. Такие телескопы должны получать изображения всего неба не менее 3 раз в месяц, причем в течение ночи один и тот же участок неба должен сканироваться не менее 4 раз. При этом для успешного решения задачи оперативного определения предварительных орбит вновь открываемых тел и для эффективного улучшения орбит уже открытых объектов точность измерения координат должна быть не хуже 0,2″. Желательно также производить оценку блеска объекта с максимально возможной точностью.

Многие страны мира, имеющие достаточный научный и экономический потенциал, занимаются созданием национальных служб обнаружения АСЗ либо входят в состав международных служб (США, Англия, Австралия, Япония, Франция, Германия, Китай, Италия). Основные усилия этих стран на современном этапе направлены на создание наземной службы обнаружения. Требования к телескопам и системам обработки для таких наземных пунктов можно сформулировать следующим образом.

Для того чтобы производительность инструмента была достаточно высокой, т. е. была возможность в обозримые сроки обнаружить или обеспечить сопровождение большинства АСЗ, несущих угрозу серьезных катастроф, необходимо обеспечить такой режим работы специализированного телескопа, чтобы площадь сканируемого им неба была максимально возможной. По этому показателю до недавнего времени вне конкуренции была астрофотография. Широкоугольный астрограф способен на одном кадре фиксировать область неба площадью до тысячи квадратных градусов. Однако такие инструменты ни по проницающей способности, ни по оперативности обработки полученной информации не могут удовлетворять современным требованиям, какие бы технические ухищрения при этом ни применялись. Так, например, 46-см телескоп системы Шмидта Паломарской обсерватории имеет поле зрения 56 квадратных градусов. При сканировании 80–100 тыс. квадратных градусов за год количество обнаруженных АСЗ могло достигать всего 20! Это количество может быть обнаружено за месяц наблюдений на такой обсерватории, как LINEAR.

Самым оптимальным приемником излучения на сегодняшний день по проницающей способности и возможности оперативной обработки информации, стабильности и надежности работы является камера на основе матричного приемника с зарядовой связью — ПЗС-камера. Современные ПЗС-матрицы обладают квантовой эффективностью, достигающей 80 %, что позволяет при временах накопления порядка минуты и максимально возможном охлаждении получать изображения точечных источников до 24 звездной величины на телескопе с диаметром зеркала 2 м. К сожалению, современные ПЗС-матрицы, как правило, имеют недостаточные размеры для обеспечения необходимых полей зрения. Самое большое поле зрения для известных оптических инструментов, задействованных в обнаружении потенциально опасных небесных тел, не превышает нескольких квадратных градусов (максимальное поле зрения у LONEOS — около 10 квадратных градусов). Однако существуют отработанные технологии сканирования неба, которые позволяют в течение месяца обнаруживать порядка 150 000 астероидов (новых, ранее неизвестных, среди них может быть около нескольких десятков). С другой стороны, уже отработаны технологии изготовления склеек (мозаик) из нескольких ПЗС-матриц с единой светочувствительной поверхностью, площадь которой может достигать десятков сантиметров. Такие приемники позволяют сканировать максимально возможные области неба с минимальными временными потерями. Очевидно, что достижение такого результата может быть обеспечено только при использовании современных компьютеров (количество информации, получаемой за ночь, может достигать терабайтов), оснащенных хорошо отработанным программным обеспечением, дающим результаты в унифицированном формате (например, формате Центра малых планет), что позволит непосредственно и немедленно использовать их для анализа. Оперативность обработки данных должна позволять получать предварительные результаты об обнаруженных объектах во время наблюдений и окончательный результат — к началу следующей наблюдательной ночи.

Еще одним требованием к инструменту является выбор места для его установки. Это место должно обеспечивать большое количество ясного времени для проведения наблюдений и хорошие параметры астроклимата для обеспечения высокой проницающей способности инструмента и точности измерения координат и блеска. Пункт наблюдений должен обладать достаточной инфраструктурой и оперативной связью. Эксплуатация инструмента не должна быть ограничена общей политической или правовой нестабильностью в регионе.

Многие аспекты космической деятельности находятся под международным контролем, тем не менее, наличие национальных средств является необходимым условием, позволяющим определять достоверность публикуемых данных и оценивать текущие, недекларируемые изменения состояния космической обстановки. Использование национальных средств позволяет ограничить стремление отдельных государств к получению односторонних преимуществ за счет развития и применения своих собственных средств.

Еще раз важно отметить, что создание современного телескопа, вне зависимости от его диаметра, обеспечивается не только высоким уровнем оптического и механического производства. Не менее важным является оснащение его современными электромеханическими устройствами, светоприемной аппаратурой, аппаратно-программным комплексом системы управления и сбора данных наблюдений. Исключительно важным качеством современной системы управления телескопом являются ее совместимость с современными информационными технологиями. Возможность доступа к процессу получения данных и самим данным наблюдений с удаленного терминала существенно повышают эффективность работы телескопа, делают телескоп открытым для широкого круга научной общественности.

Прорабатываются также возможности создания специализированных систем обнаружения малых тел Солнечной системы космического базирования. Такие системы на порядок сложнее в проектировании, изготовлении и эксплуатации и на несколько порядков дороже, чем наземные системы. Однако очевидные преимущества оптических инструментов за пределами земной атмосферы и важность вопроса обеспечения безопасности жителей Земли делают необходимыми и такие разработки.

6.3. Перспективные проекты

6.3.1. Перспективные наземные оптические средства, разрабатываемые в мире. Наиболее интенсивно работы по проектированию систем обнаружения проводятся в США. Традиционно к решению проблемы поиска предельно слабых объектов с требованием максимального охвата неба существуют два подхода: построение одного большого обзорного телескопа или создание сети меньших телескопов. Первый вариант кажется проще, но стоимость его гораздо выше. Второй вариант обладает важным преимуществом — большей надежностью и достоверностью получаемой информации. Соответственно в рамках подготовки программы массового обнаружения малых тел Солнечной системы с размерами свыше 100 м предлагаются два проекта — LSST (Large Synoptic Survey Telescope, Большой обзорный телескоп) и Pan-STARRS (Panoramic Survey Telescope and Rapid Response System, Панорамный обзорный телескоп и система быстрого отклика).

Для сравнения эффективности различных широкоугольных систем используется такая характеристика, как throughput (англ.), или etendue (франц.) (русское значение «эффективность»):

E = AΩ,

где A = πD^2/4 — площадь эффективной апертуры телескопа с диаметром D (в м^2), Ω = ω^2, а ω — поле зрения в градусах. Информативность E обусловлена тем, что эта величина пропорциональна объему пространства, изучаемого данным телескопом в течение одной экспозиции.

Рассмотрим перспективные проекты LSST и Pan-STARRS.

Проект LSST. Это телескоп с 8,4-м главным зеркалом, трехградусным полем зрения, эффективными апертурой 6,9 м и площадью 38 м^2. Ожидаемая эффективность обзора E составляет около 320 м^2 град.2. Выбор оптической схемы был сделан в пользу трехзеркального телескопа Пола (предложен в 1935 г.), дополненного трехлинзовым корректором (рис. 6.8).

Фокальная поверхность этого телескопа является не совсем плоской, и диаметр линейного изображения будет около 54 см. Такую поверхность может покрыть только мозаика из отдельных ПЗС-матриц, причем мозаика может быть собрана либо в плоскости, и тогда будет наблюдаться слабая расфокусировка от центра к краям, либо на поверхности, близкой к фокальной. Очевидно, что при современных технологических ограничениях количество таких матриц будет свыше 100 (при размере одиночной матрицы 35 × 35 мм количество необходимых матриц будет около 180). Таким образом, при формах одной матрицы 4098 × 4098 пиксел общее количество пикселов будет около 3 миллиардов. Если учесть размеры каждой матрицы в пикселах и информативную единицу с каждого пиксела размером 16 бит, легко оценить объем информации, получаемый после каждой экспозиции. Этот объем превысит один терабайт. Обработать, особенно оперативно, такой объем информации — задача сверхсложная и включает в себя множество технологических проблем, которые нужно разрешить для обеспечения эффективной работы всей системы. Пуск телескопа в строй ожидается в 2015–2016 гг.

Рис. 6.8. Оптическая схема обзорного телескопа LSST (http://www.lsst.org/lsst/science/optical_design)

Рис. 6.9. Телескоп PS1 на Гавайях (http://pan-starrs.ifa.hawaii.edu/public/)

Проект Pan-STARRS. Проект Pan-STARRS, или PS, направлен на реализацию обзорных задач по обнаружению предельно слабых малых тел Солнечной системы. Первый этап проекта предусматривает установку и отработку основных компонентов получения и обработки информации, поступающей с четырех телескопов диаметром 1,8 м и полем зрения 3 квадратных градуса каждый, установленных на одной монтировке, которые могут работать как автономные телескопы, так и в качестве телескопов составной апертуры. Этот проект получил обозначение PS4. Тестовый вариант PS1 состоит из одного телеcкопа на отдельной монтировке (рис. 6.9). При этом, если для одного телескопа E составляет около 40,5 м^2 град.2, то суммарная эффективность обзора будет выше в зависимости от режима работы и может увеличиться почти в 4 раза. Конечно, это значительно меньше, чем у LSST, но можно предположить, что это окупится преимуществами многоапертурной системы. Они сводятся к следующему [Теребиж, 2005]:

— с увеличением диаметра стоимость телескопа растет быстрее, чем площадь его апертуры. Поэтому с помощью совокупности меньших телескопов дешевле достичь той же эффективности обзора. Дополнительное уменьшение стоимости связано с тем, что небольшие телескопы изготавливаются сравнительно быстро;

— большой телескоп по необходимости должен иметь высокую светосилу, что ведет к ряду трудностей: форма оптических поверхностей становится сложной, допуски на стабильность системы — чрезвычайно жесткими, непросто достичь согласования с фильтрами и пр.;

— если сеть телескопов регистрирует изображения одной и той же области неба, то повышаются надежность отождествления слабых объектов постоянной яркости и эффективность обнаружения переменных объектов. При необходимости часть или все телескопы сети можно направить в разные области неба;

— специальные исследования с телескопами диаметром менее 2 м показали, что атмосферные вариации наклона волнового фронта можно компенсировать путем управления процессом накопления зарядов на детекторе. Для телескопов большего размера возможность коррекции такого вида остается открытой;

— расширяется динамический диапазон системы регистрации; — при разумном распределении телескопов по долготе возможно проследить за временным развитием переменных событий.

Оптическая схема одиночного телескопа Pan-STARRS представляет собой систему квази-Ричи — Кретьена. Эквивалентное фокусное расстояние телескопа равно 8 м, соответствующий масштаб изображения — 38,8 микрон в угловой секунде. Пиксел детектора размером 15 мкм проецируется на небо в пределах угла 0,4″.

Телескоп PS1 установлен на Гавайях, построен в 2006 г., а в 2007 г. был сдан в эксплуатацию. В проекте PS планируется использование гигапиксельной ПЗС-системы с квантовой эффективностью не хуже 66 % в пике спектральной чувствительности. На рис. 6.10 (см. вклейку) показана мозаика из ПЗС-матриц, которая будет использоваться в качестве детектора изображения для телескопа PS1. Она состоит из 60 мозаик, каждая из которых включает 8×8 отдельных ПЗС-матриц, размещенных на одной подложке. В качестве монтировки используется монтировка лазерного дальномера, переданная ученым американскими военными. Этот телескоп позволит отработать все основные моменты работы обзорного телескопа PS4.

Рис. 6.11. Изображение кометы Холмса, полученное на телескопе PS1 в 2008 г. (http://pan-starrs.ifa.hawaii.edu/public/)

В настоящее время осуществляется тестирование телескопа PS1. На рис. 6.11 представлено изображение кометы Холмса, полученное на этом телескопе.

В проекте PS4 на одной монтировке планируется разместить четыре таких телескопа, которые будут направлены одинаково. Запуск полноценной версии PS4 планируется к 2010 г. Сколько всего таких инструментов следует изготовить и как их расположить, вопрос пока остается открытым.

6.3.2. Работы по созданию наземных оптических систем обнаружения и сопровождения, проводимые в России. В России работы по созданию современной системы обнаружения телескопами с апертурой свыше 1 м проводятся, по-видимому, только в Институте солнечно-земной физики (ИСЗФ) СО РАН. Такая система обнаружения строится на базе телескопа АЗТ-33, разработанного в ЛОМО. С использованием современной ПЗС-системы, покрывающей большую часть поля зрения, эта система сможет иметь диаметр поля зрения около 3° с проницающей способностью до 23m при экспозиции около 1 мин. Этот телескоп диаметром 1,6 м находится в стадии изготовления, и уже подготовлена астрономическая башня для его установки на Саянской обсерватории в Мондах, где смонтирован и работает также телескоп АЗТ-33ИК, ориентированный на исследования космических объектов в инфракрасной области спектра (см. рис. 6.12 на вклейке). АЗТ-33ИК может быть использован и в программах изучения физических свойств открытых и вновь открываемых объектов.

Разработки обзорных телескопов большого диаметра в России проводились и проводятся (см., напр., [Аронов и др., 2007]). Но пока в России не будет на государственном уровне принята целевая программа развития отечественных средств обнаружения и мониторинга потенциально опасных небесных тел, такие разработки в области астероидно-кометной опасности будут не востребованы. Стоит также упомянуть об обзорных телескопах, которые могут использоваться для нужд обороны. Опыт США показывает, что если решения о создании системы мониторинга принимаются на государственном уровне, то отдельные элементы такой системы можно довольно быстро создать при минимальном дополнительном вложении средств за счет уже имеющихся ресурсов в других областях деятельности государства, например, используя телескопы, предназначенные для контроля космического пространства в прикладных целях.

Обсудим необходимые доработки существующих российских телескопов для их возможного использования в качестве телескопов обнаружения.

Как правило, существующие астрономические инструменты предназначены для исследований небольших участков неба и имеют фокусные расстояния, превышающие несколько метров. В основном на российских обсерваториях установлены телескопы системы Кассегрена или Ричи — Кретьена. Такие инструменты имеют поля зрения менее 1°, но линейные размеры этих полей нередко превышают 10 см. Понятно, что при использовании приемника 3 × 3 см, большая часть поля зрения «пропадает». Для использования всего доступного поля зрения с современным единичным ПЗС-приемником (не блоком) необходима разработка и создание специального оптического устройства, вводимого в оптическую схему телескопа, которое, с одной стороны, согласует разрешение матрицы с масштабом изображения, и, с другой стороны, дает более или менее качественное поле зрения и позволяет использовать все теоретически доступное поле зрения телескопа. Понятно, что такие узкопольные телескопы рационально использовать только для задачи мониторинга, но не обнаружения.

Вторая очевидная проблема — это дооснащение телескопов действительно современными приемниками излучения.

Основная характеристика приемника, которая определяет проницающую способность инструмента — это квантовая эффективность. У современных приемников она достигает 90 % в видимом диапазоне спектра. Вторая важная характеристика — это динамический диапазон. Для приемника на основе ПЗС-матрицы эта характеристика напрямую связана с размером пиксела. Для пиксела размером 16 × 16 мкм емкость заряда, который этот пиксел может накопить, равна примерно 180 000 зарядов электрона. Меньше размер — меньше емкость — меньше динамический диапазон. Кроме того, размер пиксела и их число определяют линейные размеры всей матрицы.

Для уменьшения темновых токов, которые становятся существенным негативным фактором в условиях накопления, в астрономических матрицах применяются системы охлаждения. Как правило, это либо элементы Пельтье, либо системы азотного охлаждения. Элементы Пельтье дают «умеренное» охлаждение. Один каскад при условии эффективного отвода тепла с нагреваемой поверхности дает разность температур примерно в 30 градусов между нагреваемой и охлаждаемой поверхностями. Соответственно двухкаскадный элемент Пельтье дает охлаждение примерно на 50 градусов. Подчеркнем, что такое охлаждение достигается относительно температуры окружающего воздуха. Так, если температура возле телескопа +20 °C, то температура матрицы может достигать –35 °C. Азотное охлаждение позволит получить температуру светочувствительной поверхности до –130 °C. Недостатком второго типа охлаждения является необходимость периодической заправки азотом, а значит, нужно иметь под рукой источник азота. Это не всегда может быть выполнено.

Опыт работы специализированных инструментов показывает, что для целей мониторинга на переоборудуемом телескопе хорошо подходит ПЗС-матрица с числом пикселов не менее 2048 × 2048, с размером пиксела около 16 × 16 мкм и охлаждением 2– или 3-каскадным элементом Пельтье.

Теперь обозначим проблему, не связанную с переоснащением телескопа, но от решения которой также будет зависеть успешность превращения обычного астрономического телескопа в средство мониторинга. Это программное обеспечение. В течение ночи при работе системы мониторинга с максимальной эффективностью количество информации будет исчисляться гигабайтами. При этом информация об обнаруженных объектах должна появляться уже после второго сканирования одной и той же части неба и проверяться после третьего сканирования. Поэтому к программному обеспечению по обработке изображений будут предъявляться очень жесткие требования по быстродействию, так как информацию нужно получать практически в реальном времени. У нас в стране проблема получения информации в реальном времени решена на отдельных малых обзорных инструментах (например, роботизированная система MASTER (Mobile Astronomical System of the Telescope-Robots [http://observ.pereplet.ru/]). С увеличением апертуры обзорных инструментов требования к быстродействию программного обеспечения будут более жесткими. Чтобы на каждой обсерватории не занимались созданием своего программного обеспечения, нужно решить проблему оснащения переоборудованных телескопов обнаружения унифицированным программным обеспечением. Например, такое программное обеспечение сейчас создается в ГАО РАН с учетом собственного наблюдательного опыта и опыта других наблюдателей и программистов (программа «Апекс»).

Рассмотрим теперь требования к системам сопровождения (мониторинга). Поскольку предполагается массовое обнаружение объектов и оперативное определение их предварительных орбит, возникает задача оперативного «подхватывания» таких объектов и их сопровождения до получения достаточной информации для уточнения орбиты и последующей каталогизации объектов. Объекты достаточно яркие (ярче 20m) могут сопровождаться большим количеством телескопов умеренного размера, которые уже есть в мире. Это и профессиональные инструменты и даже инструменты продвинутых любителей астрономии.

Объекты более слабые (20–22m) могут сопровождаться только достаточно крупными (более 1 м в диаметре) и, как правило, профессиональными инструментами. Такие инструменты работают обычно по своим программам, и их участие в регулярных наблюдениях потенциально опасных объектов может быть обеспечено только включением в наблюдательную программу федерального масштаба.

Объекты 22–24m могут сопровождаться инструментами с апертурой около 2 м и более. Таких инструментов в нашей стране единицы: это инфракрасный телескоп АЗТ-33ИК (ИСЗФ) с апертурой 1,7 м в Мондах, 2-м телескоп Цейсс-2000 (ТФ ИНАСАН) в Терсколе, 6-м телескоп в Архызе (САО), российско-турецкий 1,5-м телескоп, установленный недалеко от Антальи. Все эти телескопы также задействованы в научных наблюдательных программах, не связанных с регулярными наблюдениями опасных небесных тел. Поэтому очевидно, что вместе с проектированием телескопов обнаружения целесообразно проектировать и телескопы слежения. Телескопы слежения в принципе гораздо менее дорогостоящие, чем телескопы обнаружения. Требования к ним несколько другие. Рассмотрим их.

Предельная звездная величина телескопа слежения должна быть такой же или больше, чем у телескопа обнаружения. Это связано с тем, что получение достоверной информации о слабом объекте требует повышения отношения сигнал/шум. Это может быть достигнуто, с одной стороны, увеличением светового диаметра, а с другой — увеличением времени экспозиции (для телескопов обнаружения оно мало — не более 1 мин).

При полях зрения в несколько градусов в системе обнаружения для регистрации изображений должен использоваться приемник излучения гигапиксельных размеров. Это даст на выходе от нескольких до десятков гигабайт информации с одного изображения. Оперативная обработка такой информации возможна, но для обеспечения оперативности всей системы «обнаружение + слежение» желательно, чтобы оба телескопа работали в одном комплексе, т. е. были смонтированы в одном месте. Поле зрение телескопа слежения при этом можно уменьшить в несколько раз без потери эффективности. Это позволит несколько сократить расходы и, например, обойтись одной и не очень дорогой ПЗС-матрицей.

6.3.3. Наземная радиолокационная подсистема сопровождения АСЗ. Современные радиолокаторы могут, независимо от времени суток и метеоусловий, выполнить задачу уточнения орбит, определения размеров, скорости собственного вращения, формы и состава астероидов, пролетающих очень близко к Земле — на расстояниях менее 15–20 млн км. Такие астероиды очень быстро — за считанные часы — пересекают барьер обнаружения, так что их орбиту не удается определить достаточно точно, чтобы сформировать целеуказание наземным телескопам на ближайший благоприятный для наблюдений период. В западном полушарии такие радиолокаторы есть и уже работают по АСЗ. Это радиолокационная станция (РЛС) в Аресибо (ПуэртоРико), принадлежащая радиоастрономической обсерватории, и РЛС в Голд-стоуне (Калифорния), принадлежащая НАСА. Последний радиолокатор более пригоден для рассматриваемой цели, так как имеет поворотную антенну и, следовательно, более широкий рабочий сектор. В восточном полушарии имеется планетный радиолокатор в Евпатории, принадлежащий Украине, и РЛС FGAN в Германии. Вблизи Уссурийска установлена 70-м антенна дальней космической связи, такая же, как в Евпатории, на базе которой создается радиолокатор. В табл. 6.4 приведены для сравнения основные характеристики РЛС в Голдстоуне и Евпатории.

Таблица 6.4. Сравнение основных характеристик РЛС в Голдстоуне и Евпатории

Дальность действия РЛС в Голдстоуне по астероиду километровых размеров оценивается в 15 млн км. Рассчитывать на существенное (на порядок или в несколько раз) увеличение дальности по АСЗ при разумных затратах энергии не приходится. Для зондирования АСЗ используются попеременно гладкие (для измерения доплеровской скорости) и ФМ— (фазоманипулированные, для измерения дальности и скорости) импульсы. Интересно отметить, что в 1989 г. на РЛС в Аресибо и Голдстоуне были проведены удачные эксперименты по получению радиоизображений астероида 1989 РВ на дальностях 5,5–8,5 млн км. Для получения изображений требуется отношение сигнал/шум того же порядка, что и для обнаружения (порядка 20), но не по телескопу в целом, а по каждому элементу разрешения. Поэтому предельные дальности для этого режима будут гораздо меньше. В России имеются две крупные (64 м) антенны, пригодные для создания радиолокационных станций наблюдения астероидов — в Медвежьих Озерах под Москвой и в Калязине (Тверская обл.), хотя их более северное расположение ограничивает зону наблюдения плоскости эклиптики в летние ночи и зимние дни. Кроме того, перспективы доработки и использования их в качестве радаров совершенно неясны.

Одной из областей высоких технологий, в которой Россия лидирует или находится на уровне США, является технология создания высокопотенциальных радиолокаторов с фазированными антенными решетками (ФАР), работающих в различных частотных диапазонах — от метрового до миллиметрового. По некоторым данным наличие в России отработанных и постоянно развивающихся технологий позволяет создавать в короткие сроки РЛС с любыми заданными характеристиками, в том числе с большой дальностью действия, высокой точностью определения параметров движения наблюдаемых объектов и способностью распознавать эти объекты по нетраекторным данным. РЛС с ФАР отличаются от оптических систем возможностью работать в любое время суток и при любых погодных условиях, обладают существенно большими поисковыми возможностями и повышенной способностью измерять не только угловые координаты, но и расстояние до объекта и его радиальную скорость.

Такие радиолокаторы уже сегодня успешно функционируют в системах ракетно-космической обороны (РКО): системе предупреждения о ракетном нападении (СПРН), системе контроля космического пространства (СККП), системе и комплексах противоракетной обороны (ПРО), выполняя поставленные перед ними задачи по обнаружению боеголовок баллистических ракет и космических объектов с малыми отражающими поверхностями на достаточно больших расстояниях с обеспечением высокой точности определения параметров движения этих объектов.

Созданные и создаваемые в составе систем РКО уникальные радиолокационные станции, работающие в различных частотных диапазонах и расположенные во многих районах России и СНГ, развитая система передачи данных и связи, мощные вычислительные центры, а также накопленный в течение длительного периода разработки, создания и эксплуатации этих систем огромный научно-технический и технологический потенциал могут использоваться и в других областях жизнедеятельности общества в целях достижения устойчивого развития цивилизации и обеспечения глобальной безопасности.

Указанные выше РЛС РКО, а при необходимости специально созданные с использованием отработанной технологии и сложившейся кооперации средства в комплексе с имеющимися командно-вычислительными центрами могут составить основу системы информационного обеспечения космической деятельности России и других государств в XXI в. Эти РЛС, работая совместно с оптическими средствами, могут обеспечить решение задач обнаружения и каталогизации потенциально опасных объектов, определения параметров их движения, наведения на них перехватчиков или транспортных кораблей. РЛС могут также осуществлять наблюдение за космическим мусором, получать информацию об аварийных ситуациях в космосе и данные для проведения восстановительных и спасательных работ, в том числе данные для управления запусками и посадками космических аппаратов.

Энергетические возможности созданных в России мощных дежурных РЛС системы предупреждения о ракетном нападении и противоракетной обороны позволяют обеспечить обнаружение и устойчивое сопровождение в штатном режиме работы космических объектов размером 10 м и типичным для АСЗ радиолокационным альбедо 0,1–0,2 на дальностях до 22 тыс. км, 100 м — до 71 тыс. км, 1000 м — до 223 тыс. км. При использовании в РЛС режима накопления сигнала дальность обнаружения космических объектов диаметром 1 км может быть доведена до 1–5 млн км. Дальнейшие возможности увеличения дальности действия при работе по астероидам ограничены способностью РЛС осуществлять когерентное накопление сигналов и, по-видимому, потребуют существенной аппаратурной модернизации существущих РЛС или создания новых специализированных РЛС на основе разработанных технологий.

Наибольшая эффективность использования средств и систем РКО может быть достигнута при объединении усилий в этом направлении России и США, а также учета внешних целеуказаний по известным потенциально опасным объектам от оптических средств наблюдений.

6.4. Проекты систем космического базирования для обнаружения объектов, сближающихся с Землей

Необходимость надежного обнаружения опасных небесных тел выдвигает перед космическим сегментом наблюдения множество далеко не простых требований: по обеспечению непрерывности контроля космического пространства, дальности обнаружения, оперативности, точности определения траекторий и других характеристик небесных тел и т. д. Анализу некоторых из этих требований было посвящено несколько работ отечественных экспертов (например, [Ковтуненко и др., 1994; 1995; Добров и др., 1996]). В настоящее время в мире ведутся интенсивные проработки таких технологий.

Основное преимущество телескопов, расположенных в космосе, — возможность оперативной работы и отсутствие влияния важных факторов для наземных наблюдений: погоды, времени суток, Луны и наличия земной атмосферы. Считается, что наилучшее размещение для телескопов космического базирования с целью обнаружения и наблюдения астероидов, опасных для Земли, — в треугольных точках Лагранжа на орбите Луны и/или на орбитах, подобных орбите Венеры [NASA report, 2007].

Основные проблемы создания космических телескопов — это высокая стоимость запуска, малый срок службы (7–10 лет) и риски, связанные с доставкой на орбиту и развертыванием космического аппарата, а также зависимость от устойчивости канала связи телескопов с Землей.

В последние годы особое внимание уделяется телескопам инфракрасного (ИК) диапазона. Астероиды большую часть (до 85 %) лучистой энергии, получаемой от Солнца, переизлучают в ИК-диапазоне, поэтому ИК-телескоп, использующий детекторы с высокой квантовой эффективностью, позволяет обнаруживать опасные астероиды на гораздо больших расстояниях по сравнению с оптическими телескопами того же размера. Это же обстоятельство (астероиды излучают в основном в ИК-диапазоне) обусловливает более высокую точность (по сравнению с видимым диапазоном) определения размеров астероидов. Действительно, разница оценок альбедо 0,1 или 0,2 предполагает разницу в диаметрах астероидов в 1,4 раза, а разница альбедо 0,9 или 0,8 означает размах в оценках диапазона всего на 5 %.

ИК-телескопы, размещенные в космосе, имеют все те же преимущества, что и оптические. ИК-технология развивается быстро. Как показано в отчете НАСА за 2007 г. [NASA report, 2007], ИК-технологии столь перспективны, что при использовании только ИК-телескопов, работающих на орбите Венеры или в точке Лагранжа L1 системы Земля — Луна, можно обеспечить обнаружение почти всех АСЗ даже без расширения сети наземных телескопов. В любом случае, телескопы космического базирования должны работать совместно с наземной сетью наблюдений.

Оценки, проведенные экспертами НАСА, показывают, что даже один постоянно работающий космический ИК-телескоп сравнительно среднего размера (0,5–1 м) может обеспечить за 10 лет работы обнаружение 90 % АСЗ с размерами более 140 м.

Конкретный пример планируемой ИК-системы — это NEOCam (The Near-Earth Object Camera) — камера ближнего ИК-диапазона, размещенная в точке Лагранжа L1 системы Земля — Луна. NEOCam будет использована для наблюдения и обнаружения потенциально опасных для Земли объектов. NEOCam состоит из 50-см ИК-телескопа, пассивно охлажденного до 30 К, рабочий диапазон 6–10 микрон. Предполагается, что NEOCam обнаружит 78 % потенциально опасных для Земли объектов с диаметрами больше 140 м за 5 лет работы. В случае продолжения миссии еще на 5 лет будет обнаружено около 90 % потенциально опасных тел. NEOCam чувствительна к широкому диапазону альбедо и сможет сканировать недоступные для наземных наблюдателей области небесной сферы. Принципиальное отличие от оптических систем — использование ИК-диапазона — позволяет напрямую определять физические характеристики астероидов [Mainzer et al., 2006]. Возможность установки телескопов космического базирования рассматривалась также в работах [Bidstrup et al., 2006; Jedicke et al., 2006].

В работе [Tedesco et al., 2002] смоделированы возможности ИК-наблюдений астероидов из космоса, даны количественные оценки перспектив обнаружения астероидов при использовании ИК-телескопов.

Микроспутник NEOSSat (The Near-Earth Object Surveillance Satellite, Канада) предполагается использовать для обнаружения и наблюдения астероидов, сближающихся с Землей, и астероидов, орбиты которых лежат внутри орбиты Земли. Предполагаемая дата запуска микроспутника — 2011 г. Этому микроспутнику будут доступны объекты 19,5m при более чем 100-кратном суммировании единичных изображений. Основное важное требование для этого телескопа — наблюдать внутри угла 45° по направлению от Солнца (для лучшего обнаружения объектов, находящихся на орбитах внутри орбиты

Земли) и возможность 20-градусного отклонения от антисолнечного направления. Тестовые испытания проводятся с помощью микроспутника MOST (Microvariability and Oscillations of Stars). Этот микроспутник — совместный проект Организации оборонных исследований и разработок Канады и Канадского космического агентства. Спутник имеет двойное назначение — астрофизическое (поиск экзопланет и изучение пульсаций звезд) и наблюдения околоземных объектов. В программе работы — обнаружение и слежение за околоземными астероидами (Near-Earth Space Surveillance: NESS) и получение информации о координатах искусственных спутников Земли, находящихся на высоких (15 000–40 000 км) орбитах. Для обнаружения околоземных объектов на орбитах внутри орбиты Земли используется 15-см телескоп.

Опишем теперь некоторые российские проекты космических систем обнаружения.

Для обеспечения регистрации потенциально опасного космического объекта космическими средствами, как правило, используются два подхода. Первый аналогичен проектированию обзорных систем в наземном телескопостроении: предлагается использовать оптический инструмент с максимально возможным полем зрения. К такому типу инструментов относятся описанные выше зарубежные проекты космического базирования. Второй подход использует так называемый барьерный принцип, аналоги которому можно найти и в наземных системах обнаружения. Этот подход ориентирован на своевременное обнаружение опасных небесных тел (ОНТ) на каком-то предельном расстоянии от Земли с помощью оптического барьера, создаваемого несколькими телескопами. Ниже предлагается обзор двух проектов. Один разрабатывается в НПО им. С. А. Лавочкина [Добров и др., 1996] и относится к первому типу, другой разрабатывается в ЦНИИМаш [Емельянов, Меркушев 2005] и относится ко второму типу.

Работы, проводимые в ЦНИИМаш, направлены на обоснование возможности обнаружения и определения параметров орбит малых (порядка 50 м) ОНТ, которые могут приближаться к Земле с произвольных направлений. Воздействия от столкновений с такими телами, как уже отмечалось, по своим масштабам подобны взрыву Тунгусского тела. Вряд ли такие тела в ближайшем будущем будут легко обнаруживаться. В лучшем случае упреждение возможно за 20–30 дней, и будет слишком поздно принимать меры для увода такого тела с угрожающей орбиты. Защита населения возможна без предотвращения падения ОНТ на Землю. Достаточно краткосрочного (за 5–20 сут) предупреждения для проведения таких мероприятий, как повсеместный увод людей из прибрежных зон морей и океанов, приостановление деятельности опасных производств, укрытие городского населения в бомбоубежищах, а в случае высокоточного определения района падения — полная эвакуация населения из района падения. Поэтому информационное обеспечение защиты населения от малых ОНТ является одним из первоочередных этапов решения проблемы АКО. Очень важно здесь привлечение космических телескопов (КТ) обнаружения и высокоточного определения прогнозируемого пролетного расстояния от Земли. По-видимому, без использования КТ эта задача не решается.

К сожалению, даже с помощью КТ, находящихся на околоземной орбите или в точке Лагранжа L1 (системы Солнце — Земля), не представляется возможным обнаруживать ОНТ, приближающиеся к Земле со стороны Солнца.

Это ограничение может быть преодолено при использовании всего двух космических телескопов, размещаемых на орбите обращения Земли вокруг Солнца, поля зрения которых образуют замкнутую барьерную зону гарантированного обнаружения малого ОНТ, идущего с любого направления. Высокоточное определение параметров орбиты и пролетного расстояния обеспечивается за счет синхронно-базисных наблюдений, проводимых при реализуемом большом расстоянии между космическими телескопами (около 0,45 а.е.), сравнимым с удаленностью ОНТ от Земли во время прохода через барьерную зону. Это расстояние превышает возможную базу между наземными телескопами на 3 порядка.

Высокая эффективность космических телескопов при решении задачи оперативного предупреждения о падении малых (размером 50–150 м) ОНТ и их использование в составе международной системы информационного обеспечения решения проблемы AKО, обусловливает существенный вклад в предупреждение об опасных сближениях с Землей. Естественно, что КТ были бы весьма эффективны для высокоточного определения параметров орбиты астероида Апофис с целью заблаговременного принятия решения о целесообразности изменения траектории астероида в случае его прогнозируемого падения на Землю.

Отметим еще проект космического средства наблюдения (КСН) «Конус» (НПО им. С. А. Лавочкина) В этом проекте рассматриваются космические средства наблюдений астероидов, перигелии и афелии орбит которых лежат в диапазонах 0,1–1 а.е. и 1–6 а.е. соответственно, а наклоны орбит к плоскости эклиптики — от 0 до 90°.

Для обнаружения приближающихся к Земле астероидов наиболее целесообразным представляется размещение КА с телескопом на орбите, совпадающей с орбитой Земли, но с некоторым отставанием от нее или опережением. При этом можно обеспечить достаточно приемлемые фазовые углы в процессе наблюдений небесных тел, и, что очень важно, зона контроля будет иметь относительно небольшие угловые размеры. Например, с расстояния 15 млн км двухсуточная зона подлета будет видна под углом около 60°. Таким образом, почти на порядок уменьшается площадь небесной сферы, подлежащая контролю, по сравнению с наблюдениями с Земли, с которой необходимо контролировать всю небесную сферу.

Кроме того, в предлагаемом варианте размещения КА обеспечиваются достаточно неплохие условия наблюдения астероидов, приближающихся к Земле со стороны Солнца. Для контроля «мертвой зоны», возникающей из-за засветки Землей и Луной, можно будет использовать наземные средства или КА с телескопом, работающим на околоземной орбите. Базовыми КА для создания КСН «Конус» могут стать созданные в НПО им. С. А. Лавочкина и прошедшие натурную отработку КА типа «Око», «Аркон» и перспективные КА типа «Спектр», а также КА, разработанные в других организациях и странах.

6.5. Российские информационные системы для работы с орбитальными и физическими характеристиками малых тел Солнечной системы

Как уже отмечалось в этой и предыдущих главах, количество открываемых объектов, сближающихся с Землей, быстро растет. С введением в строй новых инструментов появляется возможность систематически обнаруживать гектометровые и даже декаметровые тела, оцениваемое число которых очень велико. Информационная система, цель которой собирать, каталогизировать, обеспечивать данные для дальнейшего мониторинга обнаруженных тел, и, конечно, предоставлять накопленные данные исследователям (а в общем — мировому сообществу), должна быть очень мощной. Пока основой такой системы является система, созданная в Центре малых планет (США). Ею пользуются исследователи всех стран. Однако мощностей ЦМП уже скоро будет недостаточно. Особую роль в этих условиях начинают играть региональные (национальные) центры.

Можно перечислить несколько информационных систем, разработанных в российских обсерваториях и представленных на астрономических конференциях за последние 2 года: 1) программная система ЭПОС Пулковской обсерватории, 2) каталог АСЗ ИПА РАН, 3) банк данных АСЗ Самарского государственного университета, 4) программный комплекс, разработанный в ИНАСАН. Приведем краткое описание и сравнение вышеперечисленных информационных систем.

ЭПОС (Эфемеридная программа для объектов Солнечной системы) является эффективным инструментом для исследования и эфемеридной поддержки наблюдений объектов Солнечной системы, в том числе и ОСЗ.

Программная система (ПС) ЭПОС включает следующие компоненты: — «Каталоги объектов». Программа хранит во встроенной базе данных элементы и другие характеристики малых тел Солнечной системы (более 300 тыс. астероидов и более 2000 комет, в основном данные, полученные из ЦМП, некоторая часть — из своих собственных наблюдений), позволяет просматривать, редактировать и экспортировать эти данные, получать их выборки в соответствии с различными условиями, а также импортировать самые последние данные из широко известных каталогов (B. Marsden, E. Bowell и т. д.).

— «Эфемериды». Программа вычисляет самые разнообразные по типу и точности эфемериды для наблюдений объектов Солнечной системы, а также для задач моделирования их движения. ПС вычисляет наблюдаемые и геометрические параметры, а также оскулирующие элементы орбит заданных объектов.

— «O-C: Сравнение наблюдений и вычислений». Программа сравнивает наблюденные положения и скорости объектов с вычисленными.

— «Кадр». Программа визуализирует видимое движение многих объектов на небесной сфере на фоне звезд, а также позволяет получить списки объектов Солнечной системы и звезд, видимых в заданный момент

времени в заданной площадке небесной сферы или в заданной ограниченной области пространства.

— «Треки». Программа визуализирует видимые пути (треки) многих объектов на небесной сфере на фоне звезд.

— «Орбиты». Программа визуализирует возмущенное движение одновременно многих объектов и групп объектов по их орбитам в пространстве.

— «Опасные объекты». С помощью этой программы можно получить список потенциально опасных объектов для Земли и других больших планет, а также список тесных сближений астероидов с заданной большой планетой в заданном интервале времени.

— «Что наблюдать». Программа позволяет получить список объектов Солнечной системы, которые можно наблюдать в заданную ночь в заданном месте Земли. При этом можно наложить ограничения на минимальные величины блеска, высоты объекта над горизонтом, элонгации и пр.

Таким образом, ПС ЭПОС позволяет пользователю получать как точные эфемериды для множества объектов, так и быструю иллюстрацию их движения в широком временном диапазоне, что несомненно полезно для поддержки существующих и развития новых наблюдательных программ и для обеспечения эфемеридными данными заинтересованных наблюдателей. ПС ЭПОС распространяется на CD-диске.

Каталог АСЗ ИПА РАН содержит данные об астероидах, имеющих перигелийные расстояния, меньшие 1,33 а.е. Исходные данные берутся из публикаций ЦМП. Данные каталога представлены в виде 5 отдельных таблиц: сведения о наблюдениях, орбитальные данные, физические характеристики, обстоятельства сближений, эфемериды. Обстоятельства сближений вычислены для нумерованных планет на интервале до 2050 г., а для ненумерованных — до 2020 г. К каждой таблице применимы следующие функции: исключение колонок, наложение разнообразных условий на колонки, сортировка. Существует возможность просматривать данные как в виде HTML-таблиц, так и в виде текста. Каталог АСЗ ИПА РАН можно использовать как справочное пособие об астероидах, сближающихся с Землей. Доступ к каталогу через интернет можно получить совершенно свободно по адресу http://www.ipa.nw.ru/PAGE/DEPFUND/LSBSS/hazard/ (подробнее об истории исследования малых планет в Санкт-Петербурге см. в разделе 3.3).

В Самарском государственном университете создается банк данных эволюции орбит АСЗ. В качестве математической модели, описывающей движение астероида, используются дифференциальные уравнения с учетом гравитационных и релятивистских эффектов в барицентрической системе координат. Эта система из 72 уравнений решалась модифицированным методом Эверхарта 27-го порядка с переменным шагом интегрирования.

Разработано приложение, которое предоставляет возможность просмотреть эволюцию движения любого астероида на любом интервале времени. Эволюции элементов орбит представляются в виде графиков и таблицы. На исследуемом интервале времени составляется таблица тесных сближений астероида с большими планетами Солнечной системы и Луной и строится трехмерная модель Солнечной системы, наглядно показывающая эволюцию движения астероида.

Пользователь может задавать параметры форматирования полученных графиков и таблиц для их лучшей наглядности. Данное приложение сохраняет полученные результаты в виде двоичных файлов. Реализована возможность сохранения таблиц и диаграмм в Microsoft Excel и в виде Web-страницы.

Информационная система электронной обработки данных наблюде ний околоземных объектов в ИНАСАН.

В отделе космической астрометрии ИНАСАН уже на протяжении 3 лет также разрабатывается информационная система для поддержки астрономических исследований. Информационная система разрабатывалась в рамках НИР «ЭГИДА». Система многопользовательская, что является преимуществом для научных организаций. Она состоит из базы данных и клиентского приложения, которое может быть установлено на неограниченное количество компьютеров. К преимуществам информационной системы можно отнести широкий спектр возможностей по статистическому анализу данных, возможности расчета исследуемых величин сразу для группы объектов, совмещение в одном каталоге всех типов малых тел Солнечной системы (астероидов, комет, метеорных потоков и т. п.).

При создании программы использовались возможности визуального программирования, вследствие чего программа имеет дружественный по отношению к пользователю интерфейс. Информационную систему можно использовать как справочное пособие по орбитальным и физическим характеристикам объектов. Программный комплекс предлагает широкие возможности для поиска и обработки данных о малых телах Солнечной системы, предусмотрено выполнение сложных запросов к базе данных и последующая обработка полученных результатов. Например, реализованы модули для кластерного анализа с использованием различных модификаций D-критерия или разработанного в ИНАСАН E-критерия, модули вычисления гипотетических радиантов комет и астероидов, эволюции орбит отдельных астероидов при сближении с планетами и для набора избранных тел и т. п.

В приложениях 3 и 4 приведены списки российских и международных организаций, работающих по проблеме астероидно-кометной опасности и публикующих в сети данные по опасным объектам, в том числе и программы, позволяющие в режиме реального времени вычислять необходимые параметры движения любых известных астероидов и комет.

Глава 7

Определение и уточнение орбит небесных тел и прогноз столкновений

Джентльмены, у вас нет науки, если вы не можете выразить ее в числах.

А. Эддингтон

7.1. Определение предварительной орбиты и ее последующие уточнения. Оценка точности элементов орбиты

Для выделения потенциально опасных астероидов из общего числа АСЗ, для оценки вероятности столкновения их с Землей и предотвращения столкновений первостепенное значение имеют знание параметров движения и оценка их вероятных ошибок.

Как известно, движение тела относительно некоторой инерциальной системы координат полностью определяется действующими на него силами и начальными условиями. В качестве последних обычно выбирают координаты и компоненты скорости в некоторый момент времени или шесть элементов орбиты. Обратная задача заключается в том, чтобы по наблюдаемому движению небесного тела определить начальные условия движения, например элементы орбиты в некоторый момент времени. Так как каждое позиционное наблюдение дает две сферические координаты (α и δ), то минимальное количество наблюдений, необходимых для определения шести элементов эллиптической орбиты, равно трем. Орбита, найденная по трем или небольшому числу наблюдений, называется предварительной. Для определения предварительной орбиты большей частью используются методы, основанные на работах Лагранжа, Гаусса и Лапласа [Субботин, 1968; Херрик, 1977; Быков, 1989; Marsden, 1991]. Как правило, при определении предварительной орбиты астероида или кометы учитывается только притяжение Солнца. Возмущающим влиянием больших планет и другими возможными возмущениями в движении тела при этом пренебрегают.

Предварительная орбита имеет невысокую точность как из-за ошибок наблюдений, на основе которых она определена, так и из-за пренебрежения действующими на тело силами. Однако определение предварительной орбиты является необходимым этапом, поскольку оно позволяет вычислить эфемериду тела для продолжения наблюдений в ближайшие дни и не потерять объект. Если в дальнейшем удается провести дополнительные наблюдения или найти в каталогах наблюдения, принадлежащие тому же телу, то предварительная орбита подвергается исправлению, или уточнению, с учетом старых и новых наблюдений. При этом уже учитываются возмущения, вызываемые другими телами Солнечной системы помимо Солнца, и, возможно, иные возмущения.

Уточнение параметров движения чаще всего выполняется по методу наименьших квадратов (МНК). Напомним основные положения этого метода и некоторые формулы, используемые в дальнейшем.

Вновь наблюдаемые координаты тела, как правило, заметно отличаются от тех координат, которые вычисляются согласно теории движения с первоначально найденными параметрами (элементами орбиты тела). Процесс уточнения предварительной орбиты сводится к тому, чтобы найти такие поправки к исходной системе элементов, которые уменьшали бы рассогласование между наблюденными и вычисленными положениями.

Пусть имеются n наблюденных положений тела, которые обозначим как Ok (под Ok можно понимать наблюденное значение любой координаты). По теории движения с исходной системой элементов орбиты E^0i (i = 1…, 6) на моменты наблюдений tk вычисляются положения Ck:

F (tk; E^0_1…, E^0_6) = Ck.

Разности Ok — Ck (их обычно называют «наблюденное минус вычисленное»), с одной стороны, зависят от неточности исходной системы элементов, а с другой, — от ошибок наблюдений, причем вклад первой составляющей на первых порах оказывается существенно больше второй. Функцию F в окрестности исходного значения F (t; E^0i) можно представить по степеням приращений элементов орбиты:

Предположим, что ошибки наблюдений малы, и что E_1…, E_6 есть та система элементов, которая позволяет более точно вычислить наблюдаемые значения Ok. Если допустить, что она мало отличается от исходной системы E^0i, и что высшими степенями приращений ΔE^0i можно поэтому пренебречь, то формула (7.1) позволяет написать

Это так называемое условное уравнение относительно искомых поправок ΔE^0i.

Частные производные в левых частях условных уравнений могут считаться известными функциями, поскольку они всегда могут быть вычислены с большей или меньшей точностью.

Поскольку число наблюдений при уточнении орбиты почти всегда больше числа уточняемых параметров, то система условных уравнений является избыточной. В общем случае речь может идти лишь о ее приближенном решении. В методе наименьших квадратов решение ищется на основе принципа Лежандра — минимизации суммы квадратов остаточных уклонений. Под остаточными уклонениями εk понимаются разности между левыми и правыми частями уравнений (7.2):

Согласно принципу Лежандра, искомые неизвестные поправки должны минимизировать величину

Необходимые условия минимума S как функции переменных ΔE^0i записываются в виде

Эти условия образуют систему из шести линейных уравнений относительно шести неизвестных ΔE^0i (i = 1…, 6). Например, первое из них записывается в виде

Остальные уравнения записываются аналогично.

Система из шести уравнений (7.3) относительно неизвестных ΔE^0i называется нормальной. Использование матричного исчисления позволяет представить нормальную систему и ее решение в компактном виде. Составим матрицу коэффициентов условных уравнений:

Обозначим также вектор-столбец с компонентами ΔE^0i как вектор X, а вектор-столбец правых частей с компонентами Ok — Ck как вектор L. В таком случае система условных уравнений запишется в виде

BX = L.

Нормальная система записывается в виде

BTBX = BTL,

где символ T означает транспонирование матрицы (замену строк столбцами и наоборот).

Симметричную матрицу нормальной системы BTB обозначим буквой Q. Решение нормальной системы может быть найдено умножением обеих частей уравнения на матрицу

Q-1 = (BTB)-1,

где символом Q-1 обозначена матрица, обратная матрице Q (заметим, что матрица Q-1 как обратная симметричной матрице, также является симметричной). Произведение обратной матрицы на саму матрицу дает единичную матрицу, вследствие чего решение записывается в виде

X = Q-1BTL. (7.4)

Складывая найденные поправки ΔE^0i с исходной системой параметров E^0i, находят исправленную систему. Поскольку при образовании системы условных уравнений мы пренебрегли высшими степенями поправок, то исправленная система элементов не обеспечивает минимального значения суммы квадратов остающихся невязок, хотя обычно уменьшает ее. Для достижения минимума процедуру дифференциального исправления системы элементов приходится повторять до тех пор, пока поправки к элементам не станут достаточно малыми. Найденное таким образом решение называют номинальным.

На практике используется большое число методов решения нормальной системы, в том числе и тот, который, согласно (7.4), основан на обращении матрицы Q, хотя его следует избегать в случае малости определителя матрицы. В теоретическом плане представление решения в виде (7.4) является наглядным и позволяет раскрыть ряд особенностей этого решения. К этому вопросу мы еще вернемся, но прежде рассмотрим вероятностный смысл решения системы условных уравнений методом МНК.

Интересующие нас особенности имеют место только в случае нормального закона распределения ошибок (закона Гаусса):

(e — основание натурального логарифма).

Центр распределения определяется значением элемента в номинальном решении, а дисперсии элементов определяются диагональными элементами матрицы Q-1 — обратной матрицы нормальной системы. Иначе говоря, если обозначить среднеквадратичную ошибку элемента Ei как σi, то

где σ — средняя квадратичная величина остаточных уклонений:

n — число условных уравнений, m — число определяемых неизвестных, в нашем случае 6, Q-1ii — i-й диагональный элемент обратной матрицы нормальной системы.

Для нормального распределения ошибок элементов орбиты справедливы особенности нормального распределения, в частности то, что вероятность появления ошибки, превышающей утроенное значение среднеквадратичной ошибки элемента, меньше 0,003.

Когда мы говорим об ошибках элементов орбиты, то понимаем при этом возможные отличия элементов от тех значений, которые они имеют в номинальном решении. Таким образом, областью возможных значений для каждого элемента является Ei ± 3σi. Каждую возможную орбиту можно представить как точку шестимерного пространства, по осям которого откладываются значения элементов орбит. Рассмотрим малую окрестность некоторой точки этого пространства. Вероятность попадания орбиты в эту окрестность зависит от одновременного попадания шести элементов орбиты в соответствующие элементарные интервалы ΔEi. Мы уже видели, что при нормальном распределении ошибок эти вероятности определяются формулами типа (7.5), т. е.

где под xi следует понимать элемент Ei, p(xi) — плотность вероятности распределения ошибок соответствующего элемента, σi — корень квадратный из дисперсии ошибок (среднеквадратичная ошибка i-го элемента).

Предположим ради простоты изложения, что случайные ошибки элементов Ei и Ej попарно независимы, т. е. вероятность попадания ошибки элемента Ei в некоторый интервал не зависит от ошибки элемента Ej. В этом случае ошибки всех элементов являются независимыми в совокупности. Плотность вероятности одновременного попадания шести элементов в достаточно малую окрестность точки (E_1…, E_6) в этом случае выражается как произведение плотностей вероятностей распределения ошибок отдельных элементов:

p(E_1…, E_6) = p_1(E_1)p_2(E_2)… p_6(E_6).

Каждый сомножитель в правой части последней формулы определяется формулой типа (7.5). Из этого вытекает, что плотность вероятности в точке r в случае шестимерного нормального распределения при сделанном предположении определяется формулой

Указанная плотность вероятности остается неизменной во всех точках пространства, где

При любом положительном значении постоянной это выражение представляет собой уравнение эллипсоида в осях, совпадающих по направлению с главными осями эллипсоида и имеющих начало в точке (x_10, x_20, x_30…, x_60) шестимерного пространства. Если представить, что в шестимерном пространстве элементов по осям прямоугольной системы координат с началом в точке, отвечающей номинальной орбите, отложены величины σi и представить себе шестимерный эллипсоид с полуосями σi, то плотность вероятности на таком эллипсоиде будет всюду одинаковой. То же самое будет справедливо и для любого другого подобного и подобным образом расположенного эллипсоида. Такие эллипсоиды называются эллипсоидами равных плотностей вероятностей.

По аналогии с одномерным случаем можно заключить, что вероятность попадания точки внутрь некоторого эллипсоида равна интегралу

где интегрирование распространяется на все пространство, ограниченное эллипсоидом. Если полуоси эллипсоида неограниченно увеличиваются, то интеграл по всему пространству равен единице. Если представить эллипсоид с полуосями, равными 3σi, то вероятность попадания точки в область пространства, ограниченную этим эллипсоидом, близка к единице (0,9973^6). Такой эллипсоид будем называть доверительным.

Выше предполагалось, что ошибки элементов независимы. На самом деле они корреляционно связаны. Отражением этих связей между ошибками отдельных элементов, найденных по методу МНК, являются величины недиагональных элементов обратной матрицы Q-1, которую называют корреляционной матрицей решения или матрицей ковариаций. Корреляционные связи могут проявляться по-разному. Примером двух элементов, находящихся в жесткой корреляционной зависимости, являются долгота узла и угловое расстояние перигелия от узла при малом наклоне орбиты. Ошибки этих величин близки по величине и противоположны по знаку.

Сделанное выше допущение о независимости случайных ошибок элементов эквивалентно допущению, что все недиагональные элементы матрицы ковариаций равны нулю. В том случае, если это допущение неверно, плотность вероятности многомерного нормального распределения будет иметь более сложный вид по сравнению с (7.7). В показателе экспоненты будет присутствовать сумма не только квадратов, но и смешанных членов вида (xi — xi0)(xj — xj0) с коэффициентами, зависящими от недиагональных элементов матрицы ковариаций (коэффициентов корреляции). Приравнивание суммы в показателе экспоненты к положительной постоянной дает уравнение эллипсоида равной плотности вероятности, но в этом случае ориентация главных осей эллипсоида не совпадает с ориентацией координатных осей. Путем поворота координатных осей уравнение эллипсоида может быть приведено к виду (7.8), в котором отсутствуют смешанные члены.

Корреляционные матрицы, определяющие погрешности элементов и корреляционные связи между ними, находят важное применение при определении погрешностей различных функций этих элементов. Этот вопрос еще будет обсуждаться в следующих параграфах.

Подводя итог, важно обратить внимание на то, что элементы истинной орбиты тела остаются неизвестными. Любая точка внутри доверительного эллипсоида представляет некоторую орбиту, совместимую с имеющимися наблюдениями. Однако вероятность того, что реальная орбита находится в малой окрестности номинального решения, является максимальной по сравнению с другими возможными решениями.

Отметим, что до сих пор мы рассматривали все наблюдения как имеющие одинаковую точность. На практике приходится определять элементы орбиты на основе рядов наблюдений, выполненных с различными точностями (имеющими различные среднеквадратичные ошибки σ_1, σ_2…, σn). В таких случаях вводят понятие веса наблюдения, определяя его как

где σ_0 — произвольное положительное число.

Решение системы условных уравнений в таком случае ищут исходя из обобщенного принципа Лежандра: решение системы должно минимизировать взвешенную сумму квадратов остающихся невязок:

Из этого требования вытекает правило преобразования системы условных уравнений и ее решения: каждое условное уравнение должно быть умножено на корень квадратный из веса соответствующего наблюдения. После этой операции (так называемого приведения к равноточным наблюдениям) система решается так же, как в случае наблюдений, имеющих одну и ту же среднюю ошибку.

7.2. Нелинейный характер распространения ошибок начальных данных. Поиск потенциально опасных сближений астероидов с Землей и оценка вероятности столкновений

После того как номинальная орбита астероида определена, появляется возможность предвычислить его движение в предстоящий период времени и определить, угрожает ли Земле столкновение с ним в обозримом будущем. В зависимости от точности найденной орбиты такие расчеты желательно выполнять для всех АСЗ на интервалах от нескольких лет до нескольких десятков лет, а иногда и до нескольких сотен лет. Прогнозирование движения выполняется методом численного интегрирования уравнений движения, в которых учитываются члены, обусловленные притяжением больших планет и наиболее массивных астероидов (в случаях, требующих особой точности, иногда учитываются возмущения от трехсот наиболее массивных астероидов, см. раздел 7.3). В ходе численного интегрирования фиксируются моменты тесных сближений с Землей и другими большими планетами, которые могут заметным образом трансформировать орбиту тела и тем самым оказать влияние на ее последующие сближения с Землей.

Поскольку столкновения достаточно крупных тел с Землей — весьма редкие события, то при прогнозировании движения тела по номинальной орбите столкновения с Землей, как правило, не обнаруживаются. Нужно, однако, иметь в виду, что номинальная орбита является лишь одной из бесчисленного количества других возможных орбит, элементы которых более или менее близки к элементам номинальной орбиты. Фактическая орбита тела, которая нам не известна, находится где-то внутри области, ограниченной доверительным эллипсоидом (см. раздел 7.1).

Аналогичное представление об области неопределенности начальных условий движения справедливо и в том случае, если рассматривать точки не в пространстве элементов орбит, а в пространстве начальных значений прямоугольных координат и скоростей тел, что имеет несколько большую наглядность.

По мере увеличения числа использованных наблюдений и расширения покрываемого ими временного интервала, ошибки определения элементов, вообще говоря, уменьшаются, а вместе с тем сокращаются и полуоси доверительного эллипсоида. Его центр, соответствующий новому номинальному решению, при этом также несколько смещается в пространстве.

Каждая точка внутри доверительного эллипсоида соответствует некоторой возможной орбите. Тело на возможной орбите мы будем называть виртуальным (возможным) астероидом [Milani et al., 2002].

Если внутри доверительного эллипсоида случайным образом выбрать большое число виртуальных астероидов и следить за их движением на некотором интервале времени, то можно наблюдать, как с течением времени изменяются форма и размеры области пространства, в которой в данный момент заключены виртуальные астероиды. Во всех случаях, с которыми приходится иметь дело на практике, область, первоначально занятая доверительным эллипсоидом, постепенно расширяется и вытягивается вдоль номинальной орбиты тела. Причиной этого являются небольшие различия элементов орбит виртуальных астероидов, причем различие в среднем движении вызывает пропорциональные времени расхождения в средней аномалии, значение которой определяет положение тела на орбите. В результате граница области, занятой виртуальными астероидами, постепенно превращается в очень вытянутый эллипсоид, который можно представить в виде трубки более или менее постоянной ширины, окружающей номинальную орбиту. С течением времени длина трубки может достичь тысяч и миллионов километров и даже превзойти длину орбиты тела.

Большие искажения области пространства, занятой виртуальными астероидами, обусловливают их тесные сближения с Землей или другими планетами. Орбиты с близкими начальными условиями движения по прошествии большого интервала времени могут оказаться весьма далекими друг от друга или, напротив, скрещивающимися друг с другом, что может быть квалифицировано как наложение области возможных движений самой на себя. Во всех этих случаях принято говорить о нарушении линейности задачи. Математически это означает, что приращение некоторой функции начальных значений параметров существенно отличается от ее первого дифференциала и при ее вычислении нельзя пренебрегать членами с дифференциалами высших порядков.

Решение задачи об оценке вероятности встречи астероида с Землей мы рассмотрим, следуя в целом линии, намеченной в работах [Milani et al., 2000; 2002]. На первом этапе будем предполагать, что задача имеет линейный характер, отложив на потом более сложные случаи. Фактически это равносильно предположению, что область пространства, занятая виртуальными астероидами в окрестности сближения номинальной орбиты с Землей, представляет собой эллипсоид, хотя его размеры и форма (вытянутость) отличаются от размера и формы доверительного эллипсоида в начальный момент времени.

7.3. Возмущения, которые необходимо учитывать при уточнении орбиты и прогнозе движения

Вычисление возможности столкновения того или иного небесного тела с Землей или иной планетой путем достаточно точного прослеживания траектории его движения на длительном интервале времени является одной из сложных и трудоемких задач вычислительной астрономии. Задача требует целесообразно полного учета действующих на тело сил и достаточно точного метода интегрирования уравнений его движения, в которых учтены все принимаемые во внимание силы. В совокупности эти факторы составляют модель движения тела. Учитываемые факторы в модели движения должны сообразовываться друг с другом. Бессмысленно учитывать в уравнениях движения малые по величине силы, если метод численного интегрирования не в состоянии обеспечить необходимую точность вычислений на всем интервале прогноза. С другой стороны, совершенно излишне использовать очень точный метод численного интегрирования, если действующие на тело силы неизвестны достаточно точно и результат влияния этих сил может на много порядков превзойти ошибку, зависящую от погрешности численного интегрирования. Прогноз движения должен также сообразовываться со знанием начальных условий движения, которые, как правило, определяются из наблюдений, обремененных теми или иными ошибками. Без учета возможных ошибок результаты прогноза могут оказаться ложными или неполными.

Для большей конкретики рассмотрим этот вопрос на примере учета светового давления в движении астероида (99942) Апофис. Световое давление оказывает заметное влияние на движение этого сравнительно небольшого астероида (D ∼ 270 м [Cellino et al., 2007]). Приближенно учет светового давления может быть выполнен по известным формулам [Аксенов, 1977], если форму поверхности астероида считать сферической и принять для него некоторые значения радиуса, плотности и коэффициента диффузного отражения поверхности.

При включении светового давления в число возмущающих факторов на двухгодичном интервале с 15 марта 2004 г. по 16 августа 2006 г. в ходе уточнения орбиты из наблюдений была найдена система элементов орбиты Апофиса. Прогнозирование движения астероида вперед на 25 лет с данной системой элементов при сохранении модели движения неизменной дает минимальное расстояние Апофиса от Земли 13 апреля 2029 г., равное 38 220 км. Если при выполнении прогноза не учитывать световое давление, то результат оказывается почти на 80 км меньше. Результаты этих вычислений понятны. Позиционные наблюдения астероида требуют учета влияния светового давления. При включении светового давления в число возмущающих факторов большая часть эффекта светового давления на наблюдения учитывается по формулам, даже если форма поверхности, масса и коэффициент диффузного отражения известны не вполне точно. Оставшаяся часть эффекта в некоторой степени учитывается подгонкой параметров орбиты к наблюдениям при их определении по методу МНК. Таким образом, включение светового давления в число возмущающих факторов является необходимым, если желательно обеспечить километровую точность прогноза.

Какие еще возмущения следует учитывать при определении орбиты из наблюдений и при прогнозировании движения опасного тела? Совершенно очевидно, что следует учитывать гравитационные возмущения тела от больших планет Солнечной системы и Луны. Для получения координат и скоростей планет, Земли и Луны в настоящее время повсеместно используются численные эфемериды этих тел, публикуемые Лабораторией реактивного движения (ЛРД) НАСА (DE405/LE405 [Standish, 2000] и более поздние промежуточные версии). Численные эфемериды того же уровня точности EPM2004, EPM2006, EPM2008 созданы и постоянно совершенствуются в Институте прикладной астрономии РАН [Питьева, 2005; 2007]. В основе всех этих численных теорий лежат релятивистские (составленные на основе общей теории относительности) уравнения движения больших планет, Солнца и Луны относительно барицентра Солнечной системы [Расширенное объяснение к Астрономическому ежегоднику, гл. 6, 2005]. Многочисленные параметры теории движения (их около 200) определяются из высокоточных радарных наблюдений внутренних планет, радионаблюдений КА, лазерных наблюдений Луны и оптических наблюдений планет и спутников, полученных за последние 100 лет. В уравнения движения тел включены возмущения, вызываемые сжатием Солнца, и возмущения от 300 наиболее массивных астероидов. Найденные значения параметров теории прошли многочисленные перекрестные проверки и сравнения. Точность теории DE405 оценивается величиной порядка 1 км для внутренних планет. Надо отметить, что для разных планет и Луны численные эфемериды обеспечивают различную точность. Некоторое представление о точности координат планет, вычисляемых по этим эфемеридам, можно составить, сравнивая между собой максимальные различия значений гелиоцентрических расстояний планет, вычисляемых по теориям, созданным в разных организациях. Так, например, на интервале с 1960 г. по 2020 г. модуль разности этих величин, вычисляемых по DE405 и EPM2006, для Венеры не превышает 180 м, для Земли — 26 м, для Марса — 120 м, для Юпитера — 16 км [Питьева, 2007]. Более поздние версии эфемерид обнаруживают еще меньшие различия.

Вопрос о том, насколько сказывается неточность используемых координат возмущающих планет, Земли и Луны на прогнозе столкновений опасных космических тел с Землей, может быть исследован на примере все того же опасного астероида Апофис. С этой целью следует провести уточнение параметров орбиты астероида и последующее прогнозирование его движения дважды: один раз с использованием, например, численной эфемериды DE405, а второй раз с использованием более современной эфемериды DE414. Такие вычисления были выполнены в ЛРД [Giorgini et al., 2008] и в ИПА РАН на основе несколько различающихся моделей движения. Из результатов этих вычислений следует, что различие между DE405 и DE414 оказывает заметное влияние на координаты Апофиса в апреле 2029 г. Разница расстояний до центра Земли, рассчитанная с применением этих двух теорий, на входе в сферу действия Земли составляет всего –0,597 км. Та же величина, рассчитанная в момент наибольшего сближения тел с Землей, составила уже +3,2 км. Это различие продолжает стремительно возрастать при переходе к сближению в апреле 2036 г., когда оно уже составляет 136 000 км. Причина заключается в том, что в ходе тесного сближения в апреле 2029 г. Земля оказывает очень разное воздействие на тела, движущиеся по орбитам с минимальными геоцентрическими расстояниями, различающимися всего на несколько километров. Пучок орбит с почти одинаковыми геоцентрическими расстояниями после тесного сближения расходится своеобразным веером, вследствие чего точность последующего предсказания резко снижается. Это весьма неприятная особенность тесных сближений, поскольку близкие прохождения астероидов около Земли чреваты повторными сближениями с ней спустя всего лишь несколько лет (см. раздел 7.7.1), и надо уметь заранее предвычислять эти сближения. Потеря точности при тесных сближениях предъявляет весьма суровые требования к точности исходной орбиты.

Выше было отмечено, что теории DE и EPM в настоящее время строятся с учетом возмущений от 300 малых планет. Однако учет этих возмущений оказывает незначительное влияние на движение Земли, Луны и других планет. Поэтому при исправлении орбит подавляющего числа потенциально опасных астероидов и при прогнозе их движения целесообразно включать в число возмущающих планет только большие планеты (возмущения от Земли и Луны учитываются раздельно) и три наиболее массивных астероида: Цереру (которая в настоящее время рассматривается как карликовая планета), Палладу и Весту. Точность, с которой вычисляются координаты трех последних тел, не является при этом критически важной. Величины возмущающих масс, обязательные для использования для всех возмущающих тел, указываются в описаниях соответствующих теорий.

Влияние несферичности гравитационного поля Земли на движение Апофиса до и после сближения 2029 г. исследовалось численным образом в работе [Giorgini et al., 2008]. При отсутствии тесных сближений с Землей влияние ее несферичности на движение астероида является минимальным. Однако прогноз сближения в 2036 г. при использовании сферической модели Земли дает ошибку порядка 19 000 км по сравнению с прогнозом, учитывающим ее сжатие. Прочие зональные гармоники вносят возмущения, по крайней мере, на три порядка меньшие. Долготная вариация гравитационного поля Земли приводит к уклонению порядка 100 км в 2036 г.

Влияние возмущений, вызываемых тепловым излучением астероида (эффект Ярковского), рассмотрено в разделе 7.7.6.

Обратимся теперь к проблеме численного интегрирования уравнений движения малых тел. Существует большое число методов численного интегрирования дифференциальных уравнений движения, способных обеспечить достаточно высокую точность прогноза движения опасного астероида на длительных интервалах времени (см., напр., [Бордовицына, 1984; Бордовицына, Авдюшев, 2007]). В различных организациях для этой цели используются методы Булирша — Штера, Эверхарта, Рунге — Кутты — Фельберга, Адамса и другие. В ЛРД НАСА на протяжении многих лет широко используется метод с переменным шагом Адамса — Крога для интегрирования дифференциальных уравнений второго порядка [Krogh, 1968; 1974]. Метод применяется при построении численных эфемерид больших планет и Луны при проведении многочисленных космических экспедиций к телам Солнечной системы. Он многократно доказал свою точность и эффективность. Метод реализован с двукратной точностью (ошибка порядка 10-14 на каждом шаге) и даже четырехкратной точностью (ошибка порядка 10-19 на одном шаге). Правда, четырехкратная точность требует примерно в 30 раз больше компьютерного времени.

В ИПА РАН при построении численных эфемерид больших планет и Луны, как и при расчетах эфемерид малых тел, широко используется метод численного интегрирования Эверхарта [Everhart, 1974a; 1974b], интегратор RADAU с двойной точностью. Метод позволяет, в частности, интегрировать уравнения вида  (зависимость правых частей от  появляется при учете релятивистских членов и негравитационных эффектов). Метод дает возможность вести вычисления с различной точностью в зависимости от учитываемого числа членов в разложениях и числа последовательных приближений на одном шаге.

Интересно получить ответ на вопрос, какая часть ошибки прогноза на 2029 г. и на 2036 г. может быть связана с ошибками численного интегрирования. Представление об этом дают «ошибки замыкания», вычисляемые при интегрировании уравнений движения Апофиса на различных интервалах времени при задании различных порядков интегрирования. Под ошибкой замыкания понимается модуль разности между исходным значением гелиоцентрического радиуса-вектора астероида и его окончательным значением в тот же самый момент, если интегрирование выполняется от исходной эпохи до конечной, а затем назад к исходной. Исследование было выполнено на трех интервалах: 1) от 2007 г. до 12 апреля 2029 г. (до входа Апофиса в сферу действия Земли); 2) от 2007 г. до момента наибольшего сближения Апофиса с Землей в 2029 г.; 3) от 2007 г. до 2036 г. Оказалось, что выбор порядка интегрирования слабо влияет на достигаемую точность. На первом интервале ошибка замыкания не превышает или равна 10-11 а.е., что вполне достаточно для сравнения вычисляемых положений с наблюдаемыми не только для оптических, но и для радиолокационных наблюдений. Погрешность вычисления геоцентрического расстояния астероида, зависящая от численного интегрирования, на границе сферы действия (до сближения в 2029 г.) составляет 2 × 10-5 км. Точность вычислений заметно снижается при тесном сближении (второй интервал). Ошибка замыкания возрастает до 10-8 а.е., но минимальное расстояние от Земли вычисляется с точностью до 30 см (ошибка, зависящая только от численного интегрирования). Наконец, к концу третьего интервала после сближения в 2029 г. координаты астероида вычисляются с ошибками порядка нескольких километров, а ошибка замыкания на этом интервале возрастает до 10-7 а.е. Таким образом, численное интегрирование не вносит существенных ошибок в вычисляемые положения на рассматриваемых интервалах.

7.4. Траектория сближения тела с Землей и другими массивными телами. Гравитационный маневр. Радиус захвата. Плоскость цели

При оценке вероятности столкновения естественных космических тел друг с другом или искусственных космических аппаратов с естественными телами важнейшую роль играет понятие плоскости цели. Плоскость цели — это плоскость, проходящая через центр планеты-мишени перпендикулярно к вектору невозмущенной скорости тела-снаряда относительно планеты-мишени. Когда астероид имеет тесное сближение с большой планетой, его гелиоцентрическая орбита начинает постепенно меняться под действием тяготения планеты. Внутри сферы действия планеты траектория астероида относительно планеты очень близка к гиперболе (рис. 7.1) (напомним, что сферой действия планеты называется область пространства, в которой отношение возмущающего ускорения, сообщаемого телу планетой, к ускорению, сообщаемому телу Солнцем, превосходит отношение возмущающего ускорения, сообщаемого телу Солнцем, к ускорению, сообщаемому телу планетой; приближенное значение радиуса сферы действия Земли равно 0,0062 а.е., или 930 000 км).

Скорость астероида относительно Земли на входе в сферу действия на разности гелиоцентрических скоростей астероида и Земли. Это так называемая скорость тела относительно Земли на бесконечности (невозмущенная скорость тела относительно Земли). По направлению она близка к асимптоте гиперболы, описываемой телом в сфере действия планеты (рис. 7.1).

Рис. 7.1. Траектория движения астероида относительно Земли в пределах ее сферы действия

Обогнув Землю (как говорят, совершив гравитационный маневр), на выходе из сферы действия астероид имеет ту же самую по величине относительную скорость , но ее направление изменяется на угол γ. Гелиоцентрическая скорость тела на выходе из сферы действия в результате поворота вектора скорости также меняется.

Из определения плоскости цели следует, что на рис. 7.1 штриховая прямая, проведенная перпендикулярно асимптоте гиперболы через центр Земли, есть след от пересечения плоскости цели с плоскостью орбиты тела относительно Земли. Отрезок этой прямой от центра Земли до асимптоты обозначен как b. Его называют прицельным расстоянием.

Как видно из рисунка, прицельное расстояние по величине превышает минимальное расстояние от гиперболы до центра Земли q. Эти две величины связаны соотношением

где v∞ есть параболическая скорость относительно Земли:

Здесь G — гравитационная постоянная, M⊕ — масса Земли, r⊕ — ее экваториальный радиус. Если в формулу (7.9) подставить q, равное r⊕, то b будет равно прицельному расстоянию, при котором траектория астероида коснется поверхности Земли. Соответствующее значение прицельного расстояния называется радиусом захвата. При меньших значениях прицельного расстояния астероид обязательно столкнется с Землей. В зависимости от соотношения  и v∞ радиус захвата может существенно превышать геометрический радиус Земли. При решении вопроса о реальности столкновения следует в некоторых случаях использовать не радиус Земли, а ее радиус захвата.

Рассмотрение процесса сближения космических тел с Землей облегчается при использовании специально выбранной системы координат. Столкновения могут иметь место только в малой окрестности минимального расстояния между орбитами. В этой окрестности орбиты Земли и тела могут рассматриваться как отрезки двух прямых, скрещивающихся в пространстве (в частном случае — пересекающихся). Кратчайшим расстоянием между ними является отрезок прямой, перпендикулярный к обеим скрещивающимся прямым.

При выборе системы координат ее начало помещают в центр Земли. Плоскость цели проводят через центр Земли перпендикулярно к вектору геоцентрической скорости астероида . Отметим особо два момента. Первый момент: отрезок кратчайшего расстояния между двумя орбитами EA лежит в плоскости цели (рис. 7.2). Второй момент: в малой окрестности кратчайшего расстояния между орбитами, где орбиты могут рассматриваться как отрезки прямых, движение обоих тел происходит в параллельных плоскостях.

На рис. 7.2 EE_1 — орбита Земли, AA_1 — орбита астероида, EA — отрезок кратчайшего расстояния между двумя орбитами; V — гелиоцентрическая скорость Земли в тот момент, когда она проходит через точку E, v — гелиоцентрическая скорость виртуального астероида, который проходит через точку A в тот момент, когда Земля оказывается в точке E. Астероид, соответствующий номинальному решению, проходит через точку A, вообще говоря, раньше или позже того момента, когда Земля находится в точке E, но эти моменты времени не сильно отличаются друг от друга, иначе столкновение не происходит.

Рис. 7.2. Система координат, связанная с плоскостью цели. Показаны положения плоскости цели в два разных достаточно близких момента времени

На рисунке показана также скорость виртуального астероида относительно Земли . Ось η системы координат направлена параллельно , ось ξ направлена по векторному произведению скорости Земли V на орт оси η. Из этого следует, что ось ξ направлена вдоль отрезка EA кратчайшего расстояния между орбитами. Ось ζ направлена так, чтобы она вместе с осями ξ и η образовывала правую систему координат. Угол θ на рисунке есть угол в плоскости η — ζ между направлением скорости Земли и осью η.

Формулы перехода от системы координат x, y, z к системе ξ, η, ζ имеют вид

где x_0, y_0, z_0 — координаты центра Земли.

Направляющие косинусы осей ξ, η, ζ относительно x, y, z находятся из соотношений

В точке A орбита выбранного нами виртуального астероида пересекает плоскость цели. Будем вести отсчет времени от этого момента пересечения. Пусть выбранный астероид движется по орбите, соответствующей номинальному решению, но значение средней аномалии для него отлично от значения средней аномалии в номинальном решении. Расстояние EA, или координата ξ точки A, равны наименьшему возможному расстоянию орбиты от центра Земли. В момент пересечения плоскости цели координата ζ равна нулю. Но с течением времени координата ζ точки пересечения данного астероида с плоскостью цели не остается постоянной, поскольку начало системы координат движется вместе с Землей. По истечении промежутка времени Δt координата ζ точки, в которой некоторое время тому назад произошло пересечение астероида с плоскостью цели, будет равна

ζ = |V | sin θ Δt, (7.11)

где θ — угол между направлением гелиоцентрической скорости Земли и осью η.

В отличие от координаты ζ координата ξ не меняется с течением времени, поскольку движение происходит в параллельных плоскостях. Если пересечение с плоскостью цели рассматривать на границе сферы действия планеты, то координата ξ равна прицельному расстоянию b (рис. 7.1). Если пересечение рассматривается внутри сферы действия планеты вблизи перигея гиперболы, то ξ равно минимальному расстоянию q от гиперболы до центра Земли.

7.5. Эллипс рассеяния в плоскости цели. Оценка вероятности столкновения

Только один виртуальный астероид пересекает плоскость цели в момент, когда Земля находится у одного конца кратчайшего отрезка между орбитами. Другие виртуальные астероиды, движущиеся вдоль номинальной траектории, пересекают плоскость цели раньше или позже, чем это нужно для достижения минимального расстояния между орбитами, и соответствующие точки пересечения имеют различные значения координаты ζ. Очевидно, что  есть расстояние, на котором виртуальный астероид пересекает плоскость цели от центра Земли. В то же время это есть минимальное расстояние от Земли, на котором он проходит мимо нее в данном сближении. Это следует из того, что его геоцентрическая скорость нормальна к геоцентрическому радиусу.

Таким образом, цепочка виртуальных астероидов, вытянувшихся вдоль номинальной орбиты, проектируется на плоскость цели в прямую, параллельную оси ζ, причем виртуальный астероид, соответствующий центру доверительного эллипсоида в начальную эпоху t_0, пересекает плоскость цели в точке, расположенной, вообще говоря, выше или ниже оси ξ. Область вокруг этой точки на плоскости ξ — ζ является отображением области возможных начальных условий движения на плоскость цели. Поскольку мы с самого начала предположили линейный характер задачи, можно утверждать, что область начальных значений, ограниченная в эпоху t_0 доверительным эллипсоидом, отобразится на плоскость ξ — ζ в часть плоскости, ограниченную эллипсом с центром в точке, соответствующей центру доверительного эллипсоида. Задача сводится к тому, чтобы найти координаты центра эллипса на плоскости ξ — ζ и его полуоси и оценить расположение эллипса рассеяния относительно образа Земли на этой плоскости.

В линейном приближении эта задача решается достаточно просто. В общем виде ход решения задачи можно описать следующим образом.

Координаты точки ξ, ζ на плоскости цели (см. формулу (7.10)) являются функциями F_1 и F_2 параметров орбиты (элементов или координат и скоростей в начальную эпоху), что в векторном виде можно записать как

L = F(E),

где L — двумерный вектор с компонентами ξ, ζ, а E — вектор параметров орбиты.

В рамках линейного приближения матрица ковариации D вектора L связана с матрицей ковариации вектора E известным соотношением [Эльясберг, 1976]:

D = σ^2(ｄFｄE)Q-1(ｄFｄE)T, (7.12)

где ｄF/ｄE — частные производные F по параметрам E. Величины σ и Q-1 известны, поскольку они являются соответственно средней квадратичной погрешностью наблюдений, использованных при определении орбиты тела, и обратной матрицей нормальной системы уравнений (см. раздел 7.1).

Компоненты вектора L и частные производные в момент t (изохронные производные) находятся численным интегрированием уравнений движения в прямоугольных координатах с последующим преобразованием их в координаты ξ, η, ζ и численным интегрированием уравнений, определяющих значения производных (так называемых уравнений в вариациях) при заданных начальных условиях движения. Таким образом, на момент сближения астероида, соответствующего номинальному решению, с Землей (или со сферой ее действия) оказываются известными координаты центра эллипса в плоскости цели и его полуоси, определяемые как

где Dii — диагональные элементы матрицы ковариации D, a_1 = aξ — длина малой полуоси эллипса рассеяния, a_2 = aζ — длина большой полуоси. Заметим, что формула (7.13) определяет полуоси эллипса, соответствующие области неопределенности начальных условий внутри эллипсоида равных плотностей вероятности. Чтобы получить полуоси доверительного эллипса на плоскости цели, надо aξ и aζ умножить на 3.

Возможны следующие три случая взаимного расположения Земли и эллипса на плоскости цели: а) эллипс расположен на некотором расстоянии от окружности с радиусом, равным радиусу Земли (радиусу захвата Земли, если вычисления доверительного эллипса производятся на границе сферы действия Земли) (рис. 7.3 а), что практически исключает возможность столкновения астероида с Землей;

б) кружок с радиусом, равным радиусу Земли (или радиусу захвата), находится внутри эллипса (рис. 7.3 б). Вероятность столкновения может быть рассчитана исходя из отношения площади кружка к площади, ограниченной эллипсом. Для повышения точности прогноза можно учесть неодинаковую вероятность попадания виртуальных астероидов в различные точки области, ограниченной эллипсом;

Рис. 7.3. Возможные взаимные расположения эллипсов рассеяния и Земли в плоскости цели

в) площадь, ограниченная эллипсом, частично покрывает Землю (рис. 7.3 в). Этот случай практически не отличается от предыдущего. Вероятность столкновения рассчитывается с учетом отношения перекрывающейся области ко всей площади, ограниченной эллипсом.

Более подробно расчет вероятности столкновения здесь не рассматривается, так как во всех случаях, когда возникает реальная угроза столкновения, следует предпринять дополнительные исследования, учитывающие возможный нелинейный характер задачи.

Нелинейный характер задача может иметь по многим причинам. Доверительный эллипсоид уже в эпоху t_0 может недостаточно хорошо описывать область возможных начальных условий, поскольку само распределение ошибок наблюдений может не подчиняться закону Гаусса. Чем дальше от эпохи t_0, тем больше нарастает нелинейность, и применение формулы (7.8) становится незаконным. Проекция доверительного эллипсоида на плоскость цели в момент t сближения с Землей, отдаленный от t_0 на десятилетия, вытягивается в очень узкую область, которая к тому же искривляется в соответствии с кривизной земной орбиты. По всем этим причинам линейный анализ задачи становится неадекватным и требуется применение более тонких методов анализа. К настоящему времени предложено два таких метода: метод Монте-Карло и метод линии вариации.

Метод Монте-Карло, или метод статистических испытаний, в применении к данной задаче означает прямое использование вероятностной интерпретации метода наименьших квадратов. Поскольку процесс уточнения орбиты по МНК доставляет, как принято говорить, наиболее вероятное решение, окруженное областью других возможных решений, то можно выбрать в этой области случайным образом большое число виртуальных астероидов и следить со всей возможной точностью за их движением в течение некоторого времени, пока они не столкнутся с Землей или не пролетят мимо нее. Тогда отношение числа столкнувшихся виртуальных астероидов к их общему количеству можно рассматривать как вероятность столкновения с Землей астероида, орбита которого доподлинно неизвестна. Этот метод замечателен своей простотой, универсальной применимостью и правильным учетом нелинейности задачи. При его практическом использовании важно учитывать корреляционные зависимости между разыгрываемыми значениями параметров орбиты, но это реализуется достаточно просто [Железнов, 2009]. К сожалению, метод является чрезвычайно трудоемким. Действительно, чем менее вероятное событие требуется оценить, тем большее количество начальных условий движения следует испытать. Пусть, например, при испытании 10^6 случайно выбранных начальных условий в пяти случаях было зафиксировано столкновение с Землей. Тогда можно утверждать, что вероятность столкновения близка к 0,000005. Но если проведена только тысяча испытаний, которые не дали ни одного попадания, тогда можно лишь сказать, что вероятность столкновения, по-видимому, меньше 0,001. Поскольку на практике приходится искать опасные сближения с Землей на интервалах в несколько десятков лет и вероятность столкновения при этом имеет, как правило, порядок 10-4 и менее, то требуется несколько дней работы компьютера для получения надежного результата в отношении только одного астероида [Milani et al., 2000].

Метод Монте-Карло основывается на выборе случайных точек во всем шестимерном пространстве возможных начальных условий и на их последующем испытании. Имеется также возможность выбора точек в каком-нибудь подпространстве, относительно которого можно предполагать, что берущие в нем начало решения достаточно хорошо отражают поведение решений во всей доверительной области. В качестве такого подпространства можно, например, использовать линию вариации, вдоль которой номинальное решение определяется с наибольшей погрешностью. В доверительном эллипсоиде линия вариации совпадает с направлением наиболее вытянутой оси, как правило, большой полуоси его орбиты. В методе линии вариации виртуальные астероиды берутся со значениями пяти элементов, соответствующими номинальному решению, в то время как шестой элемент (среднее движение или большая полуось) варьируется с постоянным шагом в пределах ±3σ (или в иных пределах). Как и в методе Монте-Карло, движение виртуальных астероидов прослеживается на всем исследуемом интервале, в особенности при их сближениях с Землей. Поскольку при этом точки пересечения виртуальных астероидов с плоскостью цели представляют наборы, зависящие только от одного параметра, то достаточно просто (путем интерполяции или методом Ньютона нахождения корней функции) определяются значения среднего движения (большой полуоси), при которых реализуется максимальное сближение виртуального астероида с Землей.

Хотя этот метод является эффективным средством анализа сближений, нельзя быть уверенным, что при этом будут найдены все возможные столкновения, например те, которые соответствуют точкам доверительного эллипсоида, расположенным далеко от линии вариации. Соответствующие им точки на плоскости цели, если имеет место сильно выраженная нелинейность задачи, могут оказаться на значительном удалении от точек, отвечающих линии вариации, и часть из них может при этом вести к столкновениям. Метод Монте-Карло должен, в принципе, обнаруживать подобные случаи. Поэтому оба метода должны дополнять друг друга и использоваться для взаимного контроля.

7.6. Потоки виртуальных астероидов, следующие различными динамическими путями

Обратимся теперь к рассмотрению особенностей, которые связаны с нелинейными эффектами. Если все возможные сближения виртуальных астероидов с Землей на исследуемом интервале упорядочить по времени, то можно видеть, что они группируются около нескольких эпох, когда Земля оказывается вблизи узла номинальной орбиты астероида на эклиптике. По аналогии с метеороидами, встречающимися с Землей, такие наборы виртуальных астероидов можно назвать потоками. Очень часто поток можно подразделить на отдельные струи, охватывающие подмножества виртуальных астероидов на динамически различных путях. Например, один поток может включать несколько струй, в которых виртуальные астероиды совершили различное число оборотов вокруг Солнца за время, истекшее с момента t_0. Аналогичное подразделение потока на струи может возникнуть в результате его тесного сближения с Землей, когда часть виртуальных астероидов под влиянием возмущений со стороны последней оказывается на орбитах, имеющих те или иные соизмеримости с Землей. В итоге, спустя определенное целое число лет, Земля может встретиться вблизи узла номинальной орбиты астероида уже с несколькими различными струями виртуальных астероидов. На плоскости цели отдельные струи обнаруживаются в виде чрезвычайно вытянутых цепочек виртуальных астероидов, располагающихся внутри доверительной области отдельной струи, ширина которой во много раз меньше ее длины.

Поток виртуальных астероидов в январе 2046 г., соответствующих орбите астероида 1998 OX_4, подразделяется на три струи. Одна из струй пересекает Землю, ввиду чего возможно столкновение. Некоторые струи могут обнаруживать поведение, отличное от только что описанного. Например, при изменении среднего движения вдоль линии вариации точки пересечения соответствующих виртуальных астероидов с плоскостью цели сначала приближаются к линии минимального расстояния между Землей и астероидом, но затем движение прекращается и сменяется на обратное. Такое поведение может быть названо прерванным возвращением. Оно возникает в результате предшествующих тесных сближений с Землей. Примером прерванного возвращения может служить струя потока виртуальных астероидов в январе 2046 г., соответствующих орбите астероида 1998 OX_4 [Milani et al., 2002].

Остановимся на некоторых особенностях, связанных с подсчетом вероятности столкновения в случае нелинейности задачи. Как мы видели, для таких случаев характерно вытягивание области пересечения виртуальных астероидов с плоскостью цели в очень узкую полосу, длина которой в тысячи раз превосходит ширину. Точка, соответствующая номинальному решению, может отстоять на очень большое расстояние от Земли. При этом из-за нелинейности точность определения минимального расстояния полосы от Земли оказывается невысокой, что недопустимо, если само расстояние составляет, согласно вычислениям, всего лишь несколько земных радиусов. В таких случаях рекомендуется использовать итеративную процедуру, которая сводится к поиску поправок к номинальному решению, приводящих к более тесному сближению соответствующего виртуального астероида с Землей [Milani et al., 2002]. Процесс повторяют до тех пор, пока минимальное расстояние не перестанет изменяться.

Если оказалось, что минимально возможное расстояние меньше радиуса захвата Земли, то столкновение в принципе возможно и надо оценить его вероятность. При условии, что ширина полосы много меньше диаметра Земли, легко написать формулу для оценки вероятности столкновения. В самом деле, полоса, где располагаются виртуальные астероиды, вырезает в области захвата Земли хорду l максимальной длины 2R_0 (R_0 — радиус захвата Земли). Пусть длина всей полосы, соответствующая изменению среднего движения в пределах ±3σn составляет Λ км (σn — средняя ошибка среднего движения). Можно написать, что Λ = 6aζ, где aζ — длина большой полуоси эллипса рассеяния (см. формулу (7.13)).

Плотность вероятности распределения виртуальных астероидов вдоль этой полосы, которую мы будем рассматривать как одномерную, зависит от двух параметров: центра распределения и величины aζ. Центр распределения в данном случае совпадает с серединой полосы (точкой пересечения с плоскостью цели того виртуального астероида, который имеет среднее движение, найденное в номинальном решении). Величина aζ также известна. Плотность распределения виртуальных астероидов вдоль полосы описывается кривой Гаусса

где p(z) — плотность вероятности при данном значении z, отсчитанном от z_0. Величина p(z)dz есть вероятность попадания виртуального астероида в интервал z — (z + dz). Чтобы воспользоваться этой формулой, надо оценить величину p(z) при значении z, соответствующем пересечению полосы с Землей, и величину dz. Отношение l/aζ, где l — длина хорды, можно рассматривать как малое по величине приращение dz переменной z в пределах области захвата. Значение переменной z, соответствующее пересечению полосы с Землей, — это просто расстояние от центра полосы до центра Земли, выраженное в единицах aζ.

В случае, если ширина полосы существенно больше диаметра Земли, для оценки вероятности столкновения приходится уже решать двумерную задачу с учетом неравномерной плотности вероятности как вдоль полосы, соответствующей изменению среднего движения вдоль линии вариации, так и поперек нее. Формула для вычисления вероятности столкновения в этом случае приобретает вид

где p_1 и p_2 — плотности вероятности вдоль полосы и поперек нее в точке, соответствующей центру Земли, вычисляемые аналогично (7.14), aζ и aξ — соответственно длина большой и малой полуоси эллипса рассеяния, а R_0 — радиус захвата Земли.

Прогнозы возможных столкновений и ссылки на сайты соответствующей тематики приведены в приложениях 1, 3, 4.

7.7. Опасный астероид (99942) Апофис

7.7.1. История обнаружения и исследования астероида Апофис. Несколько следующих подразделов посвящены результатам исследования движения потенциально опасного астероида Апофис с применением описанных выше методов.

Данный астероид, получивший предварительное обозначение 2004 MN4, был открыт в обсерватории Китт Пик (штат Аризона, США) 19 июня 2004 г. в ходе регулярных наблюдений, проводившихся там по программе поиска тел, сближающихся с Землей. Было получено шесть наблюдений астероида в течение двух ночей, после чего он фактически был потерян. 18 декабря того же года этот астероид был случайно переоткрыт Г. Гарраддом в Австралии, выполнявшим наблюдения по программе обзора астероидов в обсерватории Сайдинг Спринг. На этот раз наблюдения были продолжены во многих обсерваториях, что дало Центру малых планет возможность уже 20 декабря опубликовать Электронный циркуляр c орбитой астероида, найденной на основе 31 наблюдения, выполненного с июня по декабрь. 2004 MN4 оказался астероидом, сближающимся с Землей, движущимся по орбите, внутренней по отношению к земной и мало наклоненной к ней. Минимальное расстояние его орбиты от орбиты Земли составило всего 0,002 а.е. Абсолютная звездная величина астероида была оценена как 19,3m, что при характерных для данного типа астероидов альбедо соответствовало диаметру около 400 м. Малость межорбитального расстояния и размеры астероида дали основание классифицировать его как потенциально опасный для Земли.

В течение ближайших трех дней после повторного открытия астероида сразу две автоматические системы SENTRY в США и CLOMON 2 в Италии нашли, что астероид будет иметь очень тесное сближение с Землей 13 апреля 2029 г. Первоначальные оценки вероятности его столкновения с Землей в 2029 г. составляли около одной трехсотой, причем по мере увеличения числа используемых для уточнения орбиты наблюдений вероятность столкновения только возрастала. К 26 декабря по 169 наблюдениям вероятность оценивалась уже как 2,2 %, а к 27 декабря по 176 наблюдениям — как 3,3 %. Напряженность ситуации нарастала. Столкновение Земли с астероидом таких размеров угрожало региональной катастрофой.

К счастью, к вечеру 27 декабря в обсерватории Китт Пик были обнаружены шесть слабых изображений астероида 2004 MN4, полученных по иной программе наблюдений в марте 2004 г. и ранее остававшихся незамеченными. Расширение интервала времени, охваченного наблюдениями, позволило значительно увеличить точность предсказаний и по существу исключить возможность столкновения Земли с данным астероидом в 2029 г. Тем не менее, астероид продолжал интенсивно наблюдаться. В конце января 2005 г. в радиообсерватории Аресибо (Пуэрто-Рико) была проведена серия из пяти радиолокационных наблюдений астероида, позволивших существенно уточнить элементы его орбиты и с большей достоверностью прогнозировать его движение в будущем. Еще два радарных наблюдения астероида были выполнены 7 августа 2005 г. и 6 мая 2006 г. Всего на интервале с 15 марта 2004 г. по 16 августа 2006 г., по данным Центра малых планет, было выполнено 996 наблюдений, в том числе 989 наблюдений прямого восхождения и склонения и семь радарных наблюдений: два наблюдения запаздывания отраженного сигнала и пять наблюдений доплеровского сдвига частоты (http://ssd.jpl.nasa.gov/?radar).

Как оказалось, астероид пройдет мимо Земли 13 апреля 2029 г. на расстоянии даже меньшем, чем это ранее предполагалось: от центра Земли оно составит немного более 38 000 км — меньше высоты полета геостационарных спутников. На ночной половине Земли астероид можно будет наблюдать как звезду 3,3m. Для землян столь близкое прохождение небесного тела само по себе мало чем опасно. Однако опасными могут оказаться его последствия. Для астероида сближение с Землей обернется большим или меньшим изменением элементов орбиты под влиянием возмущения со стороны гравитационного поля планеты. Величина возмущений существенно зависит от минимального расстояния до астероида. К сожалению, сегодня это расстояние может быть рассчитано недостаточно точно. Отсюда возникает некоторая неопределенность прогноза дальнейшего движения астероида. В любом случае значительно изменится большая полуось его орбиты, или, другими словами, его среднее движение. Орбита астероида из внутренней по отношению к Земле (орбиты типа Атона, выходящей за пределы орбиты Земли только в окрестности афелия) превратится в орбиту типа Аполлона, с большой полуосью, превышающей 1 а.е., и подходящую к Солнцу ближе орбиты Земли в окрестности своего перигелия. Орбитальный период, который в настоящее время равен 0,89 года, превысит величину одного года. При этом может оказаться, что продолжительность нового периода, выраженная в годах, составит величину, представляющую собой отношение двух целых чисел, например 7: 6. Это будет означать, что по прошествии семи лет тело совершит относительно Солнца шесть оборотов, в то время как Земля совершит в точности семь оборотов. По истечении этого периода времени ситуация встречи тел на орбитах должна повториться. При небольшом отличии от точной соизмеримости периодов возможно даже ухудшение ситуации, имевшей место в предыдущем сближении. Например, если в предыдущем сближении тело прошло через точку минимального расстояния между орбитами немного ранее, чем Земля, ввиду чего столкновения тел не произошло, то к моменту очередного сближения тело может несколько задержаться и прийти в роковую точку одновременно с Землей. Как показывают расчеты, для 2004 MN4 в результате сближения в 2029 г. возможен целый спектр неблагоприятных преобразований орбиты, которые ведут либо к непосредственным столкновениям через несколько лет с Землей, либо к новым очень тесным сближениям с нею и новым опасным трансформациям орбиты в будущем.

В ближайшие десятилетия или даже столетия астероид будет являться источником постоянной угрозы для Земли, пока вековые возмущения перигелия и узлов орбиты не уведут его восходящий узел на эклиптике достаточно далеко от орбиты Земли. Правда, эти же возмущения через несколько тысяч лет приведут к опасной близости к орбите Земли его нисходящий узел [Заботин, Медведев, 2008]. На интервалах в десятки тысяч лет движения перицентра и узлов будут периодически приводить орбиту астероида к пересечениям с орбитой Земли. Орбита астероида является, таким образом, динамически неустойчивой. В конечном итоге астероид либо выпадет на Землю, либо в результате тесных сближений с нею большая полуось и эксцентриситет его орбиты будут радикально преобразованы, и астероид выпадет на Солнце (при очень большом эксцентриситете) или получит возможность сближаться с другими большими планетами и эволюционировать под влиянием тесных сближений с ними.

Такова в общих чертах картина движения данного астероида и эволюции его орбиты. В июне 2005 г. астероид 2004 MN4 получил постоянный номер 99942 и вскоре после этого ему было присвоено имя Apophis (Разрушитель) (греческое имя египетского божества Aпеп, которое, согласно легенде, таится во мгле и пытается разрушить Солнце во время его ночных странствий по подземному миру).

7.7.2. Точность знания орбиты Апофиса на современном этапе. Для оценки угрозы Земле со стороны (99942) Апофиса первостепенное значение имеет знание его точной орбиты. Орбита астероида имеет необычайно малое межорбитальное расстояние с орбитой Земли, равное 0,00027 а.е. Это определяет возможность очень тесных сближений астероида с Землей, которые происходят в окрестности 13 апреля, если Земля пересекает линию узлов орбиты Апофиса на эклиптике почти одновременно с астероидом. Ближайшее по времени тесное сближение Апофиса с Землей произойдет 13 апреля 2029 г., когда минимальное расстояние между их центрами будет около 38 000 км (рис. 7.4). Размеры Апофиса (∼270 ± 60 м) и особенности его орбиты таковы, что до 2012 г. трудно ожидать его новых наземных наблюдений (см. ниже).

Рис. 7.4. Положения Земли и Апофиса на их орбитах 1 апреля 2029 г.

Радарные наблюдения более информативны и позволяют даже при небольшом их числе существенно повысить точность определения орбиты. Известны, по крайней мере, четыре определения орбиты Апофиса с использованием имеющихся радарных и большей части оптических наблюдений. Все четыре системы параметров орбиты найдены путем взвешенного уравнивания систем условных уравнений и их решения по методу наименьших квадратов. Представляет значительный интерес сравнение найденных параметров орбит и полученных оценок их точности. Как уже было сказано, из-за небольших различий в значениях параметров в начальную эпоху проистекают существенные различия в прогнозе движения Апофиса после 2029 г. и различия в оценке вероятности его столкновения с Землей в 2036 г. и в последующие годы. Ниже дается оценка того, насколько близки найденные решения друг к другу и сколь существенно может отличаться прогноз движения на время после 2029 г. из-за различия моделей движения и неучтенных факторов, влияющих на движение астероида.

Были проведены сравнения систем элементов орбиты и оценки их точности, полученные в Институте прикладной астрономии (ИПА) РАН, Лаборатории реактивного движения (ЛРД НАСА, США), в Пизанском университете (Италия) (NEODyS) и группой сотрудников ЛРД, радиообсерватории Аресибо и Калифорнийского технологического института [Giorgini et al., 2008]. Первые три системы найдены на эпоху 2007, апрель 10,0, четвертая система — на эпоху 2006, сентябрь 1,0. При получении каждой системы было использовано разное число оптических наблюдений. Различалась и процедура назначения весов условным уравнениям. Соответственно различаются и оценки средней ошибки. Тем не менее, первые три системы весьма близки друг к другу, и различие между ними находится в пределах найденных ошибок элементов.

В табл. 7.1 представлены значения координат и компонент скорости Апофиса и их среднеквадратичные погрешности (решение ИПА РАН). Для сравнения рядом указываются данные, соответствующие решению, полученному только по оптическим наблюдением. Очевидно, что включение в решение радарных наблюдений увеличивает его точность в несколько раз.

Таблица 7.1. Координаты и компоненты скорости Апофиса в эпоху JD 2454200,5 (10.04.2007) и их средние ошибки, полученные при использовании оптических и радарных и только оптических наблюдений

7.7.3. Сближение с Землей в 2029 г. Интересно проследить, какие следствия вытекают из различий между полученными решениями. Эти различия в первую очередь касаются минимального расстояния между Землей и Апофисом, достигаемого 13 апреля 2029 г. Величины этих расстояний в момент времени JD 2462240,407115, близкий к эпохе максимального сближения этих тел в 2029 г., представлены в табл. 7.2.

Следует оговориться, что только в случае решения ИПА эти величины подсчитаны в полном соответствии с моделью, использованной при уточнении орбиты. В решении [Giorgini et al., 2008]) использована так называемая стандартная динамическая модель (учет гравитационных возмущений от больших планет, Земли и Луны, трех малых планет и релятивистских возмущений).

Таблица 7.2. Минимальные расстояния между Землей и Апофисом 13 апреля 2029 г.

В случае решения ИПА добавлен учет светового давления и сжатия Земли и Солнца, а также учет эффекта фазы. Модели движения, использованные в двух других случаях, лишь незначительно отличались от модели, использованной в ИПА. Несмотря на некоторое различие использованных моделей, видно, что все четыре решения дают близкие значения минимального расстояния между Землей и Апофисом.

Следующим этапом рассмотрения сближения является построение эллипса рассеяния в плоскости цели (см. раздел 7.5). Расчеты, выполненные на момент времени JD 2462240,407115, дают ξ = 7125 км, ζ = 37 550 км, aξ = 15,0 км, aζ = 351,6 км (рис. 7.5).

Если эллипс рассеяния ограничить только теми точками, которые образованы виртуальными астероидами, берущими начало в области начального эллипсоида рассеяния с осями ±3σEi, то его большая полуось равна 3aζ, а малая — 3σEi. Эллипс рассеяния, таким образом, весьма вытянут (рис. 7.5). Расстояние от центра эллипса рассеяния до центра Земли столь велико и размеры эллипса столь малы, что ни о каком столкновении в 2029 г. речи быть не может.

Рис. 7.5. Положение эллипса рассеяния на плоскости цели 13 апреля 2029 г.

7.7.4. Возможность резонансных возвращений в 2036 г. и в последующий период. Различные точки большой полуоси эллипса рассеяния соответствуют различным виртуальным астероидам. Если в номинальном решении варьировать значение среднего движения в пределах от +3σn до величины -3σn, а все остальные элементы оставлять неизменными, то точки пересечения виртуальных астероидов с плоскостью цели пробегают всю большую ось эллипса, начиная с ближайшего к Земле ее конца и заканчивая наиболее удаленным концом (рис. 7.5). Соответствующие виртуальные астероиды пройдут на различных расстояниях от центра Земли и поэтому их орбиты изменятся по-разному.

Особенно значительны по своей величине и возможным последствиям будут изменения большой полуоси. Так, среднее движение астероида, прошедшего через ближайший к Земле конец большой оси эллипса, изменится от 1,11385 до 0,84407 °/сут, а среднее движение астероида, прошедшего через дальний конец большой оси эллипса, изменится от 1,11385 до 0,85429 °/сут. Измененным значениям среднего движения соответствуют периоды обращения, выраженные в годах, P = 1,1677 и P = 1,1537. В силу непрерывности существуют виртуальные астероиды, которые будут иметь периоды обращения, равные любому числу в указанных пределах. В частности, верхний предел близок к отношению 7: 6 ≈ 1,1667. Виртуальные астероиды с периодами, близкими к 1,1667 года, по истечении семи лет, совершив шесть оборотов вокруг Солнца, опять окажутся вблизи Земли, и минимальное расстояние от Земли для некоторого множества из них может оказаться меньше или равным радиусу Земли, что будет означать столкновение. Более точное представление о реальной ситуации в апреле 2036 г. можно получить, если численным путем проследить движение большого числа виртуальных астероидов, чьи точки пересечения с плоскостью цели в апреле 2029 г. располагаются вдоль большой оси эллипса рассеяния. Получить начальные условия для таких виртуальных астероидов можно путем варьирования среднего движения Апофиса в начальную эпоху в пределах ±3σn (для большей гарантии вариацию можно брать в более широких пределах). Значения минимальных расстояний между Апофисом и Землей в 2036 г., полученные для вариаций среднего движения в пределах от +11 252 10-11 до +11 257 10-11 °/сут, приведены в табл. 7.3.

Таким образом, вариация номинального значения среднего движения примерно в указанных пределах ведет к столкновению Апофиса с Землей в 2036 г. Так как согласно решению ИПА σn = 2739 10-11 °/сут, то указанные вариации, хотя они и несколько превышают величину 4σn, тем не менее, имеют не исчезающе малую вероятность. Интересно выяснить, в каком месте плоскости цели соответствующие виртуальные астероиды пересекают ее. Очевидно, что точки пересечения располагаются на продолжении большой оси эллипса рассеяния, занимая некоторый его отрезок. Один конец отрезка соответствует величине вариации 4,1082σn, а второй — вариации, равной 4,1100 σn. На плоскости цели вариация, равная σn, соответствует величине aζ = 351,6 км. Из этого следует, что один конец отрезка находится на расстоянии 4,1082 351,6 = 1444,4 км от центра эллипса, а другой — на расстоянии 4,1100 351,6 = 1445,0 км, т. е. длина отрезка составляет около 600 м (рис. 7.5).

Таблица 7.3. Минимальные расстояния между Апофисом и Землей в 2036 г. при различных вариациях среднего движения астероида (решение ИПА)

Это так называемая «замочная скважина» (англ. keyhole) на плоскости цели, через которую должен пройти центр Апофиса, чтобы через шесть лет астероид столкнулся с Землей. Вариация других элементов орбиты астероида мало влияет на этот вывод. С учетом их вариации отрезок большой оси превратится в щель на плоскости цели, ограниченную с боков контуром эллипса шириной около 600 м, но результат в принципе останется прежним.

Совершенно аналогично для решения [Giorgini et al., 2008] при указанных в табл. 7.4 значениях вариации среднего движения находим соответствующие им значения Δmin (номинальное значение среднего движения равно 1,1128077236422 ± 1733 10-11 °/сут, эпоха JD 2453979,5).

Таблица 7.4. Минимальные расстояния между Апофисом и Землей в 2036 г. при различных вариациях среднего движения астероида (решение [Giorgini et al., 2008])

Итак, уже при иных значениях вариации среднего движения решение [Giorgini et al., 2008] также приводит к столкновению, хотя и в чуть более поздний момент времени. В табл. 7.5 сопоставлены расчеты вероятности столкновения Апофиса с Землей в 2036 г., выполненные на основе различных решений.

В таблице для каждого из трех решений последовательно приводятся следующие данные: cреднее движение в исходную эпоху и оценка его ошибки; минимальное расстояние астероида от Земли в апреле 2029 г.; интервал вариаций среднего движения, приводящих к столкновению в апреле 2036 г.; варьированное значение среднего движения в эпоху JD 2454200,5, соответствующее средней по величине вариации; минимальное расстояние от центра Земли в 2036 г.; расстояние от центра Земли до середины «замочной скважины» (скважины для столкновения, или зоны резонансного возврата), ведущей к столкновению в 2036 г.; ширина скважины, выраженная в единицах ошибки среднего движения для данного решения; вероятность столкновения Апофиса с Землей в 2036 г.

Таблица 7.5. Вероятность столкновения Апофиса с Землей согласно различным решениям

Следует особенно подчеркнуть два момента. Первый момент — это близкие положения «замочных скважин» для всех трех решений: разница их расстояний от Земли находится в пределах 2–3 км.

Второй момент, на который следует обратить внимание, — это очень большой разброс в оценке вероятности столкновения, вытекающей из различных решений. Оценка вероятности столкновения с учетом неполноты наших знаний о величине сил, действующих на астероид, будет рассмотрена в следующем параграфе.

Если виртуальный астероид пройдет мимо «замочной скважины», но близко к ней, то в 2036 г. столкновение будет исключено, но в результате такого тесного сближения с Землей орбита астероида претерпит новые изменения, которые могут привести к опасным сближениям в обозримом будущем. Это весьма неприятная ситуация, так как в результате двух последовательных тесных сближений астероида с Землей точность предсказания его дальнейшего движения резко снижается. Самые, на первый взгляд, малозначительные изменения действующих на астероид сил или потеря точности при интегрировании могут вести к неправильному прогнозу его движения после серии последовательных тесных сближений.

Скважины на плоскости цели 2029 г. отнюдь не единственные в своем роде (см. рис. 10.13 в главе 10). Например, на расстоянии всего в 142 км от центра эллипса рассеяния, по другую сторону от «замочной скважины», ведущей к столкновению в 2036 г., находится скважина для столкновения с Землей в 2051 г. Правда, в данном случае расчет показывает не прямое столкновение, а лишь касательное прохождение астероида мимо Земли на высоте всего в 2000 км. Ширина «замочной скважины», ведущей к касательным прохождениям на высотах, не превышающих 3500 км над поверхностью Земли, составляет 165 м.

7.7.5. Иcследование резонансных возвратов с помощью метода точечных гравитационных сфер. Как уже обсуждалось в этой главе, каждое тесное сближение астероида с планетой сопровождается рассеянием трубки его возможных траекторий и заметной потерей точности прогнозирования движения астероида. Траектории виртуальных астероидов, близкие до прохождения около планеты, претерпевают различные возмущения и расходятся после сближения с ней. С аналогичной трудностью небесные механики сталкивались уже давно при исследовании комет, сближающихся с Юпитером. Она имеет место и для астероида Апофис, а также для других опасных астероидов в случае их тесных сближений с планетами.

После сближения Апофиса с Землей в 2029 г. точность прогнозирования его движения резко падает. Если же для части возможных траекторий после 2029 г. будет иметь место тесное сближение (не соударение!) в 2036 г., то дальнейшее движение по этим траекториям становится практически недетерминированным. Другими словами, современной точности начальных данных недостаточно для исследования методом численного интегрирования возможных соударений в период, последующий за 2036 г., если в этом году будет иметь место тесное сближение астероида с Землей. По мере получения новых наблюдений точность орбиты будет, конечно, расти, однако в ближайшие несколько лет вряд ли удастся достаточно точно предвычислить траектории тесных сближений в 2036 г., чтобы надежно проанализировать все возможные сближения и возможные столкновения в последующие годы.

Интуитивно ясно, что опасными траекториями, на которые может перейти астероид в результате тесного сближения с Землей, являются резонансные траектории невысокого порядка. Например, если после сближения астероид окажется на орбите, которая имеет соизмеримость средних движений 1:1 с Землей, то ровно через год астероид и Земля окажутся в том же месте и возможно их новое тесное сближение или соударение. Из-за расширения трубки возможных траекторий в результате взаимодействия с Землей существует больше возможностей попадания в такие опасные резонансы. Соответствующие области начальных условий называют зонами резонансного возврата. Так, в работе [Chesley, 2005] рассмотрены возможные резонансные возвраты астероида Апофис после сближения в апреле 2029 г. Ко времени написания работы Чизли орбита астероида имела еще сравнительно низкую точность, и в результате рассеяния трубки возможных траекторий после этого сближения астероид мог оказаться на различных резонансных орбитах, указанных на рис. 10.13 в главе 10. Эти орбиты приводили к опасным сближениям Апофиса с Землей в 2034, 2035, 2036, 2037, 2038, 2046 и 2048 гг. Однако по мере увеличения точности орбиты число возможных резонансных возвратов быстро уменьшалось, и уже к августу 2005 г. остался лишь один возможный резонансный возврат в апреле 2036 г. Существенно в этой связи, что в ближайшие несколько лет до 2012 г. точность орбиты астероида Апофис не будет расти в результате поступления новых наблюдений, поскольку в это время наблюдать его с Земли практически невозможно. После появления новых наблюдений и уточнения орбиты Апофиса в 2012–2013 гг. совершенно аналогично уменьшится число возможных траекторий с опасными сближениями в период после 2036 г., которые детально обсуждаются в работе [Соколов и др., 2008].

В первом приближении резонансные возвраты можно исследовать, используя прием, называемый методом точечных гравитационных сфер (ТГС). Для нескольких последовательных сближений с планетой этот метод позволяет с умеренной трудоемкостью получить картину возможных преобразований орбит. При этом, если сближения достаточно тесные и относительная скорость достаточно велика, метод дает приемлемую точность результатов. Точность определяется из сравнения с результатами численного интегрирования неупрощенных уравнений движения. Метод ТГС позволяет в ряде важных случаев рассматривать вместо сложной задачи трех тел последовательность простых задач двух тел. Этот прием в различных модификациях часто применяется в небесной механике и механике космического полета, в частности для проектирования траекторий космических аппаратов с несколькими гравитационными маневрами. Некоторые подробности, а также литературные ссылки можно найти, например, в работах [Соколов и др., 2008; Елькин и др., 2003].

В методе ТГС исследуемая траектория аппроксимируется последовательностью кеплеровых гелиоцентрических орбит соударения с планетами. При «соударении» происходит мгновенное преобразование скорости — поворот вектора планетоцентрической скорости на угол между асимптотами планетоцентрической гиперболы. Модуль планетоцентрической скорости остается при этом постоянным. Элементы кеплеровой орбиты преобразуются в этом случае по формулам классической задачи двух тел. Как известно, по координатам и скоростям в данный момент времени элементы орбиты определяются однозначно. Угол поворота вектора планетоцентрической скорости зависит от прицельного расстояния и в рамках рассматриваемой аппроксимации (сжатия гравитационной сферы в точку, обнуления прицельного расстояния) не определен, т. е. может быть произвольным в некоторых пределах.

Для исследования траекторий, содержащих опасные сближения и соударения астероида Апофис с Землей сразу после возможного тесного сближения в 2036 г., в работе [Соколов и др., 2008] используются следующие методы. В предположении, что движение в промежутке между 2029 и 2036 гг. происходит по резонансной орбите соударения с соизмеримостью средних движений 6:7, методом ТГС строится множество возможных резонансных кеплеровых орбит соударения после тесного сближения в 2036 г. Затем с использованием численного интегрирования уравнений движения с учетом всех возмущений ищутся траектории тесных сближений и соударений с Землей, близкие к построенным кеплеровым резонансным орбитам соударения. Для преодоления основной трудности — потери точности из-за тесных сближений, область допустимых начальных данных можно транспортировать вдоль траекторий в 2035 г., в результате чего ее размеры увеличиваются на несколько порядков. После этого численное нахождение начальных данных, соответствующих опасным траекториям, не представляет принципиальных трудностей. Полученные методом ТГС приближенные значения минимальных геоцентрических расстояний используются при нахождении интересующих нас опасных сближений в качестве первых приближений, начальные данные для численного интегрирования берутся из новой области в 2035 г. Аналогичный подход использовал Ж. Ласкар при исследовании динамического хаоса в Солнечной системе и поиске «уходящих» из нее траекторий Меркурия.

В результате с использованием методов, указанных в работе [Соколов и др., 2008], были построены порождающие эллиптические резонансные траектории соударений в 2037–2052 гг. (95 траекторий). Некоторые из них не могут быть реализованы, так как проходят в 2036 г. на геоцентрическом расстоянии менее радиуса Земли, однако большинство соответствует реальным траекториям. Подробнее были рассмотрены порождающие траектории с соударениями до 2041 г. включительно: численно получены траектории, содержащие соударения Апофиса с Землей в 2040 и 2041 гг. (резонансы 3:4 и 6:5 после 2036 г.), а также тесные сближения в 2037, 2038 и 2039 гг. Численное интегрирование подтвердило корректность использования метода ТГС для построения приближенных решений в случае Апофиса. Для численного интегрирования использовался интегратор Эверхарта. Движение планет и Луны описывалось известными динамическими моделями DE403 и DE405. Минимальные геоцентрические расстояния после 2036 г., полученные по DE403 и DE405, различаются незначительно, разница обычно менее 1 км. Области начальных значений координат в 2035 г., соответствующие указанным соударениям в 2040 и 2041 гг., имеют размеры порядка сотен и десятков метров соответственно. Отметим, что размеры областей начальных данных, соответствующие соударениям, по DE403 и DE405 практически совпадают, в то время как сами эти области отстоят друг от друга на десятки километров.

Представляет также интерес история сближений Земли и Апофиса. Проведенное численное интегрирование от 2006 г. до 1700 г. показало отсутствие тесных сближений на этом интервале. Все сближения происходят 12–14 апреля. Самое тесное сближение имело место в 1819 г. до расстояния 0,84 млн км. Остальные шесть сближений происходили до расстояний 3–4 млн км.

На примере астероида Апофис хорошо видны некоторые важные аспекты проблемы астероидно-кометной опасности, на которые раньше не обращали должного внимания. Так, соударению астероида с планетой могут предшествовать сближения с ней, хотя бы потому, что сближения на умеренные расстояния более вероятны, чем соударения. Этот вопрос обсуждается, в частности, в работе [Елькин, Соколов, 1995]. Отмеченное обстоятельство позволяет заблаговременно обнаружить потенциально опасный объект. С другой стороны, рассеяние возможных траекторий при тесных сближениях ведет к потере точности, затрудняет прогнозирование движения и требует применения специальных методов. Среди возможных движений астероида после тесных сближений появляются опасные траектории, имеющие резонансные возвраты к Земле. Соответствующие «замочные скважины», или зоны резонансного возврата, имеют очень малые размеры и, следовательно, мала вероятность столкновения с Землей. Точное положение «скважин» зависит от величины возмущающих сил: малые недостаточно известные эффекты могут изменить место «скважин» в пространстве начальных данных. Точное определение их положения является сложной актуальной задачей. В то же время само наличие «скважин» и их размеры мало зависят от возмущений. Следует отметить сложную структуру соответствующего множества, аналогичную фрактальной. Небольшое искусственное изменение траектории астероида (удар по нему и т. п.) с целью предотвратить соударение в апреле 2036 г. не гарантирует отсутствия соударений в последующие несколько лет. Отклонив траекторию, можно попасть в близлежащую «замочную скважину», ведущую к соударению. Недостаточная точность знания орбиты Апофиса не позволяет пока исключить возможность попадания в эти зоны резонансного возврата. Поэтому наряду с совершенствованием методов прогнозирования движения астероидов особую ценность имели бы наблюдения АСЗ из космоса, а также использование для уточнения орбиты Апофиса сигналов радиопередатчика, доставленного на орбиту искусственного спутника этого астероида.

7.7.6. Влияние эффекта Ярковского на движение Апофиса. Во всех рассмотренных случаях модель движения Апофиса не включала влияние эффекта Ярковского (см. раздел 3.6). Он вызывается неравномерным нагревом тела солнечными лучами в результате осевого вращения тела и его движения по орбите. Эффект Ярковского зависит от положения оси вращения, орбиты и массы тела, от теплопроводности его поверхностных слоев. Поскольку большинство этих параметров неизвестны, явным образом учесть эффект невозможно. Однако неявным образом этот эффект частично учитывается в результате подгонки элементов орбиты, прежде всего большой полуоси, к наблюдениям, которые, естественно, отражают влияние эффекта, если он достаточно велик. Тем не менее, значительная часть эффекта остается неучтенной, что может вызвать заметные ошибки при прогнозировании движения тела на основе найденной орбиты. В работе [Giorgini et al., 2008] выполнена оценка максимального смещения Апофиса по орбите за период от эпохи оскуляции (2006 г.) до 2029 г. под действием не учитываемой части эффекта. При предполагаемой массе в зависимости от направления вращения и гипотетически заданной теплопроводности поверхностных слоев максимальное смещение вдоль орбиты может составить к 2029 г. от –720 км до +780 км. Эти значения находятся в качественном согласии с оценками влияния эффекта Ярковского на движение ряда АСЗ, найденными Ю. А. Чернетенко иным путем по сравнению с работой [Giorgini et al., 2008].

В работе [Чернетенко, 2007] учет эффекта Ярковского в движении астероидов производился без каких-либо предположений о физических характеристиках этих тел. Предполагалось лишь, что зависимость этого эффекта от гелиоцентрического расстояния r имеет вид 1/r^2, а его величина характеризуется в общем случае тремя составляющими ускорения: радиальной, трансверсальной и нормальной, которые определяются из наблюдений (радарных и оптических) совместно с параметрами орбиты. При этом для астероида (6489) Голевка включение в число определяемых по наблюдениям запаздывания параметров трансверсальной составляющей A_2 позволило уменьшить ошибку единицы веса с 2,3 мкс до 0,5 мкс. Величина A_2 оказалась равной (-2,00 ± 0,14) 10-14 а.е./сут^2.

При оценке влияния эффекта Ярковского на движение астероида Апофис было принято, что зависимость ускорения от гелиоцентрического расстояния имеет вид 1/r^2, а для A_2 принимались некоторые возможные значения (+2, –2, +6, –6) 10-14 а.е./сут^2. Значения минимального расстояния от Апофиса до Земли и смещения астероида вдоль орбиты на 13 апреля 2029 г., полученные в результате уточнения параметров движения и последующего интегрирования, приведены в табл. 7.6.

Таблица 7.6. Влияние принятых значений ускорения, вызываемого эффектом Ярковского, на величину минимального расстояния от Апофиса до Земли и смещение астероида вдоль орбиты на 13 апреля 2029 г.

Изменения смещения вдоль орбиты при A_2 = (+6,-6) 10-14 а.е./сут^2 близки к оценкам, полученным в работе [Giorgini et al., 2008]. Конечно, подобные расчеты имеют только качественный характер, поскольку реальное значение A_2 из имеющихся наблюдений найти невозможно. Но метод может быть использован в будущем, если будет получено необходимое число достаточно точных наблюдений.

Оценим теперь, как влияет эффект Ярковского на положение эллипса рассеяния на плоскости цели и на вероятность столкновения Апофиса с Землей в 2036 г. Будем исходить из предположения, что величина A_2 для астероида равна -2 10-14 а.е./сут^2, что приводит к сокращению его полуоси и к увеличению среднего движения. В результате к апрелю 2029 г. астероид сместится вдоль орбиты на величину +272 км (табл. 7.6). Таким образом, астероид, соответствующий номинальному решению, найденному с учетом дополнительного ускорения, пересечет плоскость цели несколько раньше, и его минимальное расстояние от Земли составит, как показано в табл. 7.6, 37 964 км по сравнению с расстоянием в 38 220,5 км, на котором астероид должен проследовать мимо Земли в 2029 г. согласно решению, полученному ИПА.

7.7.7. Перспективы уточнения орбиты Апофиса. Для планирования возможного изменения орбиты Апофиса в случае, если это изменение будет вести к неизбежному или весьма вероятному столкновению, важно иметь представление о том, каковы перспективы проведения дальнейших астрометрических и физических наблюдений данного астероида и какого уточнения модели движения астероида можно ожидать в предстоящий период. При рассмотрении данного вопроса важно иметь в виду, что активные действия по изменению орбиты Апофиса должны быть предприняты до 2029 г. Величина корректирующего одиночного импульса, прикладываемого к астероиду до апреля 2029 г., чтобы избегнуть столкновения в 2036 г., примерно на три порядка меньше необходимого импульса после сближения в 2029 г. [Ивашкин, Стихно, 2008]. Причина такого различия вполне понятна. В случае, если коррекция выполняется до 2029 г., необходимо лишь несколько изменить минимальное геоцентрическое расстояние астероида (изменить орбиту так, чтобы ее пересечение с плоскостью цели произошло вне ближайшей окрестности «замочной скважины» размером около 600 м). Остальную работу по изменению траектории выполнит гравитационное поле Земли. После 2029 г. гелиоцентрическую орбиту астероида придется смещать уже на величину порядка нескольких радиусов Земли.

Размеры астероида и особенности его орбиты таковы, что благоприятные условия для его наблюдения складываются лишь в определенные весьма непродолжительные периоды времени. На рисунках 7.6–7.8 показаны элонгация астероида Апофис от Солнца, его звездная величина и расстояние от Земли в период 2006–2024 гг. На протяжении 2009–2011 гг. видимая звездная величина астероида будет оставаться в пределах 19,5m–22,1m. Но относительно большой блеск имеет место при малых элонгациях от Солнца. Сомнительно, что при звездной величине, превышающей 21m, астероид можно будет наблюдать в элонгациях, меньших 50°. Таким образом, ближайшее «окно» для оптических наблюдений откроется не ранее декабря 2011 г., когда элонгация превысит 50°, а звездная величина будет меньше 21m.

Рис. 7.6. Элонгация астероида Апофис от Солнца

Возможности проведения новых радиолокационных наблюдений Апофиса также очень ограничены. Для наиболее крупного 300-м радиолокатора в Аресибо (Пуэрто-Рико, США) предельно возможное расстояние приема отраженного от астероида сигнала (при заданных размерах астероида и значении радиоальбедо его поверхности) составляет 0,31 а.е. Для 70-м локатора в Голдстоуне (США) расстояние приема составляет всего 0,14 а.е.

Рис. 7.7. Видимая звездная величина астероида Апофис

Рис. 7.8. Расстояние от астероида Апофис до Земли

Примерно такие же возможности имеются у радиолокатора в Евпатории и модернизируемого радиотелескопа в Уссурийске. Таким образом, «окна» для радиолокационных наблюдений будут открыты только в конце 2012 г. — первой половине 2013 г., в октябре 2020 г. и феврале — августе 2021 г.

В работе [Chesley, 2005] предпринята попытка оценить, насколько точно может быть определена орбита Апофиса из возможных оптических и радиолокационных наблюдений, при условии, что из них будет получена не только астрометрическая информация о положениях Апофиса, но и найдено положение оси и направление вращения астероида. Как отмечалось ранее, две последние величины важны для оценки влияния эффекта Ярковского на движение астероида. В работе предполагается, что в периоды, наиболее благоприятные для наблюдений, каждую вторую ночь будет получено одно астрометрическое наблюдение со средней ошибкой в 0,2″, а в периоды, когда наблюдения будут менее доступны, но все еще возможны для крупных телескопов, одно наблюдение с той же ошибкой будет получено в течение каждой лунации. Далее предполагается, что в периоды 14–20 февраля и 6–10 июля 2013 г., а затем в периоды 9–12 октября 2020 г. и 16–20 марта 2021 г. с помощью радиолокатора в Аресибо будет выполнено в сумме 23 измерения расстояния до астероида с различной точностью в зависимости от расстояния. С учетом уже имеющихся наблюдений и предположительно осуществленных к исходу того или иного интервала можно оценить, с какой точностью определяется большая полуось эллипса рассеяния на плоскости цели в 2029 г. по всем имеющимся на рассматриваемый момент наблюдениям. Из вычислений Чизли следует, что к началу 2014 г. большая полуось эллипса рассеяния сократится примерно до 30 км, а к началу 2022 г. — до величины, несколько превышающей 10 км, если радарные наблюдения осуществлены не будут, и до 1 км, если они будут выполнены. Кроме того, в работе Чизли моделируется уточнение эллипса рассеяния с учетом годичного приема радиосигналов с эквивалентной точностью ±2 м от передатчика, доставленного на Апофис в 2019 г. С учетом радионаблюдений точность определения большой полуоси эллипса рассеяния повысится до 100 м.

В работе [Giorgini et al., 2008] эта проблема также обсуждается, но с применением иных подходов. Впрочем, результаты в целом оказываются сопоставимыми.

Можно поставить вопрос: какова вероятность того, что с учетом всех факторов столкновение с Апофисом в 2036 г. произойдет, и как вероятность столкновения будет эволюционировать с течением времени? Можно попробовать найти ответ на этот вопрос, если еще раз обратиться к рис. 7.5. Мы уже видели, что «замочная скважина» для столкновения в 2036 г. располагается на расстоянии 1444,7 км = 4,11σζ от центра эллипса, что определяет малую вероятность столкновения. Но при этом не был принят во внимание эффект Ярковского. Он способен сдвинуть центр эллипса, а вместе с ним и весь эллипс рассеяния вдоль большой оси в ту или иную сторону. Направление смещения и его величина зависят от положения оси вращения астероида. Если наклон оси вращения к плоскости орбиты астероида меньше 90° (прямое вращение), то, как нетрудно видеть, реактивный эффект покидающих тело тепловых фотонов имеет составляющую, направленную по вектору орбитальной скорости тела (рис. 7.9).

Рис. 7.9. Эффект Ярковского в случае прямого вращения астероида; F — вектор реактивного ускорения, v — орбитальная скорость астероида

Это приводит к увеличению большой полуоси орбиты астероида и уменьшению его среднего движения. Астероид будет двигаться по орбите с некоторым отставанием во времени и догонит плоскость цели 13 апреля 2029 г., несколько позже по сравнению с невозмущенным случаем. Из этого следует, что координата ζ центра эллипса окажется больше и астероид пройдет мимо Земли на несколько большем расстоянии от ее центра и от «замочной скважины» (положение последней в возмущенном случае останется практически тем же). В случае обратного осевого вращения астероида все будет обстоять с точностью до наоборот. Астероид пересечет плоскость цели в более ранний момент времени по сравнению с невозмущенным случаем, и весь эллипс как целое сместится в сторону меньших геоцентрических расстояний. По расчету [Giorgini et al., 2008] эффект Ярковского может привести к смещению астероида вдоль орбиты на величину от 325 км до 740 км в зависимости от принятых значений радиуса, плотности вещества и коэффициента теплопроводности. Можно рассчитать, что значение координаты ζ при этих смещениях вдоль орбиты изменится на величины того же порядка. При прямом направлении вращения это означает, что расстояние от центра эллипса до «замочной скважины» возрастет на указанные величины и что столкновение практически невозможно (вероятность столкновения меньше 10-7). При обратном направлении вращения эффект Ярковского способен сдвинуть эллипс рассеяния так, что «замочная скважина» окажется в пределах 3aζ. Вероятность столкновения в этом случае остается малой, но заметно отличной от нуля.

7.8. Астероид 2008 ТС3

Данный объект называют астероидом, поскольку он был обнаружен по технологии наблюдения астероидов и получил первичное обозначение как астероид. На самом деле это тело оказалось малым по размеру и, строго говоря, должно называться не астероидом, а метеороидом (см. главу 5). Тем не менее, этот объект интересен тем, что его столкновение с Землей было заранее спрогнозировано и реально наблюдалось. Тем самым международная кооперация по обнаружению АСЗ прошла важное испытание в отношении оперативности и слаженности ее действий, а обсуждающиеся в этой главе методы прогноза столкновений прошли практическую проверку. Все события с момента открытия астероида и до момента его столкновения с Землей произошли очень быстро и заняли не более суток.

6 октября 2008 г. в 6 ч 39 мин Всемирного времени (UTC) Р. Ковальский на обсерватории Маунт Леммон (штат Аризона, США) обнаружил объект примерно 19m, предварительно обозначенный им как STA9D69. Наблюдения выполнялись в рамках финансируемого НАСА обзора объектов, сближающихся с Землей (Catalina Sky Survey). Наблюдения немедленно были переданы в Международный планетный центр, где была вычислена предварительная орбита, показавшая, что объект с вероятностью 98 % находится на орбите, приводящей к столкновению с Землей в ближайшее время. Объект получил предварительное обозначение 2008 ТС3. Планетный центр немедленно разместил информацию об объекте на своем сайте и передал ее в Лабораторию реактивного движения НАСА (США). В течение часа после получения первых данных в ЛРД было вычислено, что объект войдет в атмосферу Земли 7 октября над северо-восточной Африкой.

Исходя из оценок звездной величины и расстояния до астероида его размер был определен в 2–5 м. Обычно объекты такого размера полностью разрушаются в атмосфере Земли. Поверхности Земли достигают только небольшие осколки, потерявшие высокую скорость. Вхождение астероида в атмосферу могло наблюдаться в течение нескольких десятков секунд как яркий болид. По имеющимся данным, вторжения тел таких размеров в атмосферу Земли происходят несколько раз в год. Следовательно, он не представлял особой угрозы для Земли. Однако оповещенные наблюдатели поторопились к телескопам, чтобы наблюдать этот необычный астероид до того, как он войдет в тень Земли и станет невидимым. В этих наблюдениях приняли участие и российские наблюдатели: астроном-любитель Т. Крячко, наблюдавший астероид на Кавказской астрономической станции обсерватории им. В. П. Энгельгардта Казанского государственного университета. На автоматизированном телескопе ГАО РАН (Пулково) ЗА-320М в ночь с 6 на 7 октября 2008 г. были проведены астрометрические и фотометрические наблюдения астероида 2008 ТС3. За 4 часа получено 270 наблюдений в интегральной полосе телескопа. Оценена абсолютная звездная величина астероида, его размер (4,8 ± 0,8 м) и масса (131 ± 5 т).

Новые наблюдения позволили уточнить первоначальную орбиту астероида. В течение последующих 11 часов было выпущено 24 электронных циркуляра, содержащих уточняемые параметры орбиты и эфемериды астероида. Оказалось, что большая полуось орбиты составляет 1,27 а.е., эксцентриситет — 0,29, а период обращения — 1,43 года, q = 0,91 а.е., Q = 1,63 а.е. Стив Чизли (ЛРД) сообщил, что астероид войдет в земную атмосферу примерно в 2 ч 45 мин 28 с UTC и достигнет максимального торможения на высоте примерно в 14 км в 2 ч 45 мин 54 с UTC с неопределенностью в ±15 с. Всего на 27 обсерваториях было получено 589 позиционных наблюдений; блеск астероида, зафиксированный в последних наблюдениях, составил примерно 13–14m.

А. Харрис, М. Козубал, Р. Дантовиц и П. Правек из наблюдений и анализа кривой блеска определили, что астероид совершает сложное вращение вокруг двух осей с периодами 97 с и 49 с.

Астероид вошел в атмосферу со скоростью примерно 12,4 км/с. Энергия взрыва оценивается примерно в одну килотонну в тротиловом эквиваленте. Это произошло над малонаселенным районом Земли (северный Судан), и, возможно, единственными непосредственными наблюдателями этого события были заранее предупрежденные о нем члены экипажа самолета авиалинии Эйр Франс — KLM, который находился от предполагаемого места входа астероида в плотные слои атмосферы на расстоянии примерно в 1400 км. Пилоты наблюдали короткую яркую вспышку примерно в предсказанное время. Изображение высотного следа в атмосфере было получено на севере Судана на рассвете 7 октября (см. рис. 7.10 на вклейке).

Инфразвуковой детектор, расположенный в Кении, зарегистрировал звуковую волну, исходящую из предполагаемого района падения. Она соответствовала энергии 1,1–2,1 килотонны в тротиловом эквиваленте. Cпутник Метеосат-8, выполнявший наблюдения этого события в визуальном и инфракрасном диапазонах, зафиксировал короткую вспышку в атмосфере над районом предполагаемого падения астероида (рис. 7.11).

Эта короткая драматическая история астероида 2008 ТС3 показала, что существующие службы слежения за ОСЗ в состоянии обнаружить объект на опасной для Земли траектории на его подлете к Земле, а вычислительные центры — оперативно обработать наблюдательную информацию и информировать заинтересованных лиц о предстоящих событиях.

Рис. 7.11. Вспышка в атмосфере над северным Суданом, зафиксированная спутником Метеосат-8 над районом предвычисленного места падения астероида 2008 TC3 (http://www.eumetsat.int/Home/Main/News/Features/707785/). Copy-right @ EUMETSAT (European Organisation for the Exploitation of Meteorological Satellites)

В течение нескольких часов после обнаружения объекта весь мир уже знал, где астероид можно наблюдать, где и когда он упадет, а также представляет ли это угрозу для землян или нет. Однако возникает вопрос: «А что бы произошло, если бы астероид был гораздо больше по размеру?» Можно только сказать, что более крупный объект может быть обнаружен не за 20 часов до столкновения, а раньше. Так, объект с диаметром в несколько десятков метров может быть обнаружен за несколько дней до столкновения. Тем не менее, этого времени явно недостаточно для предотвращения столкновения. Можно лишь предпринять меры по эвакуации населения из предполагаемого района падения.

Глава 8

Последствия падений крупных небесных тел на землю

Кто что ни говори, а подобные происшествия бывают на свете, — редко, но бывают.

Н. В. Гоголь. «Нос»

Последствия падений крупных тел на Землю в целом известны. Мы будем рассматривать только те, которые можно проанализировать в настоящее время методами точных наук. (Гораздо более сложно, как нам кажется, точно спрогнозировать социальные последствия.) Итак, в результате падения тела «работают» следующие поражающие факторы:

Рассмотрим процессы взаимодействия падающих тел с атмосферой Земли и ее поверхностью, а также последствия этих падений подробнее.

8.1. Явления, связанные с падением небесных тел

Часто увидишь, как звезды — лишь ветер задул с небосклона, вдруг упадают стремглав, и как сквозь суморок ночи пламя у них за спиной, белея, тянется длинно.

Вергилий

8.1.1. Взаимодействие небесных тел с земной атмосферой. Торможение метеороида в воздухе. Космическое тело, если оно движется сквозь атмосферу без разрушения и существенной абляции (потери массы), тормозится, когда его масса сравнивается с массой воздуха в цилиндре, имеющем такую же площадь поперечного сечения, что и само тело. Поэтому критерий отсутствия торможения неразрушающегося тела на высоте h можно записать в следующем виде:

ρаH (sin θ)-1≪ 2 ρbRb,

где H — характеристическая высота атмосферы (H = 8,5 км), θ — угол наклона траектории тела к горизонту, ρb и Rb — плотность и радиус тела соответственно, а ρа — плотность атмосферы на высоте h.

Можно определить размер неразрушающегося тела, которое долетит до Земли без торможения, из условия

где ρ^0 а — плотность воздуха у поверхности Земли (h = 0, ρ^0а = 10-3 г/см^3).

Для вертикального падения (θ = 90°) ледяного тела (ρb = 1 г/см^3) получаем Rb > 4 м.

Таким образом, если бы тела не разрушались, то относительно небольшие метеороиды достигали бы поверхности Земли со скоростью, близкой к начальной. Но космические тела разрушаются в полете под действием аэродинамических сил: они могут распадаться на фрагменты, изменять свою форму и площадь поперечного сечения [Мелош, 1994; Melosh, 1981; Passey and Melosh, 1980].

Анализ наземных и спутниковых наблюдений за входом в атмосферу метеороидов с характерными размерами порядка 1–3 м показывает, что они разрушаются на высотах 25–45 км, не достигая Земли [Chyba et al., 1993; Svetsov et al., 1995; Nemtchinov et al., 1997a]. С увеличением размера тела его прочность снижается, так как в большом теле больше дефектов, а также трещин, возникновение которых связано с предыдущими столкновениями в космическом пространстве. К тому же, для того чтобы разделить тело на части, необходима энергия, пропорциональная его площади, в то время как запасенная в теле упругая энергия, связанная с аэродинамической нагрузкой, пропорциональна объему. Поэтому можно ожидать, что более крупные тела (> 10 м) начинают разрушаться на еще больших высотах. Следует также отметить, что абляция, вызванная теплопроводностью и переносом излучения в ударно-сжатом воздухе, незначительна для тел c размерами больше 10 м [Немчинов, Цикулин,1963; Немчинов и др., 1976; Baldwin and Sheafler, 1971; Biberman et al., 1980].

Деформация тела, вызванная аэродинамическими силами. Сильно фрагментированный объект может быть легко деформирован и становится подобным жидкости [Григорян, 1979]. При аналитических оценках используется предположение, что под действием аэродинамических сил во время полета оно расплющивается — увеличивается отношение его диаметра к высоте [Melosh, 1981; Ivanov et al., 1986; Chyba et al., 1993] — тело превращается в «блин» (pan-cake). Степень расплющивания может быть оценена из простых соображений. Давление на лобовой поверхности тела максимально в его критической точке и уменьшается к боковым поверхностям. Наличие градиента давления вызывает движение жидких частиц (или квазижидких частиц разрушенного материала) вдоль лобовой поверхности в радиальном направлении. Скорость этого поперечного движения Vt может быть оценена из следующего выражения [Григорян, 1979; Hills and Goda, 1993]:

Vt = (ρа/ρb)1/2V,

где V — скорость тела, ρb — его плотность, ρа — плотность атмосферы. Если плотность атмосферы убывает с высотой по экспоненциальному закону, то легко получить выражение, определяющее критический радиус R*b, когда тело расширяется до радиуса, примерно равного его начальному диаметру:

Если Rb < R*b, то может произойти деформация тела или его разрыв на отдельные части с последующим рассеянием частей фрагментированного тела. Критический диаметр для метеороидов в атмосфере Земли составляет 580, 330 и 200 м для ледяного, каменного и железного тел соответственно [Мелош, 1994].

Фрагментация и разрушение метеороида в атмосфере. Большие метеороиды (> 1 км) ударяются о поверхность Земли, почти не успев изменить форму и массу после прохождения через атмосферу. Судьба мелких тел зависит от их характеристик — состава, скорости, прочности, формы. Атмосфера оказывает большое влияние на последствия их ударов. Отсутствие кратера после падения Тунгусского космического тела диаметром 50–100 м показывает, что атмосфера может предотвратить образование кратера и ослабить сейсмические эффекты. Но железные тела того же размера достигают поверхности Земли. Так, известный 1-километровый кратер в Аризоне, возникший 50 000 лет назад, был образован падением железного тела диаметром 30–40 м [Мелош, 1994; Melosh and Collins, 2005]. На Земле было найдено довольно много кратеров меньших размеров, например 100-метровый кратер Kaaли в Эстонии возрастом приблизительно 4000 лет [Пиррус, Тиурма, 1987]. Еще несколько подобных кратеров в Эстонии возрастом в несколько тысяч лет имеют диаметры 40, 30 м и менее. Сихотэ-Алинский железный метеоритный дождь 1947 г. создал массу мелких кратеров (диаметр наибольшего из них около 26,5 м) и огромное число мелких фрагментов [Кринов, 1981; Кринов, Фонтон, 1959; Немчинов, Попова, 1997]. Начальная кинетическая энергия этого метеороида по оценкам составила около 10 кт тринитротолуола (ТНТ), масса — около 200 т. Поверхности достигли крупные фрагменты с энергией, соответствующей примерно 100 т ТНТ. Остальная энергия перешла в энергию нагретого воздуха и продуктов абляции. Хотя железные тела составляют только 6–7 % от всех падающих на Землю тел [Shoemaker, 1983], они легче проходят сквозь атмосферу и чаще встречаются в качестве находок.

Численное моделирование деформации и фрагментации метеороида. Действие аэродинамических сил — основная причина деформации и разрушения тел, попадающих в атмосферу. Применение модели «блина» ограничивается некоторой величиной fp отношения радиуса «блина» R к начальному радиусу тела Rb. Величина фактора расширения fp в разных работах принимается равной 2–7 в зависимости от некоторых дополнительных соображений, иногда не вполне корректных. Влияние этого фактора на параметры разрушенного тела (т. е. роя фрагментов и пара) на поздней стадии торможения, очевидно, очень велико, так как он определяет диаметр поперечного сечения, а с ним и скорость тела (струи), и температуру воздуха в ударной волне, и т. д. Таким образом, простые модели могут дать весьма грубые результаты. Более точные предсказания должны основываться на более сложном прямом численном моделировании падения.

Прямые численные расчеты двумерной гидродинамической задачи падения тела в атмосфере были выполнены, например, в работе [Hazins and Svetsov, 1993] с использованием лагранжева метода и в работе [Teterev et al., 1993] эйлеровым методом со специальным способом маркировки границы тела. Ледяное космическое тело, движущееся сквозь атмосферу, рассматривалось как жидкость с уравнением состояния воды. Расчеты показали, что метеороид в определенных ситуациях расплющивается незначительно. Он постепенно теряет свою массу вследствие сдува вещества поверхности воздухом. Под действием неустойчивостей раздробленное тело может принимать различную форму, которую заранее невозможно точно предсказать. В некоторых случаях тело стремится принять коническую форму и легче выдерживает полет сквозь атмосферу. В других случаях оно раздувается и принимает форму тора. При скорости входа в атмосферу 20 км/с 200-метровое ледяное тело теряет перед падением на поверхность менее 20 % своей начальной кинетической энергии, но увеличивает свой радиус приблизительно до 300 м на высоте 6,5 км над поверхностью Земли. На еще более низких высотах тело разрушается на мелкие фрагменты, которые на момент падения рассеиваются на расстояния вплоть до 200 м от центра падения метеороида. Масса этих фрагментов составляет 80 % от начальной массы, и их энергия достигает более чем 70 % от начальной энергии метеороида. Несмотря на разрушение тела, единая ударная волна охватывает все фрагменты. Подобные численные расчеты были проведены и для большего тела с диаметром 400 м. В этом случае тело деформируется, и при достижении поверхности Земли его полная масса уменьшается лишь на 10 %.

В работе [Teterev and Nemtchinov, 1993] была развита численная модель «мешка с песком», в которой считалось, что метеороид представляет собой совокупность частиц, движущихся сквозь атмосферу. Частицы передают энергию и импульс атмосфере и охватываются единой огибающей их ударной волной. С помощью этого метода также было показано, что сильно фрагментированный метеороид принимает коническую форму (рис. 8.1) и теряет меньше энергии, чем это было предсказано с помощью простых полуаналитических моделей дезинтеграции.

Рис. 8.1. Положения характерных частиц в модели «мешка с песком» для двух моментов полета t. Предполагается, что метеороид был мгновенно фрагментирован на высоте 25 км на 10^6 каменных фрагментов, заполняющих сферу с диаметром 200 м, и имел скорость 20 км/с

В расчетах предполагалось, что каменный метеороид после начальной стадии фрагментации состоит из 10^6 каменных фрагментов, свободно упакованных в сфере диаметром 200 м, скорость их составляет величину 20 км/c. В расчетах использовались пять групп фрагментов с радиусами от 10 см до 10 м, средний радиус составлял 1 м. Перед падением диаметр сферы, содержащей основную часть каменных фрагментов, увеличивался приблизительно до 400 м. Вследствие увеличения объема тела перед падением и уменьшения его средней плотности механический импульс, передаваемый поверхности Земли, будет меньше, чем для более компактного тела, и большая часть кинетической энергии тела будет превращаться в энергию поднимающегося факела.

След за телом. Космическое тело, проходящее сквозь атмосферу, создает за собой нагретый след, который расширяется до тех пор, пока давление в нем не сравняется с атмосферным. При расширении плотность в следе понижается. Воспользуемся очень простой идеализированной моделью цилиндрического сильного взрыва: тонкий ударно-сжатый слой с выровненным давлением внутри этой оболочки. Будем считать, что разреженная полость за фронтом расширяется до момента времени, когда давление на фронте становится примерно равным атмосферному давлению pа. Отсюда получаем, что радиус следа Rw определяется соотношением

Rw ≈ Rb(p_0/pа)1/2, или Rw ≈ Rb(V/Ca) √γ,

где p_0 — давление на лобовой поверхности затупленного тела (p_0 ≈ ρаV 2, ρa — плотность воздуха, γ — показатель адиабаты), Cа — скорость звука в холодном воздухе. При V = 15 км/с, Cа = 0,3 км/с получаем Rw/Rb ≈ 60. Таким образом, для тела диаметром 0,2 км диаметр следа будет достигать Rw ≈ 12 км. В действительности, за время пролета тела сквозь слой толщиной порядка характеристической высоты атмосферы H след не успевает расшириться до своего предельного размера.

След является разреженным каналом, через который некоторая часть энергии и массы может покидать плотные слои атмосферы, на его размер влияет и разрушение тела. Поэтому более полную картину можно получить только путем численного расчета.

На рис. 8.2 приведены результаты расчета по программе SOVA [Shuvalov, 1999] пролета ледяного тела (ρb = 1 г/см^3) сквозь атмосферу при начальном диаметре 200 м и начальной скорости 50 км/с, т. е. при массе 4 10^6 т и начальной энергии, эквивалентной 300 Мт ТНТ. Видно, что к моменту времени, когда струя фрагментов подлетела к Земле, диаметр струи превышал 1 км. Через 1 с после удара характерный поперечный диаметр горячей области и области повышенного давления составил уже около 10 км.

При меньших начальных размерах тела струя фрагментов и воздуха вообще не достигает Земли. Именно это имело место в случае Тунгусского падения в 1908 г., когда метеороид имел размер не более 100 м. Наоборот, при падении крупного тела практически вся масса тела почти без торможения и абляционных потерь достигает поверхности Земли.

Рис. 8.2. Распределение плотности при пролете сквозь атмосферу ледяного тела с начальными диаметром 200 м и скоростью 50 км/с

8.1.2. Ударная волна. Оценка параметров ударной волны. После удара космического тела о поверхность Земли его кинетическая энергия превращается в тепловую и кинетическую энергии вещества грунта за фронтом ударной волны, распространяющейся в грунте от точки удара, и в энергию парового факела, выбрасываемого в атмосферу. Этот факел взаимодействует с атмосферой Земли и выделяет часть своей энергии в воздухе, также генерируя в нем ударную волну [Мелош, 1994; Ahrens and O’Keefe, 1987; O’Keefe and Ahrens, 1982a; Roddy et al., 1987].

Если ударяющее тело имеет низкую плотность по сравнению с плотностью грунта, а влиянием следа и неоднородности атмосферы можно пренебречь, то простейшую оценку параметров ударной волны в воздухе можно сделать, предположив, что вся энергия тела превращается вблизи точки удара в энергию полусферической волны. В свою очередь, для определения параметров ударной волны такого взрыва можно использовать или эмпирические данные, например представленные в виде аналитической формулы Садовского [Садовский, 2004], или результаты одномерных численных расчетов [Brode, 1955; Охоцимский и др., 1957]. Естественно, необходимо учитывать, что при прохождении космическим телом атмосферы часть его энергии выделяется в воздухе и энергия «приземного» взрыва, соответственно, меньше начальной.

Проблема определения опасностей, связанных с ударами астероидов и комет, является многофакторной, так как результат зависит от начальной скорости, массы, плотности, состава, формы, структуры и прочности тела, угла наклона его траектории, плотности и состава грунта в месте удара и т. д. Численные расчеты двумерных, а тем более трехмерных физико-математических задач о прохождении разрушающегося тела сквозь атмосферу и ударе о Землю являются весьма трудоемкими. Поэтому естественными являются попытки построения приближенных моделей для оценки результатов удара. Одной из таких моделей, доведенных до удобной в использовании программы, является программа, созданная в Аризонском университете (модель СММ) [Collins et al., 2005] и размещенная на сайте этого университета (www.lpl.arizona.edu/ImpactEffects). В силу желания получить простой и удобный в использовании инструмент для оценок авторы прибегли к ряду упрощений, которые подчас применимы не ко всем ситуациям, возникающим при ударах. При расчете параметров ударной волны были использованы данные, полученные при наземных и приземных ядерных взрывах [Glasstone and Dolan, 1977], и принцип энергетического подобия. В действительности область энерговыделения при входе метеороида является не точечным и не линейным источником, что видно из результатов расчета даже вертикального удара (рис. 8.2). И тем более сложной является картина взаимодействия ударной волны с поверхностью при косом ударе. Расчет прохождения тела сквозь атмосферу в программе СММ для рассматриваемых здесь достаточно больших тел (размером в десятки, сотни и более метров) проводится по модели растекающегося «блина» [Chyba et al., 1993] с фактором расширения fp = 7. Считается, что при достижении этого расширения оставшаяся энергия выделяется в воздухе. Если же эта степень расширения не достигается вплоть до поверхности Земли, то предполагается, что остатки ударяют о поверхность, приводя к образованию кратера, выбросу вещества, сейсмическому эффекту и формированию ударной волны в воздухе.

Приведем результаты расчетов по программе СММ для вертикального удара кометы (плотностью 1 г/см^3) диаметром 200 м при начальной скорости 50 км/с и каменного тела (плотностью 2,7 г/см^3) диаметром 400 м при начальной скорости 17 км/с. В обоих случаях будем считать грунт плотным, скалистым. В первом случае (в дальнейшем — вариант 1) начальная кинетическая энергия равна 1,2 10^3 Мт ТНТ. По модели СММ фрагменты тела ударяют по поверхности со скоростью 32 км/с в пределах круга диаметром 0,7 км, энергия ударяющих о поверхность струи пара и фрагментов составляет около 500 Мт ТНТ. На расстоянии 15 км амплитуда ударной волны, по оценке СММ, составляет 1,8 бар. При таком давлении, согласно работе [Glasstone and Dolan, 1977], многоэтажное кирпичное здание с несущими стенами обрушится. Во втором случае (в дальнейшем — вариант 2) начальная кинетическая энергия несколько больше, чем в варианте 1, а именно 3,1 10^3 Мт ТНТ. Эллипс рассеяния по оценке СММ составляет 0,58 × 0,58 км, амплитуда ударной волны при скорости 16,7 км/с на расстоянии 20 км равна 3,2 бар, что также приводит к обрушению многоэтажного кирпичного здания. Будет повреждено и многоэтажное здание со стальным каркасом. В двух вариантах, выбранных нами для примера (комета и каменное тело), скорости входа соответствуют типичным скоростям входа таких тел. Размеры выбраны сравнительно небольшими. Они соответствуют, по нашему мнению, нижней границе размеров объектов, которые следует считать опасными. Они вызывают последствия, которые можно рассматривать в некоторых случаях как локальные катастрофы (ударная волна и пожары, кратеры и навал), в других — как региональные (цунами), а в третьих — возможно, как глобальные (ионосферные и магнитосферные возмущения, см. ниже). При увеличении диаметра тела и его энергии возрастает роль следа и неоднородности атмосферы в распространении ударной волны, и использование данных ядерных испытаний и энергетического подобия становится невозможным.

Характеристический размер ударной волны воздушного взрыва зависит от его энергии и пропорционален радиусу тела. Для тела размером Rb = 100 м и скоростью 50 км/с размер ударной волны может достигать 8 км, что близко к величине характеристической высоты атмосферы H. Для таких сравнительно небольших тел существенную роль играет след, и взрывная волна по форме сильно отличается от сферической. Неоднородность атмосферы также приводит к сильному отличию формы ударной волны от сферической.

Как видно из рис. 8.2, для кометы с Rb = 100 м диаметр области повышенного давления на поверхности Земли составляет примерно 10 км. Средняя скорость распространения ударной волны по поверхности при этом составляет примерно 5 км/с, т. е. волна еще сильная. Однако максимальное давление в ней намного меньше, чем в случае, если бы тело достигло Земли не разрушившись. Поэтому и размер кратера, и сейсмическая эффективность, и эффективность возникновения цунами (при ударе о воду) также намного меньше, чем для более крупных тел. В то же время эффективность воздействия ударной волны на сооружения, расположенные на поверхности, не слишком снижается по сравнению с таковой для воздушного взрыва с той же энергией. Систематические расчеты параметров ударных волн и механического действия на грунт или воду при различных размерах астероидных или кометных тел (в диапазоне 100–1000 м), различных начальных скоростях и углах наклона траектории еще предстоит произвести. Это позволит уточнить сейсмическую и цунамигенную опасность таких тел.

Избыточное и динамическое давления. Эффекты разрушения, вызванные взрывной волной, обычно соотносят с максимумом избыточного давления. В Нагасаки жилые дома разрушились на расстоянии вплоть до 2 км от эпицентра взрыва, где максимум избыточного давления Δp по оценкам составлял 20 кПа [Glasstone and Dolan, 1977]. Результаты ядерных испытаний показывают, что почти полное разрушение двухэтажного деревянного каркасного дома и неукрепленного кирпичного дома происходит при Δp = 30–35 кПа, прочный дом с каркасом из стали с алюминиевыми панелями обваливался при Δp = 20 кПа. Максимум избыточного давления, вызванного ударной волной, зависит не только от расстояния до эпицентра, но также от высоты взрыва. Величина Δp = 30 кПа достигалась на расстоянии 5 км от эпицентра для ядерного взрыва с энергией 1 Мт, когда он происходил на поверхности, и на расстоянии 9 км при взрыве на высоте 3,6 км [Glasstone and Dolan, 1977]. Для взрыва с энергией 30 Мт простые оценки, основанные на гидродинамическом подобии, дают радиус поражения R = 25 км при взрыве на высоте 10 км. Таким образом, размеры областей, которые могли бы быть опустошены падением метеороида с энергией около 30 Мт, сравнимы с радиусом крупного города. Существует другой важный фактор — динамическое давление, которое определяет повреждения, вызванные сильными ветрами, возникающими за фронтом взрывной волны. Для Δp = 35 кПа максимальное динамическое давление q = 4 кПа и максимальная скорость ветра составляет 260 км/ч. Но мы не будем углубляться в такие детали. Лишь упомянем, что полученная с помощью теоретических газодинамических расчетов [Коробейников и др., 1991] зона разрушения лесного массива неплохо согласуется с данными натурных исследований зоны воздействия при Тунгусском событии 1908 г.

Оценки величины зоны разрушений ударными волнами, вызванными падениями астероидов и комет, были даны в работе [Chapman and Morrison, 1994]. Авторы принимали во внимание избыточное давление на фронте ударной волны и динамическое давление, которое вызвало падение деревьев. Для калибровки они использовали Тунгусское событие [Зоткин, Цикулин, 1966], где ударные волны вызвали падение деревьев на площади 2000 км^2, которая эквивалентна площади круга с радиусом Rs = 25 км. Предполагалось, что площадь As сильных повреждений строений приблизительно равна площади вывала леса. Для оценок может быть использовано следующее выражение:

As = πR^2 s = 200E2/3 k, Rs = 8Ek1/3,

где радиус Rs выражен в километрах, площадь As — в квадратных километрах, энергия ударяющего тела Ek — в мегатоннах. Коэффициенты в формуле изменяются с высотой взрыва. «Оптимальная» высота h [км] составляет 6,4E1/3 [Glasstone and Dolan, 1977; Hills and Goda, 1993]. Если высота взрыва уменьшается до нуля, радиус Rs уменьшается приблизительно в 1,4 раза. Для E = 30 Мт получается радиус Rs = 18 км.

Прорыв атмосферы. Законы подобия, которыми мы пользовались для оценок, основаны на теоретических исследованиях гидродинамической задачи о распространении ударной волны после точечного взрыва в однородной атмосфере и на исследованиях с помощью численного эксперимента распространения взрывных волн, образованных химическими взрывами с высокой энергией и ядерными взрывами с энергиями менее 10 Мт. Но для больших энергий радиус Rs оказывается порядка характерной высоты атмосферы или превышает ее (для E = 10^3 Мт мы получаем Rs = 80 км), поэтому оценки следует уточнять численными расчетами.

Двумерные численные расчеты взрыва в неоднородной атмосфере и различные теоретические оценки прорыва атмосферы показывают, что ударная волна вследствие уменьшения плотности воздуха с высотой над поверхностью Земли движется вверх быстрее, чем в радиальном направлении. Численные расчеты [Jones and Sanford, 1977; Jones and Kodis, 1982] взрыва с энергией 500 Мт, произведенного на поверхности, показали, что динамическое давление превосходит порог вывала леса на расстояниях в 27,5 км вместо 45 км, как это следует из закона подобия. В действительности давление и скоростной напор снижаются еще больше за счет влияния следа, не учтенного в этих расчетах.

Результаты расчета для большого тела (диаметром 10 км) приведены на рис. 8.3. Картина распределения плотности и температуры в более поздние моменты времени показана на рис. 8.4. Хотя след здесь также присутствует, но выброс вверх в основном облегчен за счет быстрого падения плотности атмосферы с высотой.

8.1.3. Световой импульс и пожары. Падение Тунгусского космического тела 30 июня 1908 г. вызвало пожар на площади около 500 км^2 [Vasilyev, 1998], что в 4 раза меньше, чем площадь опустошения леса взрывными волнами (2000 км^2). Этот пожар наглядно демонстрирует роль светового излучения. В Хиросиме и Нагасаки 20–30 % всех жертв были ранены за счет ожога от прямого действия теплового излучения вспышки. Используя эти данные, можно ожидать, что лучистое воздействие при энергии взрыва в 10–30 Мт могло бы быть причиной ожогов незащищенной кожи первой степени (обратимое повреждение) для 82 % населения, а 15 % получили бы ожоги второй степени (которые можно вылечить за одну или две недели) [Glasstone and Dolan, 1977]. Конечно, жертвы прямого действия теплового излучения вне зоны «огненного шара» могут быть сокращены простыми способами гражданской обороны (убежище и другие меры защиты) при условии предупреждения о возможном падении космического объекта. Мы должны упомянуть также глазные травмы, вызывающие слепоту и ожоги сетчатки, но они также могут быть сокращены адекватной тренировкой использования специальных фильтров для глаз, опять же при условии предупреждения об опасности.

Рис. 8.3. Распределение относительной плотности (а) и температуры (б) непосредственно перед столкновением каменного тела диаметром 10 км с поверхностью Земли

Рис. 8.4. Распределение плотности (верхняя панель) и температуры (нижняя панель) через 5 с (а) и 15 с (б) после удара о Землю каменного тела диаметром 10 км со скоростью 20 км/с

Используя «экспериментальное» значение площади пожара для энергии E = 30 Мт (Тунгусское событие), получим следующие соотношения:

Ar = 30Er, Rf = 3Er1/2  N = 2,9 10^3Er,

где Ar — площадь воздействия теплового излучения в км^2, Rf — радиус зоны пожара в км, N — число жертв, Er — энергия теплового излучения в Мт, которая для больших взрывов примерно составляет 30–40 % от энергии взрыва E [Glasstone and Dolan, 1977] или энергии ударника Ek.

При ударе метеороида и его фрагментов о поверхность твердого тела со скоростью более 15 км/с происходит испарение ударника и поверхности мишени. При расширении в вакуум характерный размер излучающей области Rf составляет примерно 10–15 размеров ударника [Melosh et al., 1993; Немчинов и др., 1998]. Время излучения порядка Rf/V, где V — скорость удара о Землю. Излучательная эффективность в вакууме η зависит от скорости ударника, но в среднем очень мала (η ≈ 10-4–10-2). Такие значения применимы при ударах об астероиды, планеты и их спутники, лишенные атмосферы, например о Луну [Ortiz et al., 2000]. Именно эти значения приняты в программе СММ для излучения факела. Однако в условиях весьма плотной атмосферы Земли они сильно преуменьшают реальную излучательную эффективность. Во-первых, наличие атмосферы сильно сдерживает разлет паров и скорость их охлаждения, увеличивает их плотность и оптическую толщину. Во-вторых, воздух нагревается в ударной волне, генерируемой при расширении паров, и сам излучает.

Характерная скорость ударной волны, при которой интенсивность излучения еще достаточно высока, составляет ∼ 6 км/с. Даже при ударе в воду скорость расширения паров, по крайней мере вблизи места удара, настолько велика, что ударная волна в воздухе интенсивно излучает. Так, даже при скорости ударной волны 5 км/с давление в ней составляет ∼ 25 ГПа. Согласно ударной адиабате, приведенной в работе [Stewart and Ahrens, 2005], температура сжатых в ударной волне воды или льда составляет 1700 К, и излучение сжатой воды не интенсивно. В то же время, согласно адиабате разгрузки, полученной в работе [Stewart and Ahrens, 2005], скорость паров воды при разгрузке от таких давлений до близких к атмосферным составляет ∼ 6 км/с. При таких скоростях температура воздуха за ударной волной достигает 10 000 К [Кузнецов, 1965] и излучение весьма интенсивно. Поэтому для оценок следует использовать значение излучательной эффективности, найденное при ядерных испытаниях, а именно 30–50 % [Glasstone and Dolan, 1977], или хотя бы значения порядка 10 %, полученные при расчетах входа в атмосферу тел размером 1–100 м [Nemtchinov et al., 1997b].

В программе СММ учитывается кривизна поверхности Земли, ограничивающая распространение вдоль нее излучения, но не учитывается тот факт, что излучающая область поднимается вверх, причем для больших тел достаточно быстро, тем самым увеличивая облучаемую поверхность. Кроме того, прозрачность стратосферы выше, чем тропосферы. Согласно оценкам по программе СММ, в варианте 1 на расстоянии 15 км импульс светового излучения Er составляет 400 Дж/см^2, в варианте 2 на расстоянии 25 км — 900 Дж/см^2. В то же время по нашим оценкам на этих же расстояниях в варианте 1 величина Er составляет 5 кДж/см^2, а в варианте 2–10 кДж/см^2, что на порядок выше, чем по программе СММ. Согласно [Glasstone and Dolan, 1977], одежда загорается при Er = 100 Дж/см^2, трава — при 38 Дж/см^2. Таков же примерно порог ожогов 3-й степени. Поэтому расстояние поражения световым излучением намного больше, чем оценивается по программе СММ, и лимитируется в основном погодными условиями (прозрачностью атмосферы, облачностью и т. д.).

Отметим еще, что защита от несчастных случаев при пожарах мерами гражданской обороны с увеличением энергии и площади облучения становится все более трудной, так как могут возникать дополнительные эффекты (например, «огненный смерч» [Андрианов и др., 2003]).

8.2. Последствия ударов о поверхность

8.2.1. Образование кратеров и баллистических выбросов. Астероиды и кометы размером более нескольких сотен метров достигают поверхности

Земли практически без торможения, т. е. со скоростями от 11 до 72 км/с (средняя скорость ударов астероидов около 20 км/с). При ударе образуются сильные ударные волны в мишени и ударнике. Начальная скорость таких волн приблизительно равна половине скорости удара, а давление достигает сотен ГПа. Распространение ударных волн и следующих за ними волн разрежения приводит к образованию ударного кратера.

Не учитывая разницы в плотностях между мишенью и ударником и считая скорость удара равной 20 км/с, можно на основе законов подобия [Holsapple, 1993] построить зависимость размера земного кратера от размера ударника (рис. 8.5). Эта зависимость не является линейной, но в широком диапазоне размеров можно приблизительно считать, что размер конечного кратера примерно на порядок превышает размер ударника. Естественно, что в месте образования кратера давления, температуры и скорости перемещения грунта настолько велики, что нет смысла обсуждать поражающие факторы. Однако размер этой области невелик по сравнению с размером Земли.

Гораздо большую площадь охватывают выбросы из кратера. Принято считать, что размер сплошного покрова выбросов примерно в 2–3 раза больше размера кратера.

Рис. 8.5. Зависимость диаметра комплексного кратера (> 4 км) от диаметра ударника для Земли. Серая линия показывает размер промежуточного кратера, черная — конечного

Распределение фрагментов выбросов по размерам зависит от размера кратера и скорости выброса. Наиболее крупные километровые фрагменты обычно выбрасываются с небольшой скоростью и падают вблизи вала кратера. Более мелкие фрагменты способны пролететь десятки километров и создать вторичные кратеры в месте падения.

В настоящее время на Земле идентифицировано около 180 ударных кратеров с возрастом от нескольких десятков до 2 млрд лет и с размерами от нескольких метров до 200 км (http://www.unb.ca/passc/ImpactDatabase/). Крупнейшие земные кратеры — это Вредефорт (∼ 200 км, Южная Африка), Садбери (∼ 200 км, Канада), Чиксулуб (180 км, Мексика) и Попигай (100 км, Россия). Распределение земных кратеров по размерам показано на рис. 8.6. Уменьшение количества кратеров при увеличении их размера отражает распределение астероидов по размерам, а их уменьшение для малых размеров — экранирующие свойства земной атмосферы. Практически все кратеры размером менее 3 км образованы железными ударниками, а кратеры меньше 1 км обычно сгруппированы в поля рассеяния, т. е. созданы облаком фрагментов, образовавшихся при пролете в атмосфере. Понятно, что распределение на рис. 8.6 не отражает полного количества ударов в земной истории, по крайней мере, по трем причинам: во-первых, большая часть ударов приходится в океан; во-вторых, не все кратеры найдены; в-третьих, кратеры стираются с поверхности Земли в результате активных тектонических процессов, осадконакопления и эрозии.

Детальная картина процессов кратерообразования может быть найдена в ряде работ [Иванов, 1981; Мелош, 1994]. Приведем несколько примеров.

Рис. 8.6. Распределение земных кратеров по размерам

Кратер Метеор (кратер Бэрринджера, США) — первый достоверно идентифицированный земной кратер. Это простой кратер, имеющий чашеобразную форму диаметром 1,2 км и глубиной около 200 м (рис. 8.7). Кратер образовался в результате удара железного астероида размером 50–70 м. Ударник интенсивно разрушался во время движения в атмосфере. Многие фрагменты упали с небольшой скоростью и были позднее найдены вблизи кратера в виде метеоритов Каньона дьявола. Но в среднем струя фрагментов сохранила высокую (> 15 км/с) скорость, поэтому внутри кратера и на его валу найдены кусочки расплава (и мишени, и ударника), а также стишовит и коэсит — фазы высокого давления кварца.

Кратер Рис в Германии (см. рис. 8.8 на вклейке) диаметром около 25 км образовался 15 млн лет назад [Stöffler et al., 2002]. Уникальной чертой этого кратера являются его хорошо сохранившиеся выбросы, которые вблизи кратера (на расстояниях до 40 км) образуют двойной слой, а в дальней зоне (200–400 км) переходят в поля рассеяния тектитов. Крупные фрагменты выбросов и блоки обрушения вала (размером до 1 км) находятся между внутренним (10 км) и внешним (25 км) валами кратера.

Рис. 8.7. Кратер Метеор (Barringer Meteorite Crater, Arizona). Источник: http://interest-planet.ru/uploads/images/7/e/d/e/10/42855929e7.jpg

Попигайский ударный кратер диаметром 100 км возник 36 млн лет назад в Восточной Сибири [Масайтис и др., 1998]. Диаметр создавшего его ударника оценивается в 8 км при скорости 15 км/с; начальная кинетическая энергия ударника эквивалентна энергии 2 10^7 Мт ТНТ. Процесс образования кратера показан на рис. 8.9. Согласно расчетам [Иванов, 2005], переходный кратер к моменту 200 с после удара достиг диаметра около 50 км и глубины 18 км, которая примерно равна половине толщины земной коры. В дальнейшем за счет коллапса кратера его диаметр увеличился до 100 км, а глубина уменьшилась до 1–2 км. Выбросы из кратера (микрокриститы) найдены на расстояниях в тысячи км — в Атлантическом океане [Kettrup et al., 2003].

Кратер Чиксулуб (Мексика) образовался при ударе астероида размером ∼ 12–15 км в шельфовую зону Мексиканского залива 65 млн лет назад. Кратер имеет диаметр 180 км и погребен под километровым слоем осадочных пород. Образование кратера совпадает по времени с массовым вымиранием биоты, хотя причины этого вымирания до сих пор дискутируются (см. раздел 8.6.2).

8.2.2. Сейсмические эффекты. Ударные волны быстро затухают с увеличением расстояния от кратера и переходят в сейсмические. Для оценки амплитуды сейсмических волн можно использовать выражение для максимальной скорости смещения твердой породы Um, полученное для подземных ядерных взрывов [Родионов и др., 1971]: Um = 24(q1/3/R)1,75, где Um в см/с, q — энергия в кт ТНТ, R — расстояние в км. Необходимо иметь в виду, что как взрыв на поверхности, так и падение астероида менее эффективны, чем подземный взрыв.

Рис. 8.9. Последовательность событий при образовании модельного Попигайского кратера: а — исходное положение сферического ударника и слоистой мишени, б — 23 секунды после удара, переходная полость кратера достигает максимальной глубины около 19 км, в — 115 секунд после удара, коллапс переходной полости (подъем пород в центре за счет оседания бортов) приводит к образованию «переходного холма» высотой до 5 км, глубинные породы под кратером поднимаются выше уровня их исходного залегания, г — 200 секунд после удара, «переходной холм» растекается в поле тяжести, в то время как породы в глубине остановились за счет восстановления нормальной величины внутреннего трения, скорость приповерхностного растекания достигает 200 м/с, д — 300 секунд после удара, движение близко к остановке, е — 400 секунд после удара, кратер приобретает устойчивую конечную форму

Если мы заменим величину q на 0,1q (т. е. будем считать, что удар в 10 раз менее эффективен, чем взрыв), то на расстоянии 1000 км получим максимальную скорость смещения 6 см/с, если энергия удара составляет 10^6 Мт. Как следует из анализа разрушения типовых строений [Садовский, Костюченко, 1974], это значение скорости — критическое, так как при более высокой скорости происходит значительное повреждение строений или даже их полное разрушение. Экстраполяция формулы на более крупные удары, по-видимому, некорректна. Тем не менее, в расчетах удара, образовавшего кратер Чиксулуб (энергия удара порядка 10^8 Мт ТНТ), на расстоянии 300 км от центра кратера получены [Иванов, 2005] максимальные расчетные скорости грунта порядка 10 м/с и смещения 70–80 м, которые неплохо согласуются с предложенной оценкой.

Сравним сейсмический эффект от падения астероида с наиболее разрушительным, катастрофическим землетрясением. Для оценки этого эффекта мы используем величину магнитуды M по шкале Гутенберга — Рихтера [Садовский и др., 1987]: lg Es = 4,8 + (3/2)M, где Es — сейсмическая энергия в Дж, причем величина Es для подземного взрыва составляет приблизительно 0,05–0,1 от полной энергии взрыва. Подобные значения M получаются, если взять величину M = 6,5 для наиболее сильного взрыва на острове Амчитка на Алеутских островах с энергией E = 5 Мт [Gerstl and Zardecki, 1982] и затем использовать указанное соотношение. Для удара с полной энергией 10^6 Мт, принимая сейсмическую эффективность равной 0,05, по той же формуле получаем M = 9. Землетрясений с такими магнитудами не было зарегистрировано в течение последнего столетия. При землетрясении в Китае, для которого величина M = 8,5, погибло более 100 000 человек, и радиус зоны разрушений был больше 600 км. Это значение M близко к значению, полученному при использовании расчетной максимальной скорости. Для кинетической энергии 10^6 Мт площадь разрушения при M = 9 увеличивается до 1000 км. В такой зоне могут жить порядка 3 10^7 человек (при использовании средней плотности населения Земли).

Вопрос о сейсмической эффективности удара (доле кинетической энергии ударника, переходящей в энергию сейсмической волны) далек от своего разрешения. Согласно экспериментальным данным [Schultz and Gault, 1975], эта величина лежит в диапазоне 10-5–10-3. В работах [Мелош, 1994] и [Collins et al., 2005] берется некоторое среднее значение эффективности и конечное выражение для магнитуды выглядит следующим образом: M = (2/3) lg E — 5,87. Для E = 10^6 Мт = 4 10^21 Дж получаем M = 8,5, т. е. несколько меньше, чем раньше.

Воздействие сейсмических волн на здания, сооружения, инициирование ими оползней, лавин и т. д. существенно зависит от расстояния до эпицентра, локальной и региональной геологии. Для учета этих факторов вводится понятие балльности или эффективной магнитуды [Collins et al., 2005]. Вообще говоря, возможность использования данных по землетрясениям для случая ударов космических тел не является очевидной, так как, во-первых, вычисленные магнитуды обычно намного выше магнитуд сильнейших землетрясений и, во-вторых, приведенные зависимости различны для разных районов Земли, что связано с существенной гетерогенностью земной коры.

Если характерный размер зоны разрушения порядка 10 км, то на распространение волны и развитие такой зоны влияет слоистая структура Земли с характерным вертикальным масштабом в несколько км и даже десятков км. Согласно данным, приведенным в работе [Краснопевцева, Щукин, 2004], в отдельных районах Северной Евразии скорость продольных волн Vp возрастает с глубиной от значений∼ 5 км/с в верхних слоях до 7 км/с на глубине∼ 40 км (граница Мохоровичича). В других районах имеют место промежуточные слои (на глубинах, скажем, 15–20 км) с пониженной скоростью Vp. В третьих районах такой слой располагается на глубинах 25–30 км или, наоборот, слои с повышенными значениями Vp имеются на глубинах 20–25 км. Таким образом, могут возникать эффекты волноводного распространения сейсмических волн. Наконец, в действительности эти низкоскоростные и высокоскоростные слои неоднородны по горизонтали из-за разбиения земной коры на отдельные блоки [Кочарян, Спивак, 2003].

Блочная структура земной коры существует во всех регионах. Так, в штатах Невада и Колорадо на участке длиной около 300 км, проходящем вдоль 39-й параллели, выявлено 9 довольно крупных разломов, простирающихся до границы Мохоровичича (расположенной в данном районе на глубине около 30 км) и наклоненных под различными углами [Niemi et al., 2004]. Квазивертикальные и квазигоризонтальные разломы, заполненные раздробленной породой, могут существенно изменить параметры сейсмической волны за разломом по сравнению с амплитудой до разлома.

Удары в горячие [Ivanov and Melosh, 2003] или напряженные [Витязев, Печерникова, 1997] точки литосферы могут приводить к дополнительным разрушающим эффектам. Таким образом, при анализе сейсмической опасности для данного объекта необходимо знать геологическую структуру вокруг объекта на довольно больших расстояниях и глубинах и рассматривать различные места возможного падения около него.

8.2.3. Выброс пыли и климатически активных газов в атмосферу. Рассмотренные выше эффекты носят локальный или, для самых крупных ударов, региональный характер. К глобальным последствиям могут привести выбросы из кратера пыли и образование климатически активных газов. Такие последствия могут длиться десятилетиями и существенно изменить окружающую среду на Земле и, возможно, ее климат. Увеличение количества парниковых газов в атмосфере (в первую очередь — воды и углекислого газа) приводит к нагреву поверхности Земли, а блокировка солнечного излучения пылью и аэрозолями (эффект, хорошо известный в вулканологии) — к остыванию. Суммарный эффект определяется, во-первых, общим количеством выброшенных газов и пыли и, во-вторых, временем их жизни в атмосфере (которое, в свою очередь, зависит от размера частиц, их химического состояния, способности коагулировать и т. д.). Если ответ на первый вопрос достаточно ясен (см. ниже), второй является предметом дискуссий, в которых ответы колеблются от резкого потепления и полного таяния льдов до бесконечной ядерной зимы.

Одной из основных проблем определения степени загрязнения атмосферы после удара является проблема определения максимальной высоты облаков пыли. Для предсказания эволюции облака, вызванного падением на поверхность Земли космического тела, можно использовать экспериментальные результаты по подъему облаков ядерных взрывов (см., например, [Glasstone and Dolan, 1977; Гордейчик и др., 1997]), применяя закон подобия динамики всплывающего нагретого объема — термика (высота равновесия h пропорциональна E1/4). Однако простой закон подобия для больших мощностей может приводить к существенным ошибкам из-за влияния неоднородности атмосферы. Кроме того, при ударе существенную роль в распространении пыли может играть наличие следа, оставленного при пролете в атмосфере. Так, энергия Тунгусского взрыва в 1908 г. была примерно в 5 раз меньше, чем энергия самого крупного ядерного взрыва в атмосфере, проведенного в 1961 г. на Новой Земле. Результаты расчетов для Тунгусского явления с учетом следа и разрушения в атмосфере приведены в работе [Shuvalov and Artemieva, 2002a]. В этом случае на начальной стадии облако взрыва (воздух с продуктами абляции и разрушения тела) по форме более сходно с длинным, турбулизованным цилиндром. Позднее в верхних слоях атмосферы образуется плюм, который, падая на более плотные слои атмосферы, вызывает ее сильные возмущения, а пыль достаточно быстро разносится на тысячи километров.

Для Тунгусского события в облако взрыва не вовлекалась пыль, выброшенная из кратера, так как такового не было. Однако с увеличением энергии ударника кратер возникает, и происходит выброс пыли из него, причем ее количество увеличивается с ростом диаметра тела и размера кратера. Размеры частиц, образующихся при ударе, увеличиваются с увеличением размера ударника [Melosh and Vickery, 1991; O’Keefe and Ahrens, 1982b]. В последней работе были проведены численные расчеты удара для условий К — Т-границы и было показано, что масса выброшенного вещества в 100 раз больше массы ударника, но масса субмикронной пыли составляет лишь 10 % массы ударника. Аналогичные результаты были получены и для ядерных взрывов: масса пыли, вынесенной пылевым слоем, составляет 300 Мт на 1 Мт ТНТ энергии, причем субмикронная фракция пыли составляет 8 % или 24 Мт массы на 1 Мт энергии [National Research Council, 1985]. Именно эти мельчайшие частицы остаются в воздухе длительное время и распространяются вокруг всей Земли в течение нескольких недель [Covey et al., 1990].

Характерный массовый коэффициент поглощения излучения Солнца субмикронной пылью составляет примерно 3 10^4 см^2/г (для более крупных частиц он падает примерно обратно пропорционально радиусу частиц). Оценочные значения средней массовой концентрации m и оптической толщины τ, приведенные в работе [Toon et al., 1994], можно аппроксимировать простыми зависимостями: m = 10-7E, τ = 10-5E, где энергия удара E измеряется в Мт ТНТ, массовая концентрация пыли, поднятой в стратосферу, — в г/см^2, а оптическая толщина субмикронной пыли безразмерна. Зависимость m(E) определена по данным испытаний ядерного оружия. Оптическая толщина атмосферы после извержения вулкана Пинатубо в 1991 г. составляла 10-1, что соответствует энергии удара 10^4 Мт. Оптическая толщина облака субмикронной пыли после К — Т-удара достигла единицы, т. е. ослабление солнечного излучения было существенным (но достаточно кратковременным).

Доля T солнечного излучения, проникающего до поверхности Земли сквозь слой пыли, обычно представляется функцией оптической толщины τ, а именно: T = A exp(-τ/b) = A exp(-10-5/b), где A = 0,9, b = 6,22 для пыли; A = 0,8, b = 1,03 для дыма. Дым пропускает меньше солнечного излучения, чем пыль, потому что поглощает много света. В работе [Covey et al., 1990] исследовано поведение облака, образовавшегося при ударе с энергией 6 10^5 Мт. Согласно этим расчетам, понижение средней температуры составляет 8 К в течение первых двух недель после удара. Через 30 дней после удара пыль распределяется глобально и температуры восстанавливаются до первоначального уровня.

При энергии ударника, падающего в океан, равной 10^5 Мт, удельная масса воды, выброшенной в атмосферу, превышает содержащуюся в ней в обычных условиях (0,001 г/см^2). При энергии 10^8 Мт удельная масса воды достигает уже 1 г/см^2. Но, согласно работе [Toon et al., 1994], в диапазоне высот 16–45 км и выше 45 км не может содержаться более 0,2 г/см^2 и 2 г/см^2 соответственно, так как начнется конденсация. Это верхние оценки, поскольку водяной пар сильно поглощает и излучает в инфракрасном диапазоне. Это дополнительный фактор, ведущий к снижению температуры верхней атмосферы (примерно до 215 К) и интенсивным дождям. Богатая водой атмосфера неустойчива к вертикальным возмущениям, в результате чего возникает интенсивная конвекция.

Увеличение альбедо за счет формирования облаков с каплями и с льдинками приводит к снижению температуры поверхности суши Земли, океана и нижних слоев атмосферы. Это уменьшает конвекцию в нижних слоях. С другой стороны, парниковый эффект увеличивает температуру. Поэтому даже знак эффекта до сих пор не ясен. Процессы инжекции воды в атмосферу и последствия этого требуют дальнейшего изучения.

Ударные волны, образующиеся при пролете астероида и/или в результате расширения послеударного плюма и распространяющиеся со скоростями > 2 км/с, нагревают атмосферу до нескольких тысяч градусов, что способствует образованию токсичных окислов азота (NO, NO_2, HNO_3) [Prinn and Fegley, 1987; Zahnle, 1990] и приводит к разрушению озонового слоя Земли [Turco, 1981]. Пожары, возникающие под действием излучения плюма или в результате возвращения в атмосферу высокоскоростных выбросов, заполняют нижнюю атмосферу дымом и токсичными газами. При ударах в осадочные породы (например, известняки и доломиты) в атмосферу выбрасывается огромное количество углекислого газа (результат дегазации кальцита) и серы. Если первый, являясь парниковым газом, может привести к существенному потеплению, то соединения серы, наоборот, приводят к уменьшению температуры поверхности. Суммарный эффект определяется массовым соотношением между этими химическими соединениями и их способностью оставаться в атмосфере длительное время (см. раздел 8.6.2).

Подъем пыли в пустынных районах. Существует еще один механизм выброса пыли в атмосферу — эрозия высокоскоростными ветрами, созданными ударной волной, усиленная вследствие так называемого «эффекта теплого слоя». Эта эрозия, по-видимому, наиболее интенсивна при «взрывах» комет и астероидов над полупустынными районами и песчаными пустынями, покрывающими значительную часть поверхности Земли. Теплый слой — это слой нагретого воздуха над поверхностью Земли, который может образовываться за счет нагрева поверхности излучением, возникшим при ударе. Низкий коэффициент теплопроводности песчаного грунта способствует быстрому повышению температуры частиц поверхностных слоев грунта. Естественно, что нагревается также воздух между песчаными частицами и над ними. Взаимодействие ударной волны с теплым слоем приводит к образованию предвестника перед фронтом волны и глобальной перестройке всего течения.

Эффект теплого слоя был обнаружен в середине 1950-х гг. при ядерных испытаниях и в специальных моделирующих опытах [Садовский, Адушкин, 1988]. В дальнейшем этот эффект изучался теоретически, оценками и численными расчетами, а также экспериментальными лабораторными исследованиями [Таганов, 1960; Немчинов и др., 1987, 1989; Артемьев и др., 1987, 1988, 1989; Бергельсон и др., 1987, 1989]. Он был исследован также в работах [Shreffler and Christian, 1954; Mirels, 1988; Reichenbach and Kuhl, 1988]. Взаимодействие ударной волны с теплым слоем приводит к возникновению вихревой структуры перед основной ударной волной. Это видно из рис. 8.10, где представлены результаты расчета развития взрывной волны для тела диаметром 200 м.

Рис. 8.10. (а) Распределение изохор в атмосфере после вертикального падения ледяного тела диаметром 200 м и скоростью 50 км/с в момент времени t = 1 с. (б) Положения начальных маркеров теплого слоя в тот же момент времени

На рис. 8.10 а показана форма ударной волны. Видно, как перед фронтом возникает предвестник. На рис. 8.10 б для того же момента времени приведены положения маркеров, предварительно размещенных в теплом слое в начальный момент времени. Вихревое течение внутри предвестника приводит к отрыву вещества теплого слоя от поверхности Земли. При этом нагретый газ захватывает частицы пыли, взвешенные в воздухе, и может поднять их на большую высоту.

Размеры предвестника и вихря намного больше толщины теплого слоя и оказываются порядка длины пути, пройденного ударной волной по теплому слою. Более того, в плоском случае при постоянной скорости поршня, генерирующего волну, задача автомодельна, и размер предвестника со временем неограниченно растет и, в конце концов, его длина и высота намного превосходят толщину теплого слоя и последняя перестает играть роль. Таким образом, очень малое возмущение может вызвать глобальную перестройку течения.

Были проведены лабораторные эксперименты по взаимодействию ударной волны с теплым слоем над запыленной поверхностью. Сферическая волна создавалась лазерным импульсом, метеорный след моделировался электровзрывом тонкой проволочки. Нагрев покрытой тонкой графитовой пылью проволочки производился другим лазером. Одновременно проводились численные эксперименты с использованием программы SOVA, где размер частиц принимался равным 1 мкм, а энергия лазерного взрыва — 30 Дж. Результаты расчетов показали, что частицы поднимаются на высоту 0,2–0,4 см, заполняя область за косой волной (к моменту времени 5 мкс волна проходит по теплому слою∼ 1,6 см). Эти эксперименты и расчеты использовались для моделирования возникновения пыльных бурь [Rybakov et al., 1997] после ударов небольших метеороидов на Марсе, где в силу разреженности атмосферы сравнительно небольшие метеороиды (порядка 1 м) достигают поверхности.

Для Земли удар по поверхности возможен для тел размером более ∼ 50–400 м (критический размер разный для кометных, каменных и железных тел). Однако даже если тело не достигло поверхности, «взрыв» над пустынной поверхностью («Тунгуска» не в тайге, а в пустыне) может вызвать подъем пыли за счет импульсного ветра — движения высокоскоростной струи перед ударной волной вдоль поверхности с теплым слоем. Заметим, что подъем частиц пыли ветром происходит не только за счет трения, но и за счет сальтации, т. е. удара увлеченных воздухом частиц, выбивающих при своем падении новые частицы или упруго отскакивающих снова в поток.

В последние годы были предприняты довольно интенсивные поиски кратеров в пустынных районах Земли. Paillou et al. [2003], используя радарные изображения со спутников, в юго-восточной части Ливийской пустыни обнаружили двойную кратерную структуру, частично скрытую песчаными наносами. Полевые исследования показали, что каждый из этих кратеров имеет диаметр около 10 км и возраст менее 140 млн лет. В юго-западной части Египетской пустыни на площади более 4500 км^2 было обнаружено 13 кратеров диаметром от 20 м до 1 км [Paillou et al., 2004]. Вряд ли столь большое кратерное поле было создано одним космическим телом. Скорее всего, оно было вызвано его фрагментацией еще до входа в атмосферу.

Из 180 найденных на Земле ударных кратеров в Африке находится 17. В пустынных районах Сахары, безусловно, еще будут найдены кратеры, скрытые под песчаными наносами. Ранее в Саудовской Аравии, в пустыне Руб-аль-Кали, была найдена группа из 4 кратеров (Вабар) диаметром от 17 до 100 м в области размером 400 × 200 м [Holm, 1962]. На месте падения было обнаружено метеоритное железо. Люминесцентный анализ показал очень небольшой возраст этого падения — всего 290 лет [Prescott et al., 2004]. Моделирование песчаных облаков, вызванных ударами в песчаные пустыни Земли или «взрывами» над ними и эрозией ветровыми потоками, тем более с учетом действия светового излучения и эффекта теплого слоя, пока не проводилось.

8.3. Выброс струй воды и цунами, вызванные ударами

Моря и океаны покрывают большую часть поверхности Земли, поэтому вероятность ударов астероидов и комет по водной поверхности выше, чем по суше.

Волны в воде в ближней зоне удара. Волны, вызванные падением метеороидов в океаны и моря, распространяются от места удара на большие расстояния и могут вызвать весьма серьезные последствия [Hills and Mader, 1995; Hills et al., 1994]. Удары по водной поверхности так же, как и по суше, вызывают образование кратера. Поскольку кратер в воде нестабилен, помимо волн, вызванных непосредственно ударом, после заполнения кратера водой и его схлопывания возникают волны, распространяющиеся наружу [Gault and Sonnet, 1982]. Астероиды с размерами, большими чем глубина океана, вызывают вблизи места удара волны с амплитудой, сравнимой с этой глубиной [Ahrens and O’Keefe, 1983, 1987; Roddy et al., 1987].

Численные расчеты [Ahrens and O’Keefe, 1987; Roddy et al., 1987] дали детальную картину начальной стадии гидродинамических процессов, инициированных вертикальным падением 10-километрового каменного тела со скоростью 20 км/с и энергией 6 10^7 Мт ТНТ в океан глубиной 5 км. Через 120 с после падения высота волны в воде приблизительно равна 4 км. В работе [Nemchinov et al., 1993] численные расчеты были выполнены для кометы диаметром 2 км, имеющей такую же скорость и падающей в океан глубиной 4 км. Через 37 с после удара высота волны в воде составляет 1,3 км на расстоянии 18 км от места удара (это существенно нелинейная стадия распространения волны). Энергия 150-метрового железного тела, движущегося со скоростью 20 км/с, равна 600 Мт. Такое тело пройдет через 600-метровую толщу морской воды почти без замедления и испарит большое количество воды ударной волной, а также вызовет образование кратера в морском дне почти такого же размера, что и при ударе о поверхность суши [Croft, 1982].

Рис. 8.11. Образование кратера и формирование волн цунами при ударе каменного тела диаметром 600 м о поверхность океана глубиной 1 км

На рис. 8.11 проиллюстрировано образование кратера в воде и океанском дне и формирование волн в воде в ближней зоне при ударе каменного тела диаметром 600 м о поверхность океана глубиной 1 км (расчеты были проведены по программе SOVA). Как видно, через 30 с после удара высота водяной струи составляет примерно 2,5 км. В момент времени 60 с эта струя уже разрушилась; гребень волны, вызванной ударом, находится на расстоянии ∼ 12 км от места падения. При ударе железного астероида диаметром 1 км с энергией 1,5 10^6 Мт ТНТ высота струи достигает 19 км, высота волны вблизи места удара достигает 0,8 км и снижается до 0,4 км на расстоянии 64 км от места удара.

Для случая плотности ударника ρ = 3 г/см^3, его скорости V = 20 км/с и эффективности передачи энергии воде ε = 0,15 в работе [Ward and Asphaug, 2003] зависимость диаметра d и глубины h временного кратера в глубокой воде была аппроксимирована соотношением

d = 117D_03/4, h = d/3,13,

где D_0 — диаметр ударника в метрах. Для D_0 = 300 м диаметр временного кратера d составит 8,4 км, а его глубина h = 2,7 км.

Экспериментальные данные по распространению волн в воде на боль шие расстояния. При распространении волн в воде на большие расстояния в случае цилиндрической симметрии простая оценка такова: высота волны hw ∼ 1/r, где r — расстояние от центра. Этот закон согласуется с эмпирическим соотношением [Коробейников, Христофоров, 1976], полученным при анализе результатов подводных взрывов ТНТ. Распространение волн в воде в эксперименте [Glasstone and Dolan, 1977] также подчиняется этому закону. Исходя из этого легко получить следующую оценку: hw = 10 м на расстоянии 2000 км для 2-километровой кометы, падающей в океан глубиной от 4 км, и на расстоянии 3000 км для 150-метрового железного тела, падающего в море глубиной 600 м (это средняя глубина Балтийского моря). Такая высота водяной волны (10 м) соответствует высоте наиболее разрушительного цунами, зарегистрированного на Курильских островах в течение XX в. [Шокин и др., 1989].

Анализ экспериментальных данных по подводным ядерным взрывам [Glasstone and Dolan, 1977] привел к следующим эмпирическим зависимостям высоты h цунами над уровнем невозмущенного океана для случая, когда максимальная глубина водяного кратера заметно меньше глубины океана. На расстоянии r от места взрыва с энергией E

где h и hw (hw — полная высота волны) выражены в м, E — в Мт, а r — в км. Отметим, что астероид диаметром 500 м при скорости 20 км/с имеет энергию 10 000 Мт ТНТ. Астероиды диаметром менее 200 м обычно заметно теряют свою энергию за счет диссипации в атмосфере и снижают свою среднюю плотность, что приводит к заметному уменьшению высоты волн.

Средняя глубина океана d составляет 4–5 км. Если максимальная глубина кратера в воде становится сравнимой с этой величиной, то высота волны (в метрах) определяется по следующей эмпирической формуле:

В работе [Schmidt and Holsapple, 1982] на основании лабораторных экспериментов было установлено, что глубина кратера в воде примерно в 12 раз больше, чем диаметр ударяющего космического тела.

Помимо геометрической расходимости существует и дисперсия волн различных частот.

Цунами. Астероиды с размерами, заметно меньшими глубины океана, вызывают волны, которые можно назвать волнами в глубокой воде. Такие волны не представляют значительной опасности вплоть до больших расстояний от места удара. Если же волна попадает на мелководье, ее скорость уменьшается и ее фронт увеличивает свою крутизну — огромная волна цунами опрокидывается на побережье. Берега морей и океанов являются обычно областями с высокой плотностью населения и промышленности, что увеличивает опасность, исходящую от цунами. Такие низко лежащие площади, как территории Нидерландов и Дании, могут быть затоплены, а большие города и даже целые промышленные регионы, расположенные у берегов, могут быть погружены в воду (конечно, при падении очень больших тел).

Разрушительные последствия цунами хорошо известны по цунами, возникающим после землетрясений. Так, после Чилийского землетрясения 1910 г. волна прошла 17 000 км и вызвала в Японии цунами высотой 1–5 м. На расстоянии 10 500 км (на Гавайских островах) высота волны достигла 10 м. Еще более страшными были последствия события 26 декабря 2004 г., когда цунами было вызвано землетрясением магнитудой M ≈ 9 и привело к гибели более 300 000 человек, огромны были и материальные потери.

Набегание волны цунами на берег. Когда волна набегает на берег, максимальное расстояние, которое волна проходит в глубь суши (Xmax), определяется высотой волны у берега h_0, наклоном берега и шероховатостью прибрежной зоны, по которой движется волна. Высота волны на берегу h и расстояние в глубь берега X связаны соотношениями [Hills and Mader, 1995; Mader, 1988; 1991]

Здесь A и B — константы, а параметр n характеризует шероховатость прибрежной поверхности, причем n = 0,015 для плоской поверхности, покрытой грязью, и n = 0,070 для берега с деревьями, кустами и скалами. В среднем n ≈ 0,03. Константы определяются на основании наблюдений. Для n = 0,035 и h_0 = 15 м оказывается Xmax = 1,8 км. Для h_0 = 40 м имеем Xmax = 9 км, а для h_0 = 200 м имеем Xmax = 80 км.

Эмпирические данные по набеганию волн на берег при землетрясении [Toon et al., 1994] показывают, что в прибрежных районах с наклоном берега 1: 40 высота волны на берегу в 10–20 раз больше, чем в глубоком океане. Широкий шельф или рифы могут уменьшить высоту набегающей волны в 2–3 раза.

Оценки параметров волн цунами при ударе каменного тела диаметром 300 м при скорости входа 20 км/с в океан на расстоянии 1900 км от берега США показали [Chesley and Ward, 2006], что выход волны цунами на берег подвергает риску жизни примерно 1 млн человек и вызывает разрушения инфраструктуры стоимостью более 100 млрд долларов. Недавно вопрос о набегании на берег волн цунами, вызванных ударами, рассматривался в работе [Melosh, 2003]. При этом использовались опубликованные данные наблюдений за волнами, вызванными ядерными взрывами.

По мнению Мелоша [Melosh, 2003] для волн, вызванных ударами сравнительно небольших тел, коэффициент усиления волны при выходе на берег намного меньше, чем значение 10–20, принятое в работе [Hills et al., 1994] и основанное на исторических данных по цунами, вызванных землетрясениями. Мелош также обращает внимание на то, что, согласно данным ядерных испытаний, опрокидывание сравнительно коротких волн до выхода на берег ограничивает набег волны (эффект Ван Дорна). Поэтому относительно короткие волны, вызванные ударом астероидов небольших размеров, а именно 100–1000 м, по мнению Мелоша [Melosh, 2003] не представляют столь большой опасности, как считалось ранее. Этот вопрос требует дополнительного анализа.

В работе [Korycansky and Lynett, 2005] проведены расчеты опрокидывания волн, вызванных ударами тел размером менее 1 км в глубокий океан, при их выходе на берег. При расчетах использовались типичные профили дна Тихоокеанского побережья Северной Америки и Мексиканского залива. Предварительные результаты расчетов состоят в том, что типичное расстояние от берега, где происходит опрокидывание волн начальной высотой 10 м, составляет 3–7 км, для волн высотой 100 м — 15–18 км от Тихоокеанского побережья. Для более плавного профиля дна у берега Мексиканского залива расстояние опрокидывания увеличивается до∼ 200 км. В расчетах учитывалось трение о дно, которое для плавного профиля дна вызывает достаточную диссипацию энергии, препятствующую опрокидыванию волн. Отмечено, что максимальный набег волны при реальных ударах должен сильно зависеть от формы волнового пакета. Такие детальные исследования еще предстоит провести.

Изучение проблемы эволюции волны цунами еще далеко от завершения. Влияние реального рельефа береговой линии и дна являются, вероятно, наиболее важными факторами, которые должны приниматься во внимание в будущих предсказаниях опасностей, исходящих от цунами. Недавно проблема цунами широко обсуждалась в связи с катастрофическими событиями 26 декабря 2004 г. в Индийском океане. Была обнаружена сильная направленность распространения волн вдоль побережья острова Суматра и далее на север к Шри-Ланке и Индии [Lomnitz and Nilsen-Hofseth, 2005]. Таким образом, существует возможность большого локального или даже регионального усиления разрушительных последствий падения на больших расстояниях.

Наконец, удары в воду могут вызвать цунами не за счет образования кратера, а за счет мощных оползней, вызванных сейсмическим эффектом. Таким образом, проблема цунами, вызванных ударами, далека от своего разрешения. Так, остаются неопределенными последствия цунами, возникающих при ударах метеороидов в мелководные моря (например, Балтийское) и входе волн в заливы с учетом реального рельефа дна и формы береговых линий; нет каких-либо детальных оценок возможных разрушений объектов в прибрежных районах России. Во многих районах земного шара цунами возникают постоянно, и существует служба их предупреждения, использующая данные сейсмических сетей о землетрясениях и наблюдения за океаном. Это позволяет уменьшить число жертв за счет вывода населения из районов возможных цунами. Волны цунами, вызванные ударами метеороидов, не только менее изучены, но могут возникать в тех районах, которые сейчас не считаются цунамиопасными и где отсутствует служба предупреждения.

8.4. Уязвимые объекты на поверхности Земли

По мере развития человеческой цивилизации появляются все новые и новые аспекты астероидной опасности. В настоящее время на поверхности Земли построены высокие плотины гидроэлектростанций, крупные химические заводы, мощные атомные электростанции, хранилища ядерных отходов, разрушение которых может привести к серьезным последствиям [Мельников и др., 1992]. Атомные электростанции, химические заводы, производящие ядовитые вещества, или такие, которые могут загрязнить окружающую среду, если в них произойдет утечка, хранилища радиоактивных отходов являются объектами, которые должны быть защищены от попадания в них астероидов или их фрагментов. Такие объекты могут быть защищены либо активными способами (разрушением астероидов на орбитах с помощью ядерных устройств или кинетического оружия, изменением траекторий таких космических тел), либо пассивными способами (укреплением структур объектов, изменением их конструкций). Мы не будем описывать здесь обычное структурное повреждение воздушным взрывом (которое может привести к наклону или даже полному разрушению стальных рам, кирпичных стен, строений с железобетонными и упрочненными железобетонными рамами, крыш и т. д.). Это можно исключить размещением опасных объектов под землей. Однако движение грунта также может вызвать значительные повреждения. Трубопроводы, туннели, метро, подземные структуры — все может разрушаться вследствие деформации и образования разломов.

В зонах, где амплитуда возмущений превышает порог плавления и фазовых превращений грунта (∼ 100 Мбар), расчет конструкций подземных сооружений не имеет смысла, поскольку при таких нагрузках поведение строительных материалов близко к таковым для грунта и сооружение будет полностью разрушено [Коряк, Старчикова, 1997]. Но и в зонах, где амплитуда возмущений превышает 100–1000 кбар для скальных пород и 1–100 кбар для осадочных пород, можно предсказать полное и сильное разрушение конструкций сооружений.

Хранилища радиоактивных отходов. Хранилища радиоактивных отходов — это система помещений, построенных для изоляции радиоактивных веществ, которые в них содержатся, чтобы по мере возможности защитить биосферу в течение того периода, пока остается значительный риск радиоактивного заражения. Защитная способность хранилища зависит от барьера между радиоактивными отходами и биосферой. Существует две группы хранилищ: приповерхностные сооружения и глубоко расположенные сооружения. В отличие от хранилищ, расположенных в глубоких и промежуточных слоях, приповерхностные хранилища функционируют в течение нескольких десятков лет. В то же время глубокие сооружения рассчитаны на десятки тысяч лет, т. е. время их существования в будущем сравнимо с характерным интервалом времени между падениями тел размером 200–400 м, достигающих поверхности Земли.

Существуют национальные и международные программы, в которых была исследована осуществимость удобных геологических хранилищ. Были исследованы различные геологические среды (соль, кристаллическая порода, такая как гранит, глины и туф) и различные конструкции. Правильно выбранные места в асейсмических регионах обеспечили бы невозможность проникновения содержимого хранилищ в биосферу в течение, по крайней мере, нескольких тысячелетий. Несколько стран имеют уже построенные хранилища, в некоторых других они находятся в стадии конструирования. Другие страны планируют построение промышленных хранилищ в ближайшие 15–50 лет.

Атомные электростанции. В 1990 г. в мире существовало 435 работающих атомных электростанций в 30 странах, как в индустриально развитых, так и в развивающихся. Они обеспечивали 17 % мировых потребностей в электроэнергии. Однако случай в Чернобыле ясно показал риск, связанный с атомными электростанциями, и был учрежден международный режим ядерной безопасности. В последние годы синдром Чернобыля постепенно преодолевается и вновь ставится вопрос о строительстве новых атомных электростанций. В Великобритании предполагается строительство 10 новых станций. По всему миру в течение 15 лет будет построено 500 атомных электростанций с существенно улучшенными характеристиками безопасности. Однако они не предусматривают мер защиты от ударов космических объектов. Следует иметь в виду, что продуктивная жизнь этих станций составляет от 40 до 50 лет, как следует из предшествующего опыта.

Оценим вероятность катастрофы на атомной станции вследствие падения космического тела. Поверхность Земли составляет 5 10^8 км^2. Если бы атомные электростанции были распределены равномерно по всей поверхности, сейчас на каждую из этих станций приходилась бы средняя площадь поверхности порядка 10^6 км^2 с характерным радиусом площади 600 км. Число этих станций могло бы увеличиться в предсказуемом будущем (скажем, сто лет) в 10 раз с уменьшением соответствующего радиуса до 200 км. Если этот радиус будет равен радиусу разрушения структур атомной станции, то любое падение приведет к катастрофе, которая будет по порядку величины равна Чернобыльской (выделяется 100 миллионов Кюри радиоактивности) или больше.

Рассмотрим разрушение конструкций наземных атомных электростанций. Скорость подвижки почвы в 1 м/с повлечет не только разрушение мест соединения трубопроводов и утечку радиоактивности, но даже разрушение некоторых стен и крыш. Это означает, что при падении тела диаметром 1 км радиус зоны разрушения достиг бы 200 км. В то же время для химических заводов, расположенных на поверхности, критическая скорость подвижки меньше (10–15 см/с) и радиус зоны разрушения может достичь 1000 км.

В областях, далеких от берегов морей и океанов или расположенных достаточно высоко над уровнем моря, единственным опасным фактором являются сейсмические волны. Но атомные электростанции (и химические заводы) часто построены вблизи морского берега, потому что так легче транспортировать тяжелое оборудование к месту расположения (в частности, существуют проекты строительства нескольких подземных атомных станций на Кольском полуострове [Мельников и др., 1992]). При энергиях более 1000 Мт в гибели людей будут преобладать эффекты от цунами, возникающих при ударах в океан. Поэтому для ударов в океан различия между ударами с локальной и глобальной шкалой разрушений стираются.

Разрушение плотин. При разрушении плотин, гидроузлов образуется волна прорыва, затапливающая речные долины и разрушающая плотины лежащих ниже гидроузлов. Для арочных и бетонных плотин на скальном основании определяющей является стадия образования начального прорыва. Эта стадия может быть существенной для большинства плотин из местных материалов и смешанных (бетонная русловая плотина и боковые плотины из местных материалов), а также для бетонных плотин на мягком основании из-за размыва грунта основания и последующей потери устойчивости отдельных секций плотин [Розов, 1997].

Плотина из местных материалов перестает сдерживать напор воды, если ее гребень оказывается хотя бы на какое-то время ниже уровня воды в верхнем бьефе. При повышении этого уровня за счет волны, вызванной ударом, либо за счет оползания откоса сооружения, оказавшегося неустойчивым вследствие действия сейсмических волн, плотина размывается потоком воды из водохранилища. Волна прорыва обладает, как правило, огромной разрушительной силой. Отметим, что обычно концентрация населения вдоль речных долин очень высока. Поэтому разрушение системы плотин гидроэлектростанции является региональной катастрофой, которую нельзя допускать.

8.5. Региональные и глобальные катастрофы

При увеличении размеров тела до нескольких километров и, тем более, десятков километров его удар приводит к глобальной катастрофе, угрожающей существованию всего человечества или его значительной части. Такие события редки, поэтому все большее внимание уделяется опасности, связанной с воздействием падений сравнительно небольших тел — размером 200–400 м и энергией порядка 10^3–10^5 Мт. Такие удары приводят к региональным катастрофам и могут привести к глобальному нарушению работы современных средств связи. Рассмотрим примеры хорошо изученных событий, вызывающих региональную и глобальную катастрофы.

8.5.1. Тунгусское событие как пример локальной катастрофы. Событие, которое произошло в Сибири в бассейне реки Подкаменная Тунгуска утром 30 июня 1908 г., продолжает привлекать к себе интерес как исследователей, так и широкой публики во всем мире. В прессе и в популярной литературе, издаваемой в России, довольно часто Тунгусская катастрофа представляется как загадочное явление, для объяснения которого предложено немало экзотических гипотез. Но из проведенных за многие десятилетия научных исследований с очевидностью следует, что это событие было вызвано падением космического тела (астероида или кометы) размером 50–100 м, которое затормозилось в атмосфере на высотах 5–10 км и передало ей свою энергию, эквивалентную 10–50 Мт взрывчатого вещества. Это было типичное падение довольно крупного космического тела, и от часто наблюдаемых ударов меньших тел (болидов) оно отличается по существу лишь масштабом. Но этот масштаб таков, что событие представляет собой региональную катастрофу.

За промежуток времени, сравнимый с существованием человеческой цивилизации, на Земле произошло совсем немного падений космических тел размером с Тунгусское космическое тело (ТКТ). Такие удары случаются в среднем, по разным оценкам, от 1 раза в 300 лет [Shoemaker, 1983] до 1 раза в 1000 лет [Brown et al., 2002]. Если учесть, что тела с наибольшей вероятностью падают в океан, море или на ненаселенную местность, то, возможно, это единственное столь крупное падение, с которым непосредственно столкнулась цивилизация. Но такое событие может произойти и в самое ближайшее время. Изучение последствий Тунгусской катастрофы показывает особенности явления, которое представляет реальную угрозу человечеству.

Перечислим основные факты Тунгусского события [Vasilyev, 1998; Бронштэн, 2000; Плеханов, 2000; Васильев, 2004; Васильев и др., 1965; Иванов, 1961, 1964; Кулик, 1976; Пасечник, 1986]. 1. В окрестностях эпицентра катастрофы нет ударного кратера и не найдены метеориты. 2. Был вывален лес на площади около 2000 км^2 (рис. 8.12), причем вывал имеет характерные особенности: в эпицентре остались стоять деревья с обломанными ветвями; стволы поваленных деревьев направлены в среднем от эпицентра к периферии; форма области вывала имеет сплюснутую форму, напоминающую бабочку. 3. Была инициирована поверхностная сейсмическая волна, зарегистрированная на четырех сейсмических станциях. 4. Созданная воздушная акусто-гравитационная волна распространилась по всему земному шару и была зарегистрирована на многих метеостанциях, в том числе в Англии. 5. Событие сопровождалось тепловым воздействием, которое ощущалось очевидцами, вызвало пожар, ожоги растительности и животных. 6. Через несколько минут после образования сейсмической волны возникло геомагнитное возмущение, которое длилось несколько часов и было зарегистрировано в Иркутске. 7. В течение нескольких дней на протяженной территории России и Европы наблюдались аномальные атмосферные явления: светлые сумерки, цветные зори, солнечные гало и кольца Бишопа.

Рис. 8.12. Вывал леса в районе падения Тунгусского метеорита

Обычно далеко не все очевидцы, опрашиваемые после падений болидов, сообщают сведения, соответствующие реальности, а показания большинства свидетелей Тунгусского события были собраны лишь через десятки лет после него. Тем не менее их сообщения, которые собраны в каталоге [Васильев и др., 1981], содержат убедительные свидетельства падения крупного космического тела. Сотни жителей Сибири, находившихся на разных расстояниях от эпицентра, наблюдали полет светящегося тела, а затем последствия его разрушения в атмосфере. Сообщаемое место взрыва, как правило, соответствовало эпицентру катастрофы. В эпицентре не оказалось никого, лишь на расстояниях 25–35 км от него были местные жители. Их рассказы вполне согласуются с представлениями о действии взрыва, вызванного падением крупного космического тела. (Под взрывом мы понимаем достаточно быстрое, порядка секунды, торможение тела в атмосфере и передачу его энергии воздуху.) Основные эффекты такого взрыва метеороида вблизи его эпицентра — излучение нагретого воздуха и паров космического тела, приход ударной волны и распространение ее вдоль поверхности Земли, сильный ветер, возникающий за ударной волной, сейсмические волны. Интенсивное излучение при данной энергии взрыва могло продолжаться до нескольких десятков секунд, т. е. заметно дольше, чем требуется для прихода ударной волны к поверхности Земли, а световые явления при движении нагретого воздуха и пара после взрыва вверх вдоль следа метеороида под действием градиента давления — до нескольких минут. Недостаточно исследованный, но возможный эффект в таком событии — электрические разряды после взрыва космического тела. Так, электрические явления (молнии) наблюдались как после ядерных взрывов, так и при извержениях вулканов.

Эвенки в ближней к эпицентру зоне находились на стоянках в чумах и поэтому сначала испытали приход ударной волны и ураганного ветра. Они рассказывали, что разметало чумы и людей, и, вылезая из жилищ, они наблюдали, как падали горящие деревья, горел сухой мох, сухая трава, хвоя. Видели сильное свечение и слышали звуки, напоминающие удары. Непосредственных смертельных исходов не произошло, но от ударной волны у людей были переломы и контузии, а сам взрыв оказал на жителей сильное психическое действие. О тепловых ожогах людей не сообщалось — они были защищены от импульса теплового и светового излучения стенками чумов. Но ближе к эпицентру погибли и сгорели стада в сотни оленей, а также сгорело имущество, хранившееся в лабазах.

Жители фактории Ванавара, которые находились вне домов, ощутили сначала действие теплового излучения. Этот ближайший к эпицентру взрыва поселок находится от него на расстоянии 65 км к юго-юго-востоку. На этом расстоянии тепловое излучение не вызвало ожогов, но было еще достаточно сильным. Очевидцы сообщали о таких ощущениях, как «что-то как бы сильно обожгло уши», «получился такой жар, что невозможно было сидеть», «чуть-чуть не загорелась рубашка». Ударная волна, пришедшая после теплового импульса, ломала стекла, сбросила очевидца с крыльца, ощущалось действие сейсмических волн. Об ощущении жара сообщал и свидетель явления, находившийся в районе Катанги на расстоянии 116 км на юго-восток от эпицентра. На больших расстояниях столь сильного теплового действия не было.

Очевидцы, находившиеся на удаленных расстояниях, сообщали, что видели полет, световые явления и слышали различные звуки, похожие на гром, выстрелы, гул. Зона видимости события простирается до расстояний 400 км в секторе, ограниченном азимутами из эпицентра 130–240° (по часовой стрелке), а зона слышимости — до расстояний 1000 км в секторе с азимутами от 90° до 290°. Размеры, цвет светящейся области, направление полета описываются очевидцами по-разному. Это довольно обычная ситуация при опросе очевидцев падений болидов, но в случае Тунгусского события с большой энергией наблюдатель мог видеть не только пролет метеороида к Земле, но и подъем светящегося образования (плюма) вверх вдоль следа. Последовательность ощущений могла быть разной у тех, кто сначала увидел падающее тело, а затем услышал звуки или ощутил действие сейсмических волн, и у тех, кто стал смотреть на небо позже прихода акустических или сейсмических волн и наблюдал свечение плюма.

В целом из свидетельских показаний складывается картина взрыва метеороида, по тепловому и механическому воздействиям во многом аналогичная взрыву ядерного заряда соответствующей энергии на определенной высоте. Это вполне естественно, так как в обоих случаях либо ядерная энергия заряда, либо кинетическая энергия тела выделяется в виде тепловой энергии в воздухе с образованием ударной волны. Из показаний очевидцев можно извлечь и некоторую количественную информацию, и такие попытки предпринимались. Обработка около 100 сообщений очевидцев на ЭВМ с целью определения траектории ТКТ в атмосфере была сделана в работах [Зоткин, Чигорин, 1988; 1991]. Авторы нашли, что азимут проекции траектории (измеряемый в направлении по часовой стрелке) на Землю равен 126°, а наклон траектории тела к горизонту (угол входа в атмосферу) составил 20° с точностью ±12 %.

Объект, аналогичный ТКТ, может стать заметным как объект звездной величины –10 при наблюдении с расстояния 100 км (это соответствует блеску Луны в фазе первой четверти), если его поверхность нагреется до температуры плавления. Быстрые метеоры регистрируются на высотах до 130 км, но крупные тела нагреваются медленнее. На большой высоте, где пробеги молекул воздуха сравнимы с размером тела, энергии соударений с молекулами недостаточно для существенного нагрева поверхности тела. Конвективный поток тепла к поверхности (он уменьшается с увеличением размера тел) мог обеспечить разогрев Тунгусского тела до температуры плавления лишь на высотах ниже 80 км (при умеренных скоростях — менее 40 км/с, и углах входа 15° и более). Радиационный поток энергии на поверхности тела (который, наоборот, растет с ростом размера тел) мог достигнуть величины, необходимой для плавления, на высотах ниже 90 км. Воздух, нагретый в ударной волне, на этой высоте еще прозрачен для видимого излучения, сам излучает мало, но пропускает излучение с поверхности. При дальнейшем снижении объекта его блеск возрастает за счет прогрева паров и увеличения оптической толщины нагретого воздуха, и через несколько секунд достигает звездной величины –25 (что соответствует блеску Солнца) на высотах 50–70 км. Ледяное тело на больших высотах, видимо, имело бы меньший блеск, чем каменное, из-за более низкой температуры паров. Чтобы заметить на светлом небе падение Тунгусского болида на высотах 80–90 км, когда его звездная величина была порядка –10, надо было точно в тот момент вглядываться в нужном направлении. Более вероятно, что жители Сибири могли заметить яркий падающий метеороид лишь на высотах 70 км и менее. Но в этом случае возникают значительные противоречия, так как угол входа должен быть очень маленьким.

Увеличение яркости могло быть заметным через десятки секунд после взрыва, по мере подъема и выброса пара и нагретого воздуха вверх вдоль следа. Большое количество наблюдателей обратило внимание на явление лишь спустя минуту и более после пролета метеороида, ощутив действие звуковых или сейсмических волн. Тогда в атмосфере должен был наблюдаться плюм (направленная вверх струя пара и конденсата), свечение которого определяется температурой, размером и количеством выбрасываемых на большие высоты частиц конденсированного пара. Очевидцы, сообщавшие о наблюдении объекта на фоне Солнца, заметили, возможно, не пролет метеороида, а плюм на высотах более 100 км или затенение Солнца частицами конденсата.

Помимо свидетелей самого падения на расстояниях до 1000 км от эпицентра, собрано немало показаний о необычных атмосферных явлениях, наблюдавшихся в Европе и Азии. Эти явления начались в ночь с 30 июня на 1 июля 1908 г. на территории от Енисея до Атлантики. Эту территорию можно ограничить с юга воображаемой линией, соединяющей города Ташкент, Ставрополь, Севастополь и Бордо, а с севера — зоной полярного дня. Наблюдались необычно светлые сумерки и ночи, яркие серебристые облака, цветные зори, солнечные гало и кольца Бишопа. Обращалось внимание и на необычный ход точки Араго нулевой поляризации атмосферы. Оптические аномалии носили разный характер и, по-видимому, были вызваны возмущениями как в тропосфере, так и в стратосфере и мезосфере.

Сообщения об аномальных атмосферных явлениях поступили из более чем 140 пунктов, причем наиболее яркие явления наблюдались в Германии. В Южном и Западном полушариях таких явлений не отмечалось совсем. В ночь с 1 на 2 июля свечение неба было значительно слабее и исчезло 3 июля. Отдельные очевидцы сообщили, что аномальные оптические явления наблюдались и до события, 25–29 июня, но таких показаний было очень мало. Следует отметить, что Тунгусское падение произошло как раз в период максимума ежегодного появления серебристых облаков на средних широтах.

Кроме того, в 1908 г. отмечалась сильная вулканическая активность — было зафиксировано 22 извержения вулканов, причем 5 из них были достаточно сильными. Поэтому на эффекты, вызванные Тунгусским падением, могли наложиться атмосферные явления, обусловленные естественными земными причинами.

По оценкам, масса рассеянной пыли должна была составлять порядка 1 Мт. При этом механизм распространения пыли должен быть очень быстрым, так как аномальные явления начались почти одновременно с Тунгусским взрывом. В популярной когда-то гипотезе Фесенкова [Фесенков, 1969] предполагалось, что ТКТ было кометой, и в атмосферу над Европой вошел ее хвост, направленный на запад. В более изощренной гипотезе Бронштэна [Бронштэн, 1991] предлагался иной механизм распространения пылевых частиц из оболочки кометы при ее входе в верхние слои атмосферы. А именно, если предположить, что пылевая оболочка была протяженной, размером в сотни километров, то часть пыли на больших расстояниях от места катастрофы вошла бы в атмосферу под очень острыми углами к горизонту, как бы слегка касаясь атмосферы. Некоторые частицы, затормозившись на больших высотах, перешли бы тогда на эллиптические орбиты и могли двигаться по ним, снижаясь от Енисея вплоть до Британских островов. Но эти частицы при входе в атмосферу должны попасть в очень узкий интервал расстояний от поверхности Земли шириной не более 10 км. Высказывались и предположения о том, что Земля прошла через облако космической пыли, внутри которого было ТКТ, или что ТКТ само было облаком пыли. Но при таких объяснениях многое остается сомнительным или неясным. Во-первых, никто не наблюдал таких пылевых облаков, не наблюдались и кометы столь малого размера, как ТКТ. Во-вторых, масса пыли, которая могла вызвать атмосферные аномалии, по порядку величины сопоставима с оцененной массой ТКТ, вызвавшего взрыв, — около 1 Мт. Так как попасть в узкий диапазон высот и перейти на эллиптические орбиты может лишь очень небольшая часть всей пылевой оболочки, то возникает вопрос, почему вокруг ядра плотного космического тела (допустим, ледяного ядра кометы) находилась пылевая оболочка с массой, значительно большей массы ядра. Взрыв был локальным, а такая массивная оболочка должна была выделить огромную энергию и сильно воздействовать на атмосферу на значительно большей территории, чем это наблюдалось. Как был устроен такой космический объект, как он мог образоваться и существовать до столкновения с Землей? Эти гипотезы оставляют много простора для всевозможных фантазий.

Наиболее просто и естественно объяснить необычные атмосферные явления прониканием на большие расстояния пыли или конденсата, который образовался из испаренного при взрыве вещества ТКТ. Такая причина аномального свечения, наряду с возможностью образования серебристых облаков из воды, захваченной облаком взрыва, и химическими реакциями окислов азота с кислородом, была предложена в ряде работ. Первоначально, из аналогии с ядерными взрывами оценивалось, что высота подъема облака взрыва ТКТ должна была составлять около 40 км, и на эту высоту могло быть заброшено количество воды, достаточное для образования серебристых облаков.

Но летом на широте 60° ветры в стратосфере дуют чаще с запада на восток и, кроме того, они недостаточно сильны для быстрого переноса вещества, поэтому сомнительно, что оно могло быстро достигнуть Западной Европы. Более правдоподобное предположение — что вещество ТКТ достигло больших высот при выбросе в плюме и было подхвачено ионосферными ветрами. В целом аномальные атмосферные явления, которые возможны при падении крупных метеороидов, включая поляризацию атмосферы, исследованы недостаточно. Их изучение надо проводить вместе с детальным моделированием Тунгусского явления, что само по себе до сих пор представляет довольно сложную проблему. Исследователей всегда волновал вопрос о том, космическое тело какой природы вторглось в атмосферу — комета или каменное тело (обыкновенный хондрит, углистый хондрит, ахондрит). Но математическое моделирование пока не дает ответа на этот вопрос, так как основные физические эффекты при падении комет и астероидов одинаковы. Не дают ясного ответа и наблюдательные данные.

8.6. Массовые вымирания

8.6.1. Статистика массовых вымираний. В последние десятилетия получены достоверные данные о массовых вымираниях биоты на протяжении последних 600 млн лет жизни Земли. На рис. 8.13 (по сводным данным) сплошной линией показан график вымираний морских видов (в %), точками — ударные кратеры на поверхности Земли, звездочками отмечены пять наиболее крупных вымираний. Причины этих пяти катастроф широко обсуждаются и до конца не ясны.

Причиной первой (около 65 млн лет назад) предположительно был удар астероида (остаток — кратер Чиксулуб).

Рис. 8.13. Вымирание биоты в фанерозое — сплошная линия (левая шкала); звездочками отмечены 5 крупнейших вымираний, точками — ударные кратеры на поверхности Земли (правая шкала)

Вторая катастрофа (по грубым оценкам от 199 до 214 млн лет назад), наиболее вероятно, вызвана массивными излияниями лавы в центральной Атлантической провинции (раскрытие Атлантического океана).

В третьем случае (около 251 млн лет назад) многие исследователи подозревают кометный или астероидный удар, хотя прямых доказательств не было найдено. Другие полагают в качестве причины мощный вулканизм (Сибирские траппы), третьи — вулканизм, спровоцированный ударом. Эта катастрофа была самой страшной в истории биосферы Земли.

Причина четвертой биокатастрофы (около 364 млн лет назад) неизвестна. Пятая (около 439 млн лет назад), по предположению, была вызвана понижением уровня моря и увеличением солености воды при образовании льдов (оледенение), а затем поднятием уровня моря и уменьшением солености при их плавлении.

Шестой большой размытый пик (рис. 8.13) считается наложением ряда событий.

Кроме этих гигантских биокатастроф (Major extinction events) палеобиологи выделяют в фанерозое еще около 20 событий меньшего масштаба (Minor events). Ряд исследователей полагает, что до 10 % из последних могли быть вызваны ударами тел диаметром более километра. Как отмечено в главе 9, по оценкам вероятности столкновений с Землей небесных тел, частота падений астероидных тел и кометных ядер километровых размеров составляет 1 на миллион лет, 10-километровых — 1 на 100 млн лет. Таким образом, за указанные полмиллиарда лет могло быть до сотни крупных импактных событий, вызывающих региональные и субглобальные перестройки биосферы. Рисунок 8.14 иллюстрирует геологическую активность за тот же период (последние 570 млн лет).

Рис. 8.14. Пики суммарной максимальной эндогенной активности для верхней мантии и коры в фанерозое по данным [Балашов, 2002]

Упомянем еще один пока непонятный феномен, для объяснения которого пытаются привлечь импакты. В фурье— и вейвлет-спектрах рядов вымираний и магматической активности выявляется значимая периодичность в 30 ± 3 млн лет. Пример такого вейвлет-анализа показан на рис. 8.15, где наряду с крупными редкими событиями можно видеть череду более мелких [Глазачев и др., 2008].

Рис. 8.15. Вейвлет-спектр временного ряда массовых вымираний морской фауны (виды) в фанерозое: 1 — около 65 млн лет назад («вымирание динозавров»), 2 — массовое пермо-триасовое вымирание, 3 — Кембрийский взрыв

Уже около трех десятилетий идет поиск причин, вызывающих эту периодичность. Одно из возможных объяснений состоит в следующем. Раз в 30 млн лет Солнечная система проходит через галактическую плоскость с большей плотностью звездного населения. В эти периоды возможны частые и сильные возмущения облака Оорта, порождающие «кометные дожди».

8.6.2. К — P-граница, кратер Чиксулуб и массовое вымирание. До 1980 г. удары космических тел вообще не рассматривались в качестве возможных причин смены геологических эпох и типов жизни на Земле. Только после открытия иридиевой аномалии на границе К — Т (современное название — граница К — Р, Cretaceous — Paleogene boundary) Л. Альварес выдвинул гипотезу об ударе 10-километрового астероида, приведшем к массовому вымиранию видов 65 млн лет назад [Alvarez et al., 1980]. Обнаружение зерен ударно-метаморфизированного кварца внутри К — P-слоя [Bohor et al., 1984] подтвердило эту гипотезу, так как только при высокоскоростных ударах можно достичь давлений в десятки ГПа. Через 10 лет после этой публикации в Мексиканском заливе был найден кратер Чиксулуб, который полностью соответствовал как заданному возрасту, так и предполагаемому масштабу события [Hildebrand and Boyton, 1990]. В настоящее время кратер диаметром примерно 180 км погребен под километровым слоем третичных осадочных пород. В момент удара этот район представлял собой континентальную платформу, состоящую из тонкого (не больше нескольких сотен метров) слоя воды, 3–4-километрового слоя осадочных пород (карбонатов и эвапоритов) и кристаллического основания. Хотя на Земле существует несколько кратеров аналогичного масштаба, Чиксулуб является единственным, для которого связь между ударом и массовым вымиранием можно считать окончательно установленной. Тем не менее, возможные причины вымирания до сих пор являются предметом интенсивных дискуссий.

Ни воздушная ударная волна, ни излучение плюма, ни волны цунами (см. выше) не могли привести к глобальной катастрофе. Первичная гипотеза о сильной запыленности атмосферы и «ядерной зиме» не подтверждается современными расчетами. Действительно, образование кратера Чиксулуб сопровождалось выбросом огромной массы расплава и твердых фрагментов в атмосферу. Основная часть этих выбросов имела низкую скорость и образовала непрерывный покров выбросов. Расчеты [Toon, 1997; Pierazzo et al., 1998; Pope et al., 1997] показывают, что полное количество высокоскоростных выбросов (расплава, пара, твердых фрагментов мишени и ударника) не превышает (2–4) 10^18 г. Приблизительная геологическая оценка удаленных выбросов дает похожие значения, ∼ 3,8 10^18 г [Pope, 2002]. Однако К — Р-слой состоит в основном из сферул размером в десятки и сотни микрон [Smit, 1999], время пребывания которых в атмосфере не превышает нескольких часов или дней. Источником субмикронной пыли может быть конденсат испаренных веществ, небольшая часть расплава и твердых выбросов, а также более крупные высокоскоростные частицы, подвергшиеся абляции при возвращении в атмосферу. Но даже эта пыль не привела к глобальной и долгосрочной блокировке солнечного излучения [Toon, 1997].

По-видимому, дым, углекислый газ и аэрозоли серной кислоты играют более существенную роль в изменении оптических свойств атмосферы и температурного режима на поверхности. По разным оценкам [Ivanov et al., 1996; Pierazzo et al., 1998; Gupta et al., 2002] количество образовавшегося в результате удара углекислого газа (дегазация кальцита в результате ударного сжатия) колеблется в пределах от 0,35 10^15 кг до 2,85 10^15 кг, количество диоксида серы (дегазация ангидритов) — от 0,08 10^15 кг до 1,1 10^15 кг.

Такое заметное расхождение в оценках связано, во-первых, с противоречивыми данными по разложению карбонатов (экспериментальные данные дают критические давления в диапазоне 10–110 ГПа, скорость обратных реакций неизвестна) и, во-вторых, с неполнотой данных о структуре мишени в момент удара (толщина карбонатной платформы, ее пористость, соотношение между карбонатами и эвапоритами).

Даже самые минимальные оценки выбросов соединений серы превышают на порядки количество сернистых газов, выброшенных в атмосферу во время извержения вулкана Пинатубо. Количество образовавшихся аэрозолей определяется двумя факторами — скоростью окисления серы до триоксида и количеством воды в верхних слоях атмосферы. По-видимому, при ударе в атмосферу было выброшено достаточное количество воды (в основном это вода, связанная с пористыми осадочными породами), чтобы связать оксиды серы. Тем не менее, скорость окисления может быть достаточно низкой, т. е. время жизни аэрозольных облаков в стратосфере может достигать нескольких лет, в отличие от пыли и частиц сажи, которые вымываются той же водой в течение нескольких дней. Моделирование радиационного переноса в атмосфере, нагруженной аэрозольными частицами серной кислоты [Pope et al., 1997; Pierazzo et al., 2003] показывает, что поглощение длинноволнового излучения с поверхности планеты, с одной стороны, и интенсивное рассеяние коротковолнового солнечного излучения, с другой стороны, могло привести к уменьшению теплового потока на 300 Вт/м^2, т. е. к уменьшению температуры поверхности на несколько десятков градусов в течение 5–10 лет.

Позднее, когда атмосфера очистилась от пыли, сажи и аэрозолей, могли возникнуть парниковые эффекты. Содержание углекислого газа в атмосфере 65 млн лет назад превышало его содержание в доиндустриальную эпоху в 2–10 раз. Поэтому выброс углекислого газа в результате удара мог, как максимум, увеличить его концентрацию на 50 %. Это, в свою очередь, могло привести к увеличению теплового потока на 1,2–3,4 Вт/м^2, т. е. к повышению температуры на доли градуса, что сравнимо по величине с наблюдаемым в настоящее время потеплением, вызванным увеличением выброса парниковых газов в атмосферу.

Тем не менее, изучение К — Р-границы показывает, что все эти эффекты (как понижение, так и повышение температуры) не привели к дестабилизации палеоклимата, который восстановился в геологически короткое время (< 10 тыс. лет). С другой стороны, даже кратковременное, но интенсивное воздействие может иметь необратимые последствия для фауны. Скорее всего, изменения климата не коснулись глубин океана.

Невзирая на существенный прогресс в развитии моделей фотохимических процессов в атмосфере и общей циркуляции атмосферы, полной картины изменения климата после крупных ударных событий до сих пор не существует, что связано, скорее всего, с нестандартными начальными условиями после удара, когда полное количество выбросов на много порядков превышает типичные величины, известные, например, из вулканологии.

8.6.3. Массовые вымирания и вулканизм. По мнению многих ученых, массовые вымирания видов (по крайней мере, некоторые из них) связаны с ударами космических тел. В качестве альтернативной причины рассматриваются сверхмощные вулканические извержения — супервулканизм. Известно, что 74 000 лет назад на северной Суматре возникла кальдера размером ∼ 100 км, а масса вулканической пыли, выброшенной при извержении в стратосферу, была настолько велика, что температура воздуха, возможно, понизилась на несколько градусов. Еще более мощные извержения происходили, вероятно, на территории, занимаемой ныне Йеллоустоунским национальным парком в штате Вайоминг, США (3 извержения произошли 2,1 млн лет, 1,3 млн лет и 0,64 млн лет назад). Детали воздействия таких извержений на климат пока недостаточно ясны. Самым мощным извержением за последние 200 лет было извержение вулкана Тамбора в 1815 г. На одной из стадий извержения высота эруптивной колонки достигла 40–50 км, т. е. произошел прорыв тропопаузы, и выброшенные мелкие частицы пепла долго оседали, изменяя прозрачность атмосферы. Это извержение известно как вызвавшее «год без лета». Отметим, что катастрофические последствия были намного меньше, чем после упомянутых извержений на Суматре и тем более в Йеллоу-стоунском парке. Полный объем выброса составил∼ 100 км^3. Последствия извержения в основном носили локальный и региональный характер. Глобальные изменения температуры были невелики — десятые доли градуса, как и при других мощных извержениях последних столетий — вулканы Кракатау (1883) и Агунг (1963) с выбросами 20 км^3 и 1 км^3 соответственно [Rampino and Self, 1982]. Совместное действие мощных вулканических извержений и ударов космических тел еще предстоит выяснить.

В настоящее время и ударные, и вулканические явления рассматриваются как наиболее вероятные возможные причины массовых вымираний.

Глава 9

Частота столкновений малых тел с Землей и оценки рисков

Можно считать курьезом, что научное сообщество ревностно изучает далекие галактики и в то же время игнорирует любую возможность серьезного столкновения Земли с космическими объектами. Для меня это типичный пример амнезии.

Ф. Хойл

9.1. Статистика метеоритных кратеров на небесных телах

Сталкиваясь с планетными телами, малые тела образуют ударные кратеры, популяция которых создает как бы отпечаток популяции малых тел Солнечной системы. Распределение по размерам ударных кратеров на планетных телах с твердой поверхностью является одной из наиболее легко измеряемых (и весьма сложной в интерпретации) характеристик эволюции Солнечной системы. С точки зрения проблемы астероидно-кометной опасности, наблюдаемая частота встречаемости ударных кратеров различного размера является необходимым дополнением к астрономическим наблюдениям малых тел, которые могут столкнуться с Землей.

При известных скоростях столкновения с различными планетными телами (т. е. планетами, их спутниками и другими малыми телами) и знании законов подобия, связывающих размеры ударных кратеров и параметры тел (ударников), их образующих, данные по частоте встречаемости кратеров и ударников могут быть взаимно дополнены. Процедура такого сравнения была разработана в 1960-х гг., и с тех пор постоянно совершенствуется [Hartmann et al., 1981]. Ниже излагаются основные данные о частоте встречаемости кратеров, а также подходы к их интерпретации.

Лунные кратеры. Измерения распределения по размерам лунных кратеров было начато еще по телескопическим наблюдениям и фотографиям [Öpik, 1960]. Уже тогда была выявлена главная черта распределения кратеров по размерам — их число N убывает с ростом диаметра кратера D примерно как степенная функция диаметра. Поскольку статистика кратеров, как и многих других объектов, может быть представлена в различных формах, необходимо привести главные из них. Простейшим способом является кумулятивный подсчет числа кратеров N(> D) с размером, больше данного диаметра D.

Тогда типичное распределение ударных кратеров по размерам можно представить в виде

где S — площадь, на которой измерено количество кратеров, b — показатель степенного закона (обычно в диапазоне от 1,5 до 4), A — коэффициент пропорциональности. Кумулятивная форма представления удобна своей простотой, но зачастую приводит к недоразумениям, когда реальный закон распределения отклоняется от простой степенной зависимости.

Инкрементальный способ представления статистики кратеров состоит в подсчете числа кратеров N(Dav), размеры которых заключены в заданном диапазоне размеров D = D_2 × D_1 при среднем размере, определяемом как среднее арифметическое Dav = (D_1 + D_2)/2 или среднее геометрическое Dav = (D_1 × D_2)1/2. Такая статистика описывается выражением

где показатель степенной функции по модулю на единицу больше, чем в кумулятивном законе. Строго говоря, коэффициент пропорциональности B должен быть величиной отрицательной (число кратеров убывает с ростом их размера), однако для практических нужд его практически всегда используют как положительную величину.

После накопления большого опыта в практическом подсчете статистики лунных и марсианских кратеров специально созданная рабочая группа НАСА опубликовала практические рекомендации по стандартизации представления статистики кратеров в инкрементальном виде [Arvidson et al., 1979]. Было рекомендовано, как правило, использовать для инкрементального представления данных не равные интервалы диаметров, а логарифмически равные интервалы, когда отношение D_2/D_1 является величиной постоянной и равной в стандартном случае по умолчанию √2. В случае постоянства отношения D_2/D_1 показатель степени в инкрементальном законе будет таким же, как и в кумулятивном законе. Поскольку главным сторонником подобного представления был известный американский исследователь У. Хартманн (W. K. Hartmann), мы будем обозначать число кратеров в интервалах с постоянным D_2/D_1 = √2 как NH:

(заметим, что сам Хартманн иногда использовал не средний диаметр Dav, а меньший диаметр интервала измерений D_1; интересующийся читатель должен быть настороже).

Для представления инкрементальных данных рекомендуется использовать линейку граничных диаметров интервалов, один из которых фиксирован при D = 1 км. Тогда интервалы диаметров в сторону больших размеров составляют 1,41, 2, 2,83, 4 км и т. д., а в сторону меньших размеров — 707, 500, 353, 250 м и т. д., при стандартном отношении D_2/D_1 = √2.

R-представление. Кумулятивное и инкрементальное представления данных для интервалов диаметров кратеров более одного порядка величины вызывают трудности при графическом представлении — диапазон значений величины N изменяется на три порядка (при b— 3) при изменении D на порядок величины. Поэтому для графического представления данных рабочая группа НАСА [Arvidson et al., 1979] стандартизировала так называемое R-представление (от англ. Relative — относительный). При этом круто падающая зависимость N(H) представляется не в абсолютных значениях, а нормируется относительно базовой степенной функции, за которую принята функция D-3. Таким образом, R-представление изображает отклонение распределения по размерам от простой круто падающей степенной функции:

Согласно стандартной модели, статистическая ошибка подсчета числа кратеров N в заданном интервале диаметров оценивается как ±√N. Этот интервал обычно обозначается на рисунках отрезком вертикальной линии. Для R-представления ошибка представляется как интервал от R(N + √N) до R(N — √N). После формальных (но необходимых) объяснений терминологии можно перейти к описанию собственно наблюдательных данных о распределении лунных кратеров по размерам. При этом нужно принимать во внимание два важных обстоятельства: 1) уничтожение части кратеров планетарными геологическими процессами; 2) достижение предельной (равновесной, насыщенной) плотности кратеров, определяемой как отношение их числа к площади изучаемой поверхности. Стирание кратеров вулканизмом было характерно для Луны в течение первых 2,5 млрд лет ее истории [Hiesinger et al., 2003; Hiesinger et al., 2000]. В последние 2 млрд лет ландшафт Луны изменялся в основном за счет образования новых ударных кратеров. Однако на Земле и Марсе наличие атмосферы и гидросферы делает уничтожение кратеров важным конкурентом процесса их образования. Здесь наблюдаемое число кратеров ниже некоторого характерного размера остается постоянным за счет равенства скоростей образования новых и стирания старых кратеров. Поэтому необходимо различать статистику подсчитанных кратеров и статистику общего количества кратерообразующих ударов. В идеальной ситуации некий геологический процесс полностью обновляет участок поверхности, на котором начинают стохастически накапливаться новые ударные кратеры. В этом случае наблюдатель фиксирует все кратеры (и их размеры), а статистика распределения кратеров по размерам соответствует (с учетом определенных законов подобия) статистике распределения по размерам малых тел Солнечной системы. В таких условиях полученное распределение по размерам называют производящей функцией.

Второе из двух отмеченных выше усложняющих обстоятельств состоит в том, что по мере накопления со временем все большего количества кратеров они начнут накладываться друг на друга, разрушая ранее образованные кратеры. Ясно, что в этом случае число наблюдаемых кратеров различных размеров будет меньше, чем число ударов. Такие поверхности называются насыщенными или равновесными по отношению к образованию новых кратеров. Для достаточно широкого класса распределений по размерам падающих тел (оно должно быть достаточно крутым с b > 2) равновесная популяция кратеров будет иметь показатель степени в законе распределения по размерам b ∼ 2 [Gault, 1970]. Поверхности, насыщенные кратерами, были экспериментально обнаружены на снимках Луны высокого разрешения [Shoemaker et al., 1970]. Позднее особенности достижения равновесия кратерных популяций были изучены теоретически и экспериментально [Hartmann, 1984; Hartmann and Gaskell, 1997; Woronow, 1977].

С учетом усложнений, которые обсуждались выше, для начального представления статистики лунных кратеров удобно следовать логике Хартманна, который избрал процессом, достаточно быстро обновившим большие участки лунной поверхности, излияние морских базальтов на видимой стороне Луны. Согласно имеющимся данным, базальты излились на поверхность довольно быстро (в геологическом смысле) — в интервале времени от 3,5 до 2,8 млрд лет назад образовалось почти 60 % общей площади лунных базальтовых морей [Иванов, 2005a; Hiesinger et al., 2003; Hiesinger et al., 2000; Shoemaker and Wolfe, 1982]. Распределение по размером кратеров, наложенных на поверхность лунных морей, показано на рис. 9.1 в инкрементальном виде (а) и в R-представлении (б). Для удобства использования эти данные можно выразить в аналитическом виде как зависимости числа NH кратеров на 1 км^2 площади в интервалах диаметров с отношением D_2/D_1 = √2 в виде [Hartmann, 2005; Ivanov et al., 2001]:

lgNH = −2,61 − 3,82 lgDL, 0, 3 <DL < 1,41 км, (9.1)

lgNH = −2,920 − 1,80 lgDL, 1,41 <DL < 64 км, (9.2)

lgNH = −2,198 − 2,20 lgDL, DL > 64 км, (9.3)

где для определения интервала диаметров использовано левое (меньшее) значение граничного диаметра DL.

Для кратеров менее 300 м в диаметре для получения производящей функции нужно использовать более молодые участки поверхности, еще не успевшие насытиться постоянно образующимися новыми кратерами. Обычно на Луне такие участки находятся на покровах выбросов и днищах больших кратеров. При использовании этих данных производящее распределение по размерам можно продлить для диаметров < 300 м. Чтобы формально это продолжение соответствовало распределению на лунных морях, его можно записать в виде

lgNH = −2,0 − 2,90 lgDL, 0,01 < DL < 0,125 км. (9.4)

С таким добавлением кривая N(D) может двигаться вверх и вниз вдоль вертикальной оси для более молодых и более древних участков лунной поверхности.

Как видно из рис. 9.1, в диапазоне от метровых до километровых кратеров зависимость числа кратеров от их диаметра имеет сложную форму, лишь кусочно соответствующую простым степенным соотношениям.

Рис. 9.1. Распределение по размерам кратеров на поверхности лунных базальтовых морей в инкрементальном виде (а) и в R-представлении (б). Штриховая прямая 1 на рисунке б показывает примерный уровень «эмпирического» насыщения поверхности кратерами [Hartmann, 1984]. Рисунок первоначально был опубликован автором в работе [Neukum et al., 2001], позднее опубликован в русском варианте [Иванов, 2005a]. Сегменты степенных зависимостей (прямые участки на линии 2) соответствуют формулам (9.1) — (9.3). На рисунке б показана также штриховая линия 3, соответствующая аналитической кривой Нойкума [Ivanov, 2001; Neukum et al., 2001]

Возраст поверхности, на которой накопились эти кратеры, можно в среднем считать равным 3,3–3,4 млрд лет. Чтобы описать накопление кратеров со временем, или, наоборот, по известному количеству кратеров оценить возраст поверхности, применяется следующий прием: в каком бы диапазоне диаметров ни были произведены измерения, через измеренные точки проводится кривая, соответствующая производящей функции (показанной на рис. 9.1) и находится значение, на котором пересекается вертикальная линия, соответствующая D = 1 км (даже если истинное число кратеров с D∼ 1 км находится в зоне насыщения). Это значение N(D > 1 км) в кумулятивном представлении или соответствующее ему значение NH(DL = 1 км) позволяют ввести временну́ю шкалу, показывающую, с какой скоростью накапливаются кратеры. Такая шкала была построена с помощью измерения радиологического возраста образцов, доставленных с Луны КА «Аполлон» и автоматическими станциями серии «Луна». Параллельно по снимкам высокого разрешения измерялось распределение по размерам кратеров вокруг точек отбора образцов. С помощью стандартного (производящего) распределения по размерам все измерения были приведены к значению N(D > 1 км), которое сравнивается со значениями радиологического возраста образцов. Если поток кратерообразующих тел постоянен, значение N(D > 1 км) должно линейно расти с увеличением возраста пород. На рис. 9.2 показаны результаты такой обработки данных. Данные по возрасту кратера Коперник признаются весьма сомнительными — на лунной поверхности был собран материал, лежащий в пределах яркого луча, исходящего из кратера. Однако выживание вещества на поверхности Луны в течение 1 млрд лет является маловероятным из-за потока микрометеоров [Stoffler et al., 2006].

Рис. 9.2. Накопленное количество кратеров на различных участках лунной поверхности в зависимости от ее возраста, определенного по возвращенным лунным образцам: а) логарифмический масштаб по оси ординат, б) линейный масштаб по оси ординат.

Сплошная кривая — аналитическое представление [Stoffler et al., 2006]

На рис. 9.2. видны следующие особенности, важные для анализа АКО (Луна и Земля находятся в едином потоке бомбардирующих тел): в течение последних 3 млрд лет поток кратерообразующих тел был примерно постоянным; ∼ 4 млрд лет назад поток кратерообразующих тел был в 100–500 раз выше современного. Потоки в течение первых 0,5 млрд лет (не оставившие известных кратерных записей) являются в настоящее время предметом активных исследований [Hartmann et al., 2002]. К настоящему времени показано, что первоначальная идея о постепенном уменьшении темпа бомбардировки, начиная со стадии аккумуляции планет, не выдерживает проверки [Bottke et al., 2007a]. Причины резкой активизации бомбардировки примерно 4 млрд лет назад не ясны. Предложена интересная гипотеза (так называемая модель Ниццы — по названию города, где в обсерватории местного университета работают основные авторы модели). Согласно этой модели, миграция орбит планет-гигантов привела примерно 4 млрд лет назад к попаданию в резонанс периодов обращения Юпитера и Сатурна вокруг Солнца. Резонансные явления «встряхнули» всю Солнечную систему, вызвав поток «новых» кратерообразующих тел. Затухание этого потока и наблюдается на временно́м ходе кривой N(D) [Gomes et al., 2005; Tsiganis et al., 2005].

Несмотря на относительно низкую точность данных, показанных на рис. 9.2, Нойкум [Neukum, 1983; Neukum et al., 2001] предложил часто используемое аналитическое выражение для изменения параметра N(> 1 км) от времени накопления кратеров T (в данном случае N измеряется как число кратеров диаметром более 1 км на площади 1 км^2, а время — в млрд лет):

N(> 1 км) = 5,44 10-14[exp(6,93T) — 1] + 8,38 10-4 Т. (9.5)

Сплошные кривые на рис. 9.2 построены именно по этому уравнению.

Проверка общей картины для последних 100 млн лет может быть проведена по данным о малых (D < 100 м) кратерах Луны. Сравнивая их с современным потоком метеороидов на границе земной атмосферы [Brown et al., 2002; Halliday et al., 1996], можно проверить постоянство потока малых тел метровых размеров [Ivanov, 2006]. На рис. 9.3 показаны данные измерения распределения по размерам на наиболее молодых датированных участках лунной поверхности. Эти данные показывают, что немногочисленные точки измерений позволяют предположить (пока не доказано обратное), что поток кратерообразующих тел был примерно постоянен в последние 100 млн лет. Более того, этот поток примерно соответствует современному потоку болидов, фиксируемых в земной атмосфере [Ivanov, 2006].

Примерное постоянство потока малых тел на Землю и Луну при времени усреднения 0,1–1 млрд лет не означает, конечно, что не существует кратковременных (≪ 100 млн лет) вариаций потока.

Рис. 9.3. а) Кумулятивные зависимости N(> D) для малых (D < 100 м) кратеров, наложенных на покровы выбросов 4 лунных кратеров, возраст которых был определен по длительности экспозиции в потоке космических лучей (cosmic ray exposure = CRE) для возвращенных на Землю образцов: 1 — кратер Южный Лучевой; 2 — кратер Конус; 3 — кратер Северный Лучевой [Moore et al., 1980]; 4 — кратер Тихо [Koenig et al., 1977]. Для сравнения показаны данные для лунных морей, иллюстрирующие в данном случае положение кривой насыщения 5. Пунктирная линия показывает средний уровень N(D) для насыщенной кратерами поверхности N(> D) = 0,047D-1,83 [Hartmann, 1984], хорошо соответствующий самым маленьким из измеренных кратеров на площадке у кратера Конус. б) Cравнение возраста площадок измерений по хронологии Нойкума [Neukum et al., 2001] для кратеров с D > 10 м и зависимости N(> D) ∼ D-2,9 для меньших кратеров. Возраст космической экспозиции (CRE) определен в работах [Arvidson et al., 1975; Drozd et al., 1974]

В потоке микроскопических метеоров, например, известны спорадическая и потоковые составляющие. В диапазоне размеров тел, представляющих интерес с точки зрения АКО, механизмом вариации потока может быть, например, разрушение астероида Главного пояса при условии близости его орбиты (в фазовом пространстве) к той или иной резонансной зоне. Резонансное влияние планет-гигантов на астероиды приводит к быстрому изменению их орбит, обновляя поток тел на орбитах, пересекающих орбиты планет. Начало огромному циклу работ по эволюции орбит астероидов на столкновительные орбиты положила, в частности, работа [Farinella et al., 1994]. К настоящему времени показаны возможности эффективного пополнения популяции малых тел на столкновительных орбитах [Gladman et al., 2000]. В то же время эти исследования показали, что малые тела удерживаются на околоземных орбитах всего 3–30 млн лет [Gladman et al., 1997]. Этот масштаб времени и задает примерный интервал усреднения, при котором можно говорить о постоянстве бомбардирующего потока.

В недавней работе [Bottke et al., 2007b] показано, что всплеск частоты падений 60–100 млн лет назад мог быть вызван разрушением в Главном поясе астероида, фрагменты которого в настоящее время образуют семейство Баптистины. В этом случае и кратер Чиксулуб на Земле (возраст 65 млн лет), и уже упоминавшийся кратер Тихо на Луне (возраст 100 млн лет) образовались в период повышения потока бомбардирующих тел из новообразованного семейства. Однако увеличение диапазона усреднения до, например, 500 млн лет нивелирует такой всплеск, который не может длиться более 150–200 млн лет [Bottke et al., 2007b].

Статистика лунных кратеров в применении к Земле. На Земле к настоящему времени известно около 180 кратеров, примерно для 160 из которых уверенно доказано происхождение в результате высокоскоростного удара. На первый взгляд кажется, что при известном времени образования данные для 160 структур представляют собой хорошую базу данных для оценки частоты столкновений крупных космических тел с Землей. Однако важные обстоятельства затрудняют простую интерпретацию имеющихся данных. Во-первых, далеко не для всех кратеров известно точное время образования — если не найден ударный расплав, для которого возможно определение изотопного возраста кристаллизации, то в распоряжении геологов остаются только приблизительные стратиграфические методы. Во-вторых, эндогенная активность Земли велика по сравнению с Луной, и кратеры диаметром менее 20–30 км уже не дают полной записи ударных событий. В-третьих, две трети поверхности Земли покрыты океанами, существующими за счет субдукции плит. Обновление дна океана происходит так быстро, что его возраст составляет в среднем ∼ 50 млн лет и лишь малая его площадь достигает возраста 120 млн лет. Поэтому кратеры больших размеров на дне океана разрушаются тектоникой плит. Малые кратеры образуются в малом количестве за счет защитного слоя океанской воды.

Для сравнения, геологический возраст наиболее стабильных участков континентальной коры достигает 2 млрд лет. Там и находится основное количество известных метеоритных кратеров. Возраст наиболее крупных из них (диаметр до эрозии ∼ 200 км [Иванов, 2005b]) близок к 2 млрд лет.

По этим причинам информация о частоте столкновений космических тел с Землей может быть извлечена из данных о земных кратерах только путем совместного использования с данными по лунным кратерам. Для пересчета частоты образования кратеров на Луне к условиям Земли необходимо знать распределение тел по скоростям сближения (от этого зависит эффективность гравитационной фокусировки) и законы подобия при образовании ударных кратеров (чтобы учесть разницу в силе тяжести на поверхности Луны и Земли). Методика такого пересчета от Луны к Земле (а также к другим планетам) была подробно изложена [Hartmann, 1977; Ivanov, 2001; Neukum and Ivanov, 1994]. Приведем здесь главные результаты.

Скорость сближения малых тел с Землей определяется заселенностью различных орбит. Ее статистика может быть получена с помощью моделирования телескопических наблюдений малых тел [Bottke et al., 2002b; Stuart and Binzel, 2004] или с помощью таблиц оскулирующих элементов орбит известных околоземных астероидов [Ivanov, 2001; Ivanov and Hartmann, 2007]. Отличаясь в деталях, оба метода дают схожие результаты.

Для наблюдаемой сейчас совокупности астероидов размером более 1 км, пересекающих орбиту Земли, среднее количество столкновений составляет примерно 3,5 ± 0,5 за 1 млрд лет. Это означает, что если число тел заданного размера составляет 1000 (что близко к оценке числа астероидов с абсолютной звездной величиной H < 18 [Stuart and Binzel, 2004]), то в среднем интервал между столкновениями составляет около 3,5 млн лет, что сравнимо с временем жизни тел на околоземных орбитах [Gladman et al., 2000]. Значит, лишь единицы из известной сегодня тысячи тел реально столкнутся с Землей, а большинство будет выброшено за орбиту Юпитера или упадет на Солнце. Новые тела из пояса астероидов придут им на смену.

Расчет вероятности столкновений автоматически приводит к оценке вероятной скорости удара. На рис. 9.4 показаны распределения по скоростям астероидов, сталкивающихся с Землей и Луной. Модель Боттке [Bottke et al., 2002] дает несколько большие значения средних скоростей удара за счет ненаблюдаемых тел на орбитах с высоким наклонением. Тем не менее, все модели сходятся в том, что средние скорости удара на Земле и Луне близки и составляют 18–20 км/с.

Эти же оценки вероятности столкновений приводят к вычислению отношения числа ударов по Земле и Луне тел одного размера на единицу площади поверхности. Это отношение (иногда называемое болидным отношением, Rb) составляет 1,6–1,8. Как видно, в дополнение к 13-кратному отношению площадей поверхности (6370/1738)2 Земля притягивает примерно в 1,7 раза больше тел. В сумме получается, что на один удар по Луне приходится около 20 ударов по Земле (для тел одного и того же размера). Но размеры кратеров, образуемых на Луне, будут несколько больше, чем на Земле, из-за меньшей силы тяжести.

Для представления основных закономерностей подобия при образовании ударных кратеров можно представить простую зависимость отношения диаметра кратера к диаметру ударника для лунных условий при средней скорости удара 20 км/с (рис. 9.5).

Рис. 9.4. Частота скоростей ударов наблюдаемых малых тел по Луне и Земле. По вертикальной оси отложены доли ударов в указанных на горизонтальной оси интервалах скоростей шириной 1 км/с (полное число ударов равно 1)

С точки зрения свойств материала мишени различаются два основных случая — пористая мишень (типа сухого песка или лунного реголита) и мишень из сплошной (малопористой) горной породы. Для пористой породы при диаметре кратера 300 м ударник должен быть в 30 раз меньше диаметра кратера — примерно 10 м. При падении на поверхность малопористых пород относительный размер кратера будет больше (из-за отсутствия потерь на нагрев динамически сжимаемой пористой среды) — примерно в 4/3 раза. Но зато малопористые породы имеют большую прочность, что приводит к пересечению кривых для малопористых и пористых пород в диапазоне диаметров кратеров около 1 м. При диаметре кратеров 100 м и более размеры кратера ограничиваются не столько прочностью пород, сколько затратами энергии на подъем выбрасываемых пород в поле тяжести. Такие кратеры называются «гравитационными». При диаметре кратера порядка 100 км для его образования требуется ударник всего в 10 раз меньший диаметра кратера. При этом возникает дополнительное новое явление — гравитационный коллапс кратеров, приводящий к образованию центральных одиночных и кольцевых горок, причем происходит уширение кратера за счет оползания его бортов.

Рис. 9.5. Зависимость отношения диаметра лунного ударного кратера к диаметру каменного астероида D/DP от диаметра кратера D при скорости удара 18 км/с. Граничный диаметр кратеров Dsg (strength-to-gravity) отмечает диапазон перехода от доминирования прочности к доминированию силы тяжести в определении конечного размера кратера. Граничный диаметр Dsc (simple-to-complex) отмечает переход от простых чашеобразных кратеров к сложным кратерам с центральной горкой (подробнее см. [Ivanov and Hartmann, 2007])

В земных условиях вся эта картина сдвигается в сторону меньших диаметров из-за большей силы тяжести на Земле. Для кратеров диаметром & 10 км численное моделирование процесса кратерообразования в сочетании с данными геолого-геофизических исследований позволяет дать простую приближенную оценку связи параметров ударника и диаметра возникающего при ударе кратера [Ivanov and Hartmann, 2007]:

D ≅ 4(DP v0,58)0,91, (9.6)

где диаметр кратера D и диаметр каменного астероида DP выражены в км, а скорость удара v — в км/с. Как ни странно, такая простая формула вполне прилично выполняется для кратеров диаметром от ∼ 5 до 200 км. Для кратеров меньшего размера большую роль играет строение и свойства массива горных пород в точке удара.

Используя все вышеперечисленные модели, можно пересчитать лунный темп кратерообразования к земным условиям и оценить среднюю частоту образования земных метеоритных кратеров, основываясь только на лунной кратерной хронологии, показанной на рис. 9.2. Для простоты мы не будем делать поправок на влияние атмосферы (что представляет особую задачу — см., например, [Bland and Artemieva, 2003; Bland and Artemieva, 2006]). Наши оценки — это оценки числа столкновений малых тел с Землей, энергия которых выражается в виде диаметра эквивалентного кратера, который мог бы образоваться на поверхности гипотетической безатмоферной Земли. На рис. 9.6 показаны лунные изохроны — кумулятивные оценки числа ударов по всей поверхности Земли, энергия которых выражена в диаметре эквивалентного кратера без учета атмосферы. Для кратеров размером более нескольких километров эти оценки соответствуют реальным кратерам. Такое построение удобно использовать для оценок частоты ударов по Земле.

Рис. 9.6. Кумулятивное число ударных кратеров на всей поверхности Земли, образовавшихся за данный промежуток времени, оцененное путем пересчета лунной кратерной хронологии. Черными точками показаны независимые оценки, сделанные методом «ближайшего соседа» по сохранившимся ударным кратерам на суше [Hughes, 2000], пересчитанные к полной площади поверхности Земли

Проверку модели переноса лунной кратерной хронологии на Землю сделать непросто, так как в земных условиях трудно оценить площадь поверхности, на которую нужно нормировать число обнаруженных ударных кратеров [Grieve, 1984; Grieve and Shoemaker, 1994]. Однако в работе [Hughes, 2000] была сделана оценка числа кратеров на единицу площади методом «ближайшего соседа», не требующая сложного анализа геологической ситуации. Для представительной выборки кратеров моложе 125 млн лет автор построил кумулятивное распределение по размерам, показанное на рис. 9.6 пунктирной линией. Можно только удивляться очень хорошему соответствию этих данных модельным результатам переноса лунной кратерной хронологии. Тем не менее, такое совпадение (наряду с обсуждавшимся выше совпадением современного потока болидов и темпа образования малых кратеров на Луне в последние 100 млн лет) позволяет отнестись к полученным результатам с определенным доверием, однако с продолжением совершенствования методик оценки астероидной опасности в будущем.

Рис. 9.7. Сравнение вероятностей столкновения с Землей астероидов, сделанное по хронологии лунных ударных кратеров в сравнении с данными по болидам [Brown et al., 2002; Halliday et al., 1996] и по моделированию астрономических наблюдений малых тел [Rabinowitz et al., 2000; Stuart, 2001; Stuart and Binzel, 2004]. Для сравнения показаны оценки распределения по размерам астероидов в Главном поясе по данным [Ivezic et al., 2001] (А) и [Jedicke et al., 2002] (B). Кривая B* представляет собой кривую B, масштабируемую к количеству околоземных астероидов

Показанные на рис. 9.6 распределения кратеров по размеру можно перевести в оценки частоты падения на Землю тел различного диаметра (или непосредственно в кинетическую энергию ударных событий). На рис. 9.7 показаны разнородные данные, полученные в различных диапазонах размеров малых тел различными методами — по наблюдению болидов, по подсчету лунных кратеров, по моделированию астрономических наблюдений малых тел вблизи Земли и в Главном поясе астероидов. Имея каждый в отдельности большую степень неопределенности, все вместе они позволяют построить общую картину частоты падения тел (или, что то же, распределения тел по размерам), бомбардирующих Землю в текущую эпоху. Вырисовывается довольно сложная картина наложения нескольких простых степенных законов, каждый из которых, однако, не может быть экстраполирован за пределы своего диапазона.

Следуя традициям исследователей лунных кратеров, мы можем в предварительном порядке предложить кусочно-линейную (в логарифмических координатах) зависимость частоты ударов от размера падающих тел. С многочисленными оговорками о точности моделей и данных наблюдений мы предлагаем оценивать вероятность входа в атмосферу тел c диаметром > DP при номинальной плотности ударников 2700 кг/м^3 [Stuart and Binzel, 2004] следующими соотношениями [Ivanov and Hartmann, 2007]:

P(> DP) ≈ 8 · 10−8DP−2,95, DP < 100 м; (9.7)

P(> DP) ≈ 1,5 · 10−6DP−1,7, 100 м < DP < 1 км; (9.8)

P(> DP) ≈ 2,8 · 10−6DP−2,3, 1 км < DP < 20 км. (9.9)

9.2. Оценки риска погибнуть в результате столкновения небесного тела с Землей

Зная частоту ударов, мы можем рассчитать и средний промежуток времени между ударами тел данного диаметра. Для определенного тела можно оценить размер зоны разрушений и, используя данные о средней плотности населения, вычислить количество жертв от различных ударов. Разделив количество жертв на средний интервал времени между ударами, можно затем определить и среднее количество смертности за год от ударов космических объектов различного размера (как если бы человечество существовало сотни миллионов лет, не защищаясь от астероидной опасности). Это было сделано в работе [Chapman and Morrison, 1994].

Количество человеческих жертв, которые могут быть вызваны ударной волной от упавшего на Землю тела, было оценено в этой работе, исходя из средней плотности населения в мире 10 человек/км^2. Сейчас, когда численность населения Земли достигла 6,5 млрд человек, средняя плотность увеличилась до 13 человек/км^2, а согласно прогнозам ООН к 2050 г. население Земли достигнет 9,5 млрд человек и перестанет возрастать. Тогда плотность населения составит 15 человек/км^2. Используя связь площади разрушений с энергией удара и современное значение средней плотности населения, получаем простое выражение для зависимости числа жертв N от энергии ударника:

N = 2,6 10^3 E2/3 k, (9.10)

где Ek — энергия в Мт. Для Тунгусского события с Ek = 15 Мт получаем N = 15 000. В действительности, как мы знаем, при взрыве над безлюдной сибирской тайгой жертв вообще не было. Отметим также, что число жертв, полученное исходя из средней плотности населения, мало по сравнению с числом жертв в Хиросиме и Нагасаки, где энергия ядерного устройства была всего лишь около 20 кт.

Полное число погибших в Хиросиме составило 68 000 (из 250 000 общего населения) на площади 25 км^2, в Нагасаки — 38 000 (из 170 000 населения) на площади 18 км^2. Число раненых составило 76 000 человек в Хиросиме и 21 000 в Нагасаки. Чтобы получить оценку смертности от ударных волн, мы должны исключить из числа убитых жертвы от воздействия ядерного излучения; это примерно 30 % всех жертв. Мы можем также исключить жертвы пожаров. Тем не менее, результирующее число оказалось намного больше, чем полученное выше для средней плотности населения, поскольку плотность населения в Хиросиме и Нагасаки была намного выше — 3000 и 2500 на 1 км^2 соответственно. В отдельных районах земного шара эта плотность может достигать 10 000 человек/км^2 (средняя плотность населения пяти районов Нью-Йорка). Поэтому при взрыве над крупным городом число жертв может достигать миллионов. Но вероятность такого события намного меньше, чем вероятность самого падения космического тела, поскольку города покрывают только 10-4 поверхности Земли. Хотя надо иметь в виду, что число больших городов и их площадь непрерывно увеличиваются, равно как и средняя плотность населения.

При увеличении размеров тела до нескольких километров и тем более десятков километров удар приводит к глобальной катастрофе, угрожающей существованию всего человечества или значительной его части. При энергии выше пороговой для глобальной катастрофы число смертей (по определению) больше 1/4 населения Земли. При энергии выше 3 10^5 Мт ожидаемое число смертей непосредственно от удара составляет порядка десятков миллионов, в то же время все поражающие факторы приведут к гибели 1,5 млрд человек. Эта разница отражает различия в поражаемой площади: 1 % земной поверхности при прямом действии взрыва и поражение всей поверхности при учете всех непрямых и долговременных эффектов.

Средние цифры смертности от ударов, полученные в работе [Chapman and Morrison, 1994], приведены в табл. 9.1. Существует большая неопределенность в величине пороговой энергии удара, вызывающего глобальные последствия, не только из-за сложности определения состояния природной среды после удара, но и из-за незнания эффектов воздействия экологических стрессов на биологические системы. Поэтому в табл. 9.1 приняты несколько пороговых значений энергии ударника, вызывающего глобальное воздействие. Критический размер астероида в 600 м, взятый в предположении хрупкости человеческого общества, все-таки слишком мал для глобального эффекта; более реальный критический размер — от 1,5 до 5 км. Но угрозу для цивилизации представляют тела размером от 200 м до 2 км [Воробьев, 2006], которые могут привести к остановке существующего развития человечества.

Таблица 9.1. Смертность от ударов космических тел

Относительно частые удары небольших тел с энергией в 10 Мт дают среднюю смертность около 20 человек в год. В реальности, конечно, тысячи или десятки тысяч лет проходят без существенных жертв, а затем должен произойти удар, который локально убивает тысячи человек. Удары тел размером более 10 км столь редки, что в среднем наносят урон в 50 жизней в год (5 миллиардов убитых за 100 миллионов лет). Наихудшие (с наибольшей смертностью) показатели имеют удары тел с размером в диапазоне 1,5–5 км. Естественно, что эти показатели хотя и дают некоторую полезную оценку степени астероидной опасности, в действительности весьма условны. Поэтому в этих оценках смертности не требуется высокая точность.

Умножая ежегодную вероятность погибнуть от удара космического тела (число смертей, деленное на общее количество людей) на среднюю продолжительность жизни (65 лет), можно получить среднюю вероятность смерти человека в течение его жизни от удара космического тела. Сравнение риска умереть по разным причинам, сделанное в работе [Chapman and Morrison, 1994], приведено в табл. 9.2.

Таблица 9.2. Вероятность смерти по различным причинам (в США)

В работе [Воробьев, 2006] приведены данные по гибели людей в России. В период с 2000 г. по 2005 г. среднее ежегодное число погибших людей на водных объектах составило около 15 000 (около половины при купании), при пожарах — 18 000, в дорожно-транспортных происшествиях — более 30 000. Это дает вероятность гибели на водных объектах, при пожарах и в ДТП: 1:250, 1:250 и 1:70 соответственно. Вероятность гибели при авариях воздушного транспорта в России примерно такая же, как в США. Вычисленные указанным способом шансы умереть от удара космического тела в среднем такие же, как от аварии самолета или от наводнения, и значительно ниже, чем вероятность погибнуть при пожаре или в автомобильной катастрофе. Более того, пока неизвестны случаи, чтобы кто-то погиб от удара космического тела (из рассказов очевидцев Тунгусского события можно заключить, что были смерти лишь из-за сильного психологического действия взрыва). Но можно заметить, что большое количество погибших в одном событии, например при аварии авиалайнера, обычно воспринимается как большее несчастье, чем постепенная и частая гибель людей, например в автоавариях. Гибель около 3000 людей из-за нападения террористов 11 сентября 2001 г. имела гораздо более серьезные последствия (включая экономические, политические и международные), чем то же число погибших людей в авариях на шоссе. В этом отношении удары космических тел занимают особое положение, так как могут быстро убить огромное количество людей. Различные наиболее разрушительные природные катастрофы, случившиеся в истории, несмотря на их мощь, убили лишь относительно небольшую часть всего населения: землетрясения — 2 млн человек, циклоны — 300 000, обвалы и оползни — 100 000, цунами — 100 000, вулканы — 90 000, лавины — 20 000. Удар космического тела может убить всех. Поэтому, по принятой в МЧС классификации [Воробьев и др., 1997], можно характеризовать падение астероида или кометы как чрезвычайно опасное явление (6 баллов). Человечество с течением времени все больше и больше ставит вопрос не только о выживании, но и о сохранении современной цивилизации. Поэтому отношение к астероидной опасности у разных людей может изменяться между крайними точками зрения: первая — вероятность погибнуть пренебрежимо мала, и вторая — астероидная опасность гораздо более серьезна и ужасна, чем все остальные.

Оценки риска вследствие воздействия цунами от ударов космических тел размером менее 2 км в океан были сделаны в работе [Chesley and Ward, 2006]. Учитывалась современная заселенность прибрежных районов. Оказалось, что подвержены риску пострадать от цунами, инициируемых ударами астероидов размером 100–400 м, около 5 млн человек. В среднем ударное цунами ежегодно воздействует на 182 человека и приводит к потерям инфраструктуры на 18 млн долларов. Количество жертв растет с увеличением размера ударника, достигая предельной величины∼ 11 млн человек при размере ударника∼ 1 км. Но половина риска исходит от ударников диаметром менее 300 м, которые проходят через атмосферу и ударяют в океан 1 раз в∼ 6000 лет. В среднем характерном сценарии цунами, производимое ударом, воздействует на∼ 1 млн человек и приводит к разрушению инфраструктуры на ∼ 100 млрд долларов.

Общая оценка риска была сделана, исходя из определения частоты ударов по Земле. В соответствии с этой частотой какое-нибудь тело из всей популяции астероидов рано или поздно столкнется с Землей. Но практический интерес представляет опасность столкновения в ближайшее время, в ближайшие десятилетия. Поскольку около 3/4 АСЗ диаметром более 1 км уже открыты (и они не опасны в ближайшее время), то риск быть застигнутыми ими врасплох снижается. В работе [Chapman, 2004] приведены оценки рисков с учетом астероидов, которые будут открыты после завершения программы Spaceguard Survey. Эти оценки показаны в табл. 9.3. Данные в столбце «общая опасность» соответствуют средним вероятностям ударов по Земле за длительный промежуток времени. Здесь среднее годовое количество смертей снижено по сравнению с табл. 9.2, так как недавние оценки снизили количество астероидов размером более 1 км и несколько повысили порог глобального воздействия. Оценки остающейся опасности от цунами в табл. 9.3 снижены в ∼ 10 раз, поскольку исторически благодаря предупреждению и эвакуации только ∼ 10 % людей, живущих в зоне затопления, погибали. (Но это не снижает остальные материальные потери.) Остающаяся опасность, с учетом открытых и каталогизированных тел, при среднем пороге общей опасности составляет 155 человек/год.

Таблица 9.3. Оценка общего среднего количества смертей за год от ударов тел

По мере открытия астероидов, сближающихся с Землей, в первую очередь крупных, остающаяся опасность сдвигается в сторону меньших тел, а также в сторону комет. В связи с этим большее значение приобретает исследование ударов метеороидов размером ∼ 10 м как аналогов ударов более крупных тел, представляющих угрозу подобно Тунгусскому событию [Chapman, 2008]. Отметим, что нельзя недооценивать кометную опасность. Хотя удары комет по Земле происходят в 3–6 раз реже, чем астероидов сопоставимого размера [Кузмичева, Иванов, 2005], после каталогизации большинства астероидов акцент потенциальной опасности может сместиться на кометы.

9.3. Туринская шкала

Когда достаточно крупный объект только что открыт, заранее не известно, какую опасность он может представлять для Земли в ближайшем или более отдаленном будущем. Не исключено, хотя и маловероятно, что получение как можно большего числа наблюдений в текущем появлении объекта является единственной возможностью уточнить его орбиту перед предстоящим опасным или даже роковым сближением с Землей. Поэтому наблюдения вновь открываемых АСЗ являются чрезвычайно актуальными. Естественным

средством привлечения к ним внимания наблюдателей является публикация всей доступной информации о новых объектах. Подобная открытость имеет и свою обратную сторону, связанную с тем, что информация о возможном столкновении Земли с космическим телом касается всех без исключения жителей планеты и ее неправильное понимание или неправильное истолкование способно вызвать глубокий общественный резонанс, экономические потрясения и даже всеобщую панику. Нельзя исключить возможность намеренного искажения фактов отдельными недобросовестными авторами или средствами массовой информации ради сенсационности подачи материала. Гораздо чаще приходится сталкиваться с непониманием и неправильным освещением существа проблемы, что также чревато нежелательными последствиями.

Как было показано в главе 7, первоначальная орбита тела, найденная по наблюдениям в течение короткого промежутка времени, является весьма ненадежной. Фактически с выполненными наблюдениями оказывается совместим целый пучок орбит. Прогноз движения в такой ситуации сопряжен с большими ошибками. При этом расчеты, выполняемые на основе некоторого подмножества начальных данных, совместимых с наблюдениями, могут указывать на столкновение тела с Землей в не столь отдаленный момент времени, в то время как при других начальных данных в окрестности этого момента времени будет иметь место только более или менее тесное сближение тела с Землей. По мере уточнения орбиты область неопределенности прогноза сужается. Иногда обнаружение в архивных материалах одного или нескольких наблюдений астероида, выполненных за несколько лет до его текущего сближения с Землей, в состоянии драматически повлиять на точность. В других ситуациях исключить опасный прогноз удается в результате продолжения слежения за телом и привлечения дополнительных наблюдений, выполненных на более длительном интервале времени, или же в результате более рафинированного анализа движения в будущем. Такие ситуации неоднократно имели место в прошлом, например при публикации прогнозов движения таких объектов, как 1997XF 11, 1999AN10, 2000SG_344, 2004MN_4 (http://web.mit.edu/rpb/wgneo/).

Учитывая негативный опыт публикации ряда сообщений о возможных столкновениях Земли с конкретными астероидами в течение ближайших десятилетий, которые очень скоро пришлось дезавуировать, Международный астрономический союз (МАС) разработал специальный порядок публикации сообщений о столкновениях Земли с космическими объектами (http://web.mit.edu/rpb/wgneo/TechComm.html). Он касается тех случаев, когда открытие нового тела и теоретические исследования его движения приводят к заключению о том, что вероятность его столкновения с Землей в определенный момент будущего равна или превышает вероятность столкновения с Землей тел той же самой или большей энергии за время, остающееся до столкновения (т. е. если вероятность столкновения превышает так называемый фоновый риск, то по Палермской технической шкале такие события получают оценку ноль или выше, а по Туринской шкале угроза со стороны подобного тела будет оценена как 1 или более (см. ниже)).

МАС рекомендует исследователям воздерживаться на добровольной основе от публикации в любой форме сообщений о предстоящих столкновениях Земли с космическими телами, представляющими указанную выше степень угрозы, до тех пор, пока их результаты не будут конфиденциально рассмотрены специально созданной группой экспертов и официальными лицами МАС. Эксперты обязаны, вообще говоря, в трехдневный срок, представить свои заключения автору исследования и официальным лицам МАС относительно правильности выполненных расчетов. В случае подтверждения результатов автору рекомендуется публиковать их со ссылкой на экспертное заключение МАС. В случае несогласия конфиденциальное заключение экспертов дает возможность автору пересмотреть или исправить результаты своей работы.

Поскольку столкновения Земли с крупными космическими телами достаточно редки, обычным результатом развития событий является опровержение первоначально выполненного прогноза о ненулевой вероятности столкновения Земли с астероидом или кометой. Это не означает, что при его подготовке была допущена ошибка или что его не следовало публиковать. Обычно первоначальный прогноз адекватен тем наблюдениям, которые имеются в наличии на ранней стадии исследования. Как уже отмечалось, подобные прогнозы выполняют свою роль в науке, и сокрытие их результатов противоречит этике научного исследования. Тем не менее, приходится считаться с тем, что публикация информации о возможных столкновениях Земли с астероидами и кометами сопряжена с определенным риском ее искажения средствами массовой информации и неправильного восприятия этой информации в целом широкими слоями населения. В результате обсуждения этой проблемы была осознана необходимость разработки некоторой достаточно простой шкалы, которая позволяла бы формализовать оценку угрозы Земле со стороны того или иного космического тела.

Такая шкала представляется совершенно необходимой при общении с непрофессиональной аудиторией и для использования в средствах массовой информации, так как результат оценки угрозы в баллах наиболее доходчив, наименее подвержен искажениям и сразу ставит возможные преувеличения в заранее очерченные рамки. Обсуждение проблемы было продолжено на Рабочем совещании в Турине в июне 1999 г., на котором Р. Бинзел представил доклад по рассматриваемой проблеме. В результате обсуждения совещание приняло к использованию шкалу, которая получила название Туринской шкалы для оценки угрозы столкновений Земли с космическими телами [Binzel, 2000]. Впоследствии шкала была одобрена МАС.

Туринская шкала (см. рис. 9.8 на вклейке) построена по типу шкалы Рихтера для оценки силы землетрясений или шкалы Бофорта для оценки силы ветра. Угроза со стороны любого тела оценивается по Туринской шкале целыми числами от 0 до 10, где ноль означает отсутствие какой-либо угрозы, а 10 соответствует несомненной глобальной катастрофе. Оценка (категоризация) угрозы по Туринской шкале обязательно должна сопровождаться указанием момента соответствующего сближения космического тела с Землей (шкала разработана для оценки событий в пределах ХХI в.).

В основу построения шкалы положен учет двух основных факторов, определяющих оценку угрозы: вероятности столкновения и его кинетической энергии. Кинетическая энергия столкновения, выраженная в мегатоннах тротилового эквивалента, меняется в пределах от 1 до 10^8 Мт. Нижний предел соответствует телам диаметром около 20 м. Как правило, меньшие по размеру тела полностью разрушаются в атмосфере и не представляют угрозы для обитателей Земли. Поэтому все события с меньшей энергией получают по Туринской шкале оценку 0. Верхний предел определяется величиной энергии, приведшей к массовому вымиранию видов живых существ на рубеже мезозойской и кайнозойской эр в истории Земли («гибель динозавров»).

По горизонтальной оси отложены вероятности столкновения в пределах от 10-8 до 1. События, имеющие вероятность, меньшую чем 10-8, также рассматриваются как не представляющие реальной угрозы вне зависимости от сопутствующей им энергии и потому получают по Туринской шкале оценку 0.

Перед разработчиками Туринской шкалы стояла задача подразделить все пространство возможных событий на 11 областей (с номерами от 0 до 10) таким образом, чтобы переход от одной области к другой передавал ощущение нарастания угрозы, начиная от отсутствия таковой и заканчивая угрозой несомненной глобальной катастрофы. Эта задача не имеет однозначного решения. В окончательном варианте шкалы это сделано, как показано на рис. 9.8. При этом можно отметить следующие особенности найденного решения.

1. Прямая линия, проведенная параллельно наклонным сторонам области 1 через ее нижний правый угол, примерно соответствует ежегодной частоте падения на Землю тел с заданной энергией. Так, падения тел диаметром 100 м (E = 100 Мт) случаются 1 раз в 10^3–10^4 лет, а катастрофы с выделением энергии в 10^8 Мт — 1 раз в 10^7–10^8 лет. Таким образом, категория 1 Туринской шкалы присваивается событиям (сближение с телом заданного размера (энергии) с определенной вероятностью столкновения), от которых исходит угроза, не сильно отличающаяся от угрозы, создаваемой естественным фоном потенциально опасных тел примерно того же размера (энергии).

2. Область, лежащая ниже и левее области 1, соответствует событиям, представляющим существенно меньшую угрозу, чем ее создает естественный фон космических тел. Такие события относятся к категории 0 Туринской шкалы.

3. Угроза со стороны того или иного события нарастает при переходе от одной области к другой, лежащей выше (с большей энергией) или правее (с большей вероятностью). Верхний правый угол занимает, как и следует ожидать, область несомненных (вероятность больше 99 %) глобальных катастроф. Нарастание угрозы подчеркивается поэтапной сменой окраски областей, начиная с белой и заканчивая красной.

4. Горизонтальные линии раздела между областями соответствуют пограничным значениям кинетической энергии, вызывающим локальные, региональные или глобальные катастрофы. Вертикальные линии раздела отделяют события, имеющие вероятность 1 % и 99 %.

Таким образом, угроза любого предстоящего тесного сближения астероида или кометы с Землей может быть охарактеризована указанием даты сближения и присвоением ему категории по Туринской шкале. Категория угрозы вычисляется на основе кинетической энергии тела относительно Земли и вероятности столкновения. Если в силу неопределенности известных значений энергии и/или вероятности столкновения соответствующая точка на рис. 9.8 может принадлежать либо одной, либо другой области, сближение может получить категорию типа «1 или 2» или «возможно, 8» и т. д.

Следует подчеркнуть, что категоризация угрозы по Туринской шкале сама по себе мало что говорит непосвященному слушателю или читателю. Обращающийся к терминологии Туринской шкалы должен достаточно ясно представлять, какой смысл имеет отнесение события к той или иной категории и что стоит за этим.

В таблице 9.4 приведена сжатая качественная характеристика событий, принадлежащих к различным категориям Туринской шкалы.

Таблица 9.4. Туринская шкала для оценки угрозы столкновения астероидов и комет с Землей в ХХI в.

В заключение следует подчеркнуть, что категоризация опасности по Туринской шкале может быть изменена с течением времени, когда новые наблюдательные данные позволят уточнить орбиту, а следовательно, и вероятность столкновения и/или физические параметры (размеры, плотность, энергию) сближающегося тела. Как уже отмечалось, наиболее вероятным конечным результатом развития событий является отнесение тела к категории 0 по Туринской шкале (исключение возможности столкновения или отсутствие последствий столкновения). В редких или исключительных случаях категория может оказаться равной 8, 9 или 10. В настоящее время только один астероид 2007 V K_184 имеет категорию 1 по Туринской шкале (http://neo.jpl.nasa.gov/risk/). Скорее всего, через некоторое время его категория будет понижена. Все остальные имеют категорию 0.

Как всякая формализация, имеющая целью сведение результата действия многих факторов к некоторой простой схеме, Туринская шкала не дает представления обо всех деталях возможного столкновения. Так, например, два тела существенно разных размеров, но имеющие одинаковую вероятность столкновения с Землей, получают по этой шкале одну и ту же категорию. Но ведь размер тела очень важен для оценки последствий столкновения. Важно также, в каком регионе Земли, в океане или на суше произойдет столкновение и т. д. В случае, если угроза станет реальной, такие сведения должны сообщаться дополнительно.

9.4. Палермская техническая шкала для оценки угрозы столкновения Земли с астероидами и кометами

Туринская шкала, рассмотренная в предыдущем разделе, была разработана прежде всего для описания и распространения сведений об астероиднокометной опасности средствами массовой информации. Она проста и доступна для понимания неспециалистов. Но те упрощения, которые были сознательно допущены при ее разработке, делают шкалу малопригодной для использования в научных исследованиях. Отметим несколько таких упрощений.

Важной особенностью Туринской шкалы является то, что она целочисленная. Это облегчает восприятие оценки. Но события, относящиеся к одной и той же категории по Туринской шкале, фактически могут весьма сильно отличаться друг от друга. Например, два события, имея одинаковую вероятность, могут на два-три порядка отличаться по энергии столкновения. С другой стороны, мало отличающиеся друг от друга события могут оказаться по разные стороны границы раздела между областями и, как следствие, иметь различные категории, при этом не всегда различающиеся на единицу. Более того, в окрестности узловых точек близкие события отвечают целому набору различных категорий шкалы.

Любое событие с энергией, меньшей 1 Мт, согласно Туринской шкале, имеет категорию 0. С точки зрения не привлечения общественного внимания к подобным событиям, это оправдано. Но в научном плане отслеживание событий с меньшими значениями энергии часто представляет интерес, и надо иметь возможность оценивать такие события по их важности для научного исследования. То же самое можно сказать и в отношении событий весьма маловероятных, но сопряженных с большой энергией столкновения.

Туринская шкала предназначена для оценки событий, происходящих в течение ближайшего столетия. Формально говоря, события более отдаленного будущего не имеют определенной категории по этой шкале. Между тем, уже сейчас для некоторых астероидов достаточно точные прогнозы столкновений могут быть сделаны на существенно более длительные интервалы времени. Более того, оценка по Туринской шкале не зависит непосредственным образом от времени до предстоящего сближения: вне зависимости от того, сколько времени осталось до сближения — несколько месяцев или несколько десятков лет — по Туринской шкале это событие получает одну и ту же оценку. Фактор времени влияет лишь опосредствованно, поскольку более близкое событие привлекает, естественно, больше внимания.

Таким образом, можно отметить, что для научных целей требуется система, которая позволяла бы оценивать различные события с точки зрения создаваемой ими угрозы вне зависимости от диапазона энергии, вероятности и времени до столкновения, причем эта система должна обеспечивать непрерывность и сглаженность оценки в любом диапазоне. Справедливости ради надо отметить, что идея создания такой шкалы была в общих чертах сформулирована в работе [Binzel, 2000], посвященной описанию Туринской шкалы. Но в развитом виде подобная шкала была представлена группой докладчиков на конференции в Палермо «Asteroids 2001. From Piazzi to the Third Millennium», посвященной двухсотлетию открытия первого астероида. Поэтому данная шкала получила название Палермской [Chesley et al., 2002].

В указанной работе авторы прежде всего вводят понятие «ожидаемой энергии» события Ê, которая определяется как произведение вероятности события PI на его энергию E:

Ê = PIE. (9.11)

В том случае, когда тело несколько раз сближается с Землей на рассматриваемом интервале времени, причем каждому сближению соответствует определенная вероятность столкновения, для каждого события может быть вычислена ожидаемая энергия, и для всей последовательности событий может быть вычислена «совокупная ожидаемая энергия» как сумма ожидаемых энергий частных событий.

Далее авторы сопоставляют энергию и вероятность ожидаемого столкновения с соответствующими фоновыми значениями, обусловленными случайными столкновениями Земли с астероидами и кометами за время, остающееся до рассматриваемого события. При этом учитывается осредненная на длительном интервале времени частота столкновений. Частота падения на Землю тел с энергией, большей или равной заданному значению E, может быть определена как

ƒB = 0,03E-4/5 год-1, (9.12)

где энергия E исчисляется в мегатоннах.

Формула (9.12) выражает зависимость, очень близкую к эмпирическому распределению, найденному Е. Шумейкером главным образом на основании подсчета числа лунных кратеров [Shoemaker, 1983]. Заметим, что частоту падения тел на Землю при условии ее малости (именно с такими событиями приходится иметь дело) можно рассматривать как годичную вероятность событий.

На рис. 9.9 представлена частота столкновения Земли с космическими телами как функция энергии. Учитываются тела с энергией, большей или равной заданной величине E. Кривая линия — эмпирическое распределение, основанное преимущественно на результатах Шумейкера [Chapman and Morrison, 1994]. Прямая линия — аппроксимация, определяемая формулой (9.11). Для сравнения штриховой линией показана частота столкновений по Туринской шкале.

Рис. 9.9. Частота столкновения Земли с космическими телами как функция энергии [Chesley et al., 2002]

Математически величина ƒB представляет собой определенный интеграл:

где γ(E) — частота столкновения Земли с телами, обладающими энергией E. Дифференцируя интеграл (9.13) по нижнему пределу и используя формулу (9.12), находим выражение для этой частоты в виде

Найдем теперь ожидаемый поток энергии ÊB(E, α), приносимой на Землю в течение года падающими на нее телами в некотором диапазоне энергии от α-1E до αE:

Теперь имеется возможность сравнить ожидаемую энергию столкновения Ê для рассматриваемого события с общей энергией, приносимой на Землю телами в некотором диапазоне энергии от α-1E до αE за время, оставшееся до столкновения. Последняя величина, очевидно, равна

ÊB(E, α)ΔT,

где ΔT — время до столкновения, выраженное в годах.

Искомое отношение Rα, равное

можно квалифицировать как ожидаемую энергию столкновения, взвешенную по отношению к потоку энергии, приносимой телами подобного же размера за оставшееся до столкновения время.

Можно показать, что, выбирая α равным 1,865, выражение (9.14) можно свести к следующему:

которое в Палермской шкале получило наименование «нормализованного риска». Другими словами, нормализованный риск — это вероятность столкновения тела с Землей, взвешенная по отношению к вероятности столкновения с Землей тел такой же или большей энергии за время, оставшееся до предполагаемого столкновения. Десятичный логарифм этой величины P определяет Палермскую техническую шкалу для оценки угрозы столкновения тел с Землей:

P = lg R. (9.15)

Все вышесказанное применимо равным образом и тогда, когда астероид или комета имеют на рассматриваемом интервале времени серию сближений с Землей. В этом случае вычисляется совокупный нормализованный риск, который сопоставляется с фоновым риском, исчисляемым за время до конца рассматриваемых событий.

Исходя из определения Палермской шкалы, можно отметить, что события, получающие оценку ноль, представляют такую же угрозу, которую создает естественный фон тел, способных сближаться с Землей, такой же или большей энергии. Значение шкалы –2 соответствует событию, представляющему в сто раз меньшую опасность по сравнению с естественным фоном, а оценка +3 означает событие в тысячу раз более опасное по сравнению с вероятными столкновениями Земли со случайными телами такой же энергии за время, остающееся до события.

Как связаны друг с другом Туринская и Палермская шкалы? Это разные шкалы. Не существует правила перехода от одной шкалы к другой, хотя бы уже потому, что Палермская шкала непрерывная, а Туринская — целочисленная. В целом, если событие имеет вероятность, большую чем фоновые события, то и по Палермской, и по Туринской шкале они имеют оценку, превосходящую 0. С другой стороны, события, имеющие оценку 1 по Туринской шкале, часто по Палермской шкале оказываются отрицательными, достигая по абсолютной величине нескольких единиц.

Наивысшую оценку по Туринской шкале, равную 4, имел в конце декабря 2004 г. астероид 2004 MN4, впоследствии получивший номер (99942) и имя Апофис (см. главу 7).

Еще один астероид (144898) 2004 V D_17 с февраля по май 2006 г. имел оценку 2 по Туринской шкале из-за возможного столкновения с Землей в 2102 г. После новых наблюдений астероида эта оценка в конце концов была понижена до нуля. В настоящее время оценку 1 по Туринской шкале имеет астероид 2007 V K_184. В 2048–2057 гг. он будет четырежды сближаться с Землей, причем суммарная оценка вероятности столкновения составляет 3,4 10-4. Оценка угрозы по Палермской шкале равна –1,82.

Наибольшую оценку по Палермской шкале, которая может достигать величины +0,17, в настоящее время имеет астероид (29075) 1950 DA, который был открыт еще в 1950 г., но затем был утерян на целых пятьдесят лет до 31 декабря 2000 г. Объединение наблюдений 1950 г. с наблюдениями 2000–2001 гг. позволило существенным образом уточнить орбиту астероида. В период его очередного сближения с Землей 3–7 марта 2001 г. были выполнены радиолокационные наблюдения астероида, которые дали возможность определить его форму и размеры (слегка асимметричный сфероид со средним диаметром около 1,1 км), а также возможные положения в пространстве его оси вращения. Период вращения оказался одним из самых коротких для тел подобного размера — всего лишь 2,12 ч.

Когда орбита астероида была уточнена с учетом оптических и радарных наблюдений и был выполнен прогноз движения астероида в будущем, оказалось, что он будет иметь необычайно тесное сближение с Землей 16 марта 2880 г. [Giorgini et al., 2002]. К сожалению, на сегодняшний день физические параметры астероида и положение его оси вращения известны недостаточно точно. В зависимости от их значений вероятность столкновения оценивается в диапазоне от 0 до 1/300. Дело в том, что на интервале почти в 880 лет астероид подвергается действию различных сил, в том числе таких, действием которых на менее значительных интервалах времени обычно пренебрегают по причине их малого влияния. К ним, в частности, относится световое давление и эффект Ярковского (см. главы 3 и 7). Последний эффект зависит от положения оси вращения астероида. На интервале в 880 лет эти эффекты становятся вполне ощутимыми для тела диаметром 1,1 км и в состоянии оказать заметное влияние на вероятность столкновения. Неопределенность с положением оси вращения не позволяет дать более точный прогноз. В самом худшем случае, т. е. когда вероятность столкновения составляет 1/300, оценка угрозы столкновения по Палермской шкале равна +0,17. Это означает, что риск столкновения с данным астероидом в 2880 г. превосходит фоновый риск, определяемый возможными случайными столкновениями до 2880 г. с телами той же самой или большей энергии, в 100,17 раз, т. е. примерно в полтора раза. На сегодняшний день астероид (29075) 1950 DA — единственное тело, для которого риск столкновения на исследованном интервале времени (для разных тел он различен, но обычно составляет сто лет) превосходит фоновый риск.

Глава 10

Современные возможности противодействия астероидной опасности

Если желаешь спасать род людской, изволь сперва получить государственный подряд.

Р. Шекли. «Страж-птица»

Как следует из предыдущих глав, проблемы астероидной опасности и противодействия ей вполне созрели для разработки как технологические проблемы. В таком виде система противодействия астероидно-кометной опасности включает в себя эффективную систему обнаружения и мониторинга опасных объектов, надежную и рациональную технологию прогнозирования степени риска возможных столкновений и оценки последствий (ущерба). Система противодействия также должна включать необходимые технические средства уничтожения или отклонения опасного тела, эффективную систему организации действий в чрезвычайных обстоятельствах и, конечно, эффективную систему принятия решений.

В настоящей главе в основном рассматривается комплекс вопросов, касающихся противодействия удару угрожающего астероида по Земле, включая вопрос доставки средств противодействия к угрожающему телу (в его окрестность или на поверхность).

Большинство предложений по организации противодействия страдает недостатком количественных оценок различных аспектов проблемы. Это препятствует реальному представлению о возможном технологическом облике всего комплекса средств как пассивного (смягчение возможных последствий без предотвращения самого столкновения), так и активного (предотвращение удара по Земле) противодействия астероидной опасности. В первую очередь, это касается оценок практической реализуемости активных средств противодействия на базе существующего или хотя бы в какой-то степени прогнозируемого развития технических средств в обозримом будущем.

К настоящему времени ясно, что первым шагом по пути противодействия астероидной опасности должна быть возможно полная каталогизация небесных тел, представляющих опасность для Земли. По-видимому, уже в близком будущем начнется реализация программы обнаружения и каталогизации 90 % всех объектов, сближающихся с Землей, размером более 140 м. Но в отношении создания средств активного противодействия (устранение удара по Земле) пока сделано еще очень мало. Необходимость оценки возможности практического создания средств активного противодействия удару по Земле остается насущной.

10.1. Проблема противодействия — общие аспекты

Растущее понимание существа астероидно-кометной опасности и ее текущего состояния сформировало определенную методологию последовательного решения проблемы астероидной опасности. Эту методологию предложено основывать на рациональном разделении проблемы астероидной опасности в целом на три составные части [Лощенков и др., 2004]:

• обнаружение и мониторинг потенциально опасных и угрожающих объектов;

• выбор средств противодействия;

• доставка средств противодействия к угрожающему объекту. Первая составная часть и связанные с ней проблемы сегодня находятся в процессе решения (см., например, главу 6). Развитие же активности в двух других направлениях происходит гораздо медленнее, поэтому в данной главе основное внимание будет уделяться именно им.

Существует два метода активного противодействия космической угрозе: уничтожение (дефрагментация) угрожающего тела и увод тела с орбиты, приводящей его к удару по Земле.

Метод уничтожения предполагает достаточно полное разрушение малого небесного тела и его превращение в поток метеороидов, хорошей защитой от которых служит атмосфера Земли. Очевидно, что в этом случае размеры отдельных фрагментов разрушенного астероида не должны превышать нескольких метров. Альтернативный метод борьбы — метод увода — предусматривает изменение орбиты астероида, влекущей за собой удар по Земле, на другую траекторию, минующую Землю на безопасном расстоянии.

За прошедшее время было предложено большое количество конкретных способов борьбы с угрожающими объектами (см., например, [Сокольский, 1996; Боярчук, 1999]). Они основаны на энергетическом воздействии на астероид согласно двум диаметрально противоположным стратегиям. Первую из них (т. н. «перехват») предлагается использовать при недостатке времени. Она предусматривает мощное, но кратковременное силовое воздействие на угрожающее тело. Результатом такого воздействия может являться либо дефрагментация астероида до состояния метеорного потока, либо его увод как целого объекта с поражающей траектории. Вторая стратегия («маневр», или «увод»), по-видимому, предпочтительнее, если времени достаточно (не менее одного или нескольких периодов обращения астероида вокруг Солнца). Она заключается в воздействии на объект существенно меньшей силы, но действующей в течение длительного времени. Ее однозначным результатом должен стать увод астероида с траектории удара по Земле.

Неотъемлемыми элементами рассмотрения эффективности любой стратегии и способов активного противодействия удару астероида по Земле должны являться конкретные данные об особенностях его движения, структуре и физико-химических свойствах астероида. К сожалению, такая информация пока весьма скудна, а для большинства опасных объектов ее просто нет.

Изменение орбит малых небесных тел при сближении с планетами было известно астрономам давно и относилось к фундаментальной научной проблеме миграции малых небесных тел в Солнечной системе. До возникновения проблемы астероидной угрозы такое специфическое изменение орбит небесных тел интересовало лишь узкий круг специалистов.

Обнаружение астероида Апофис в 2004 г. и анализ возможности возникновения возвратных (резонансных) траекторий при его близком пролете мимо Земли в 2029 г. обострило понимание того, что любая коррекция траектории угрожающего астероида всегда должна быть тщательно проанализирована во избежание прохода астероида через зоны резонансного возврата и появления угрозы повторного опасного сближения с Землей.

Кажется разумным принять, что любые предложения и исследования, относящиеся к решению проблемы противодействия астероидной опасности, должны быть полностью подчинены трем основным принципам реализации противодействия космической угрозе, а именно:

— результат операции противодействия должен прогнозироваться однозначно и гарантировать безопасность населения Земли;

— операция противодействия должна содержать как неотъемлемую часть возможность исправления ошибок, которые могут появиться по ходу проведения операции устранения угрозы;

— планирование операции противодействия должно исходить из технологических возможностей существующей космической техники и перспектив ее развития в течение ближайших десятилетий.

Рассматривая любой способ устранения удара по Земле, нужно, прежде всего, оценить технологическую возможность доставки средства противодействия к самому астероиду как полезной нагрузки определенной массы. Такая возможность полностью определяется существующим и перспективным уровнем развития средств вывода космической техники на соответствующие гелиоцентрические орбиты.

В настоящей главе принят следующий порядок изложения. Сначала рассматривается механика коррекции траектории угрожающего тела различными способами. Это позволяет получить простые количественные оценки изменения вектора скорости тела, необходимого для безопасного увода угрожающего астероида.

Вслед за этим будут произведены оценки пределов для полезной нагрузки, доставляемой к угрожающим астероидам, с учетом средств космической техники, которой располагает человечество в текущем десятилетии.

Далее для прояснения технологического облика проблемы активного противодействия угрожающим объектам рассматривается модельный пример применения полученных оценок. Вслед за этим рассматриваются вопросы целесообразности полета к опасным астероидам, иллюстрируемые примером многоцелевой миссии посещения конкретного угрожающего астероида Апофис.

10.2. Механика коррекции орбиты угрожающего тела

В данном разделе рассматриваются соображения, касающиеся эффективности различных способов изменения орбиты угрожающего тела, производимого с целью его увода с орбиты столкновения. По сути дела, для такого увода необходимо просто изменить орбиту угрожающего тела так, чтобы оно в момент прогнозируемого удара заняло другое положение в пространстве. Возможен и другой вариант интерпретации увода — изменить движение угрожающего тела таким образом, чтобы оно оказалось в том же месте пространства, но в другой момент времени, когда Земли в нем не будет. Далее будет рассматриваться первый вариант как наиболее просто реализуемый.

Все способы увода основаны на изменении траектории небесного тела с помощью той или иной коррекции вектора скорости этого тела. Подобная коррекция может быть осуществлена либо мгновенно, либо в течение некоторого времени.

Полный анализ эффективности решения задачи увода требует рассмотрения относительного движения Земли и астероида по орбитам в четырехмерной пространственно-временной системе координат. Однако применительно к проблеме астероидной угрозы в такой общей постановке подобный анализ пока ждет своего обстоятельного проведения.

Поэтому здесь будет рассматриваться упрощенная задача оценки малых изменений траектории движения небесного тела, базирующаяся на линеаризации уравнений околокругового движения. Далее, для простоты получения предварительных количественных оценок, будут рассматриваться орбиты астероидов, не слишком отличающиеся от орбиты Земли. В частности, такой можно считать орбиту угрожающего астероида Апофис. Оправданием такого подхода служит, во-первых, тот факт, что значительная часть потенциально опасных объектов обращается по орбитам с небольшим эксцентриситетом. Во-вторых, при этом оказывается возможным получить достаточно наглядную интерпретацию увода и простые количественные соотношения, полезные для анализа угрожающей ситуации и ликвидации угрозы. Дальнейшее рассмотрение удобнее всего основывать на общем анализе кинематики околокругового движения небесного тела, проведенного в работе [Эльясберг, 1965]. В качестве примеров применения полученных результатов можно рассматривать две модели увода.

В первой модели принимается, что траектория угрожающего астероида проходит через центр Земли. Тогда целью увода должен являться пролет этого астероида на расстоянии, приближенно равном так называемому эффективному радиусу Земли Rз. Последний превышает геометрический радиус Земли. Во второй модели предполагается, что целью коррекции является увод траектории сближения астероида из зоны резонансного возврата. Из оценок протяженности такой зоны (см. главу 7) следует, что изменение минимального расстояния астероида от Земли на величину порядка 0,001 Rз в предшествующем сближении может гарантировать отсутствие столкновения при следующем резонансном возвращении астероида к Земле.

Общий анализ околокругового движения дает простые соотношения для оценок результатов изменения движения небесного тела при появлении корректирующих импульсов скорости. Эти оценки рассматриваются в следующем разделе этой главы. Нужно отметить, что приложение малых дополнительных ускорений является наиболее надежно рассчитываемой технологической схемой увода астероида с нежелательной орбиты. Эта технология рассматривается в разделе 10.4. Напротив, мгновенное приложение корректирующего импульса скорости на практике может осложняться многими вторичными эффектами. Так, например, обстоит дело в случае импульсного изменения скорости астероида ударом малого тела. Этот случай рассматривается далее в разделе 10.5.

10.3. Эффективность импульсного воздействия на орбиту астероида

Проведем анализ результатов импульсного воздействия на орбиту астероида. Поскольку описываемые действия и соответствующие изменения относительно малы, анализ можно существенно упростить.

Положим, что орбита небесного тела — круговая, с периодом обращения P и радиусом r_0. Обозначим скорость тела через V_0. Далее пусть эта орбита — поражающая, т. е. проходящая в некоторой своей точке либо через центр Земли, либо через зону резонансного возврата. Тогда задачей коррекции орбиты будет являться ее изменение в точке встречи с Землей на величину, позволяющую избежать столкновения (прохождения через зону резонансного возврата). Будем рассматривать импульсное воздействие на астероид, которое представляет собой практически мгновенное изменение его скорости.

Определим гелиоцентрическую инерциальную систему прямоугольных координат XY Z (рис. 10.1). Исходную круговую орбиту астероида разместим в плоскости XY этой системы координат. Результаты изменения орбиты астероида будем характеризовать отклонениями его возмущенных текущих координат по радиус-вектору dr, вдоль орбиты dl и нормали к плоскости орбиты dn от координат в невозмущенном движении. Величины dr, dl, dn удобно рассматривать в астероидоцентрической орбитальной системе прямоугольных координат S, T, W. Ее начало совмещается с текущим положением в невозмущенном движении астероида. Здесь ось S направлена по радиус-вектору орбиты от центра Солнца, ось T направлена по нормали к радиус-вектору и лежит в плоскости орбиты, а ось W дополняет орбитальную систему координат до правой.

Сначала рассмотрим результат приложения малого импульса скорости dVZ, направленного по оси W, т. е. по нормали к плоскости орбиты астероида. Пусть импульс скорости прикладывается в момент нахождения астероида на оси X (рис. 10.1). Анализ показывает, что результатом является изменение наклонения орбиты небесного тела, а все остальные элементы орбиты остаются без изменения. При этом изменение движения астероида относительно первоначальной орбиты сводится к периодическим гармоническим колебаниям лишь по одной координате W. Для малого изменения орбиты колебания dn как функции времени t, отнесенные к радиусу орбиты r_0, могут быть записаны в виде

где P — невозмущенный период обращения астероида по орбите, а амплитуда колебаний равна .

Рис. 10.1. Влияние импульса скорости, приложенного по оси W, на орбиту астероида

Выберем в качестве удобного масштаба текущих отклонений небесного тела в линейных единицах экваториальный радиус Земли Rэ = 6378 км. Тогда можно получить выражения для величины максимального смещения dnmax по оси Z и относительного приращения скорости dVZ/V_0, необходимого для обеспечения смещения dnmax:

Отметим, что фаза колебания останется привязанной к точке коррекции орбиты небесного тела.

Нетрудно получить оценки величины требуемого импульса скорости, необходимого для увода астероида на заданное расстояние от точки коррекции, принимаемой за исходную. Оценим это расстояние для двух характерных случаев.

В первом из них примем, что орбита проходит через центр Земли, и для избежания удара необходимо получить расстояние увода, равное величине 2Rэ (коэффициент 2 берется для гарантии). Нетрудно рассчитать, что для выполнения условия избежания удара dnmax/Rэ ≥ 2 необходимо обеспечить величину относительного приращения скорости, равную dVZ/V_0 = 85 10-6. Принимая для оценки требуемого изменения скорости значение V_0 = 30 км/с, получим минимальное значение требуемого приращения скорости, равное dVZ = 2,6 м/с.

Во втором случае примем, что необходимо получить отклонение угрожающего тела на ∼ 12 км, т. е. на величину порядка 0,001Rэ. Это значение соответствует уходу от конкретной зоны резонансного возврата протяженностью ∼ 1 км, реализуемому с большим запасом. Очевидно, что теперь величина необходимого импульса коррекции скорости уменьшится в тысячу раз и составит величину всего лишь порядка нескольких миллиметров в секунду (dVZ = 2,6 мм/с).

Рассматривая результат коррекции орбиты по нормали, можно сразу видеть основной недостаток такой коррекции — ее периодичность и результативность лишь в относительно небольшие интервалы времени, как это следует из характера изменения величины dZW. Действительно, максимальное значение увода существует практически в течение ∼ 1/6 периода обращения тела, и оно наступит лишь через 1/4 этого периода.

Далее рассмотрим результат приложения импульса скорости по радиусвектору поражающего тела (рис. 10.2).

Рис. 10.2. Влияние импульса скорости, приложенного по оси S, на орбиту астероида

Обращаясь к производным, приведенным в работе [Эльясберг, 1965], сразу получаем, что небесное тело будет совершать периодические колебания dr, dl относительно текущего невозмущенного положения по радиус-вектору r (т. е. по координате S) и вдоль орбиты l (практически по координате T):

Можно видеть, что и здесь результат коррекции периодичен, но колебания небесного тела возникают уже по двум координатам. Рассматривая отклонение тела в подвижной относительной системе координат, привязанной к текущему первоначальному движению поражающего астероида, можно видеть, что результат коррекции представляет собой эллипс с полуосями dVr/V_0 и 2(dVr/V_0) (справа внизу на рис. 10.2).

Таким образом, через 1/4 витка расстояние увода от начальной точки составит √5 (dVr/V_0), причем в дальнейшем, в течение полупериода обращения, эта величина увода будет увеличиваться. Ее максимальное значение будет иметь место через полпериода обращения тела, отсчитываемого от момента коррекции, и составит 4(dVr/V_0). При положительном направлении импульса dVr (от центра орбиты) отклонение по оси T будет направлено в сторону, противоположную движению астероида, т. е. он будет отставать от точки коррекции.

Сравнивая эти результаты с предыдущими, видим, что эффективность коррекции, определяемая по максимальному расстоянию увода, повысилась в 4 раза. Однако и в этом случае периодический характер увода сохраняется. Таким образом, создание импульса коррекции по осям W или S в общем случае полностью задачу увода не решает.

Рассмотрим результаты коррекции скорости, проводимой по оси Т. И в этом случае результатом коррекции является изменение тех же двух координат в плоскости орбиты, но имеющее уже существенно другой характер. Приложение импульса по оси T изменяет период обращения угрожающего тела на постоянную величину.

Как следствие, по координате T (вдоль орбиты), кроме периодических колебаний, появляется дополнительный уход, линейно нарастающий со временем. Характер изменения текущих координат показан на рис. 10.3, а полные выражения для компонент увода имеют следующий вид:

Рис. 10.3. Влияние импульса скорости, приложенного по оси T, на орбиту астероида

Можно видеть, что радиальная компонента увода осталась прежней (правда, с другим знаком), зато у другой компоненты появился линейно нарастающий член, а колебания стали вдвое больше по амплитуде. Тогда средний увод по координате T за один виток будет составлять: dl/Rэ = 6π(r_0/Rэ)(dVT /V_0), а сам увод станет пропорционален количеству витков. Любопытно отметить, что при величине отношения dVT /V_0, обеспечивающей целочисленное отношение (1/3)(V_0/dVT) = Nв, астероид через Nв витков вернется в ту же точку. Можно видеть, что условием возврата является то, что отношение V_0/dVT должно быть кратно трем.

Этот случай представляет собой своеобразный вариант резонансного возвращения. Правда, практически это произойдет не скоро (как минимум, через десятки тысяч витков орбиты), и по прошествии значительного времени, вследствие возмущений реальной орбиты, возврата в ту же самую точку почти наверняка не произойдет.

Обращаясь к двум последним примерам, рассмотренным выше, получим, что в первом случае требуемый увод можно получить за один виток, создав приращение скорости, равное всего лишь 0,14 м/с. Во втором случае требуемое приращение будет выражаться малыми долями миллиметра в секунду и составит всего лишь 0,14 мм/с.

10.4. Эффективность непрерывного воздействия на орбиту астероида

Сначала рассмотрим результат длительного воздействия постоянной тяги dgW, приложенной по оси W (рис. 10.4).

Можно видеть, что результатом приложения тяги вдоль оси W является поворот плоскости орбиты относительно начальной точки приложения непрерывного воздействия. Заметим, что время приложения тяги принималось равным периоду обращения небесного тела.

Решение линеаризованных уравнений имеет вид:

Здесь g_0 — ускорение астероида, вызванное притяжением Солнца: g_0 = µc/r_0^2,

где µc — гравитационный параметр Солнца, а r_0 — радиус орбиты астероида. Величина dgW представляет собой ускорение тела массой M, создаваемое тягой F. Например, по имеющимся оценкам, масса Апофиса составляет M = 4,6 10^10 кг. Схема изменения орбиты под воздействием тяги dgW показана на рис. 10.4.

Ясно, что результат изменения текущих координат тела, как и ранее, оказывается чисто периодическим. Максимальный увод будет иметь место через половину витка орбиты, а его величина составит

Рис. 10.4. Результат длительного воздействия постоянной тяги dgW, приложенной по оси W

Обратимся к двум выбранным ранее примерам. В первом случае увода на расстояние, равное диаметру Земли, положив dnmax/Rэ = 2, получим, что требуемое значение ускорения dgW равно: dgW /g_0 = (Rэ/r_0) = 4,25 10-5. Например, для Апофиса необходимая тяга составит∼ 11,5 кН (килоньютон). Следовательно, такая тяга, приложенная к Апофису в течение полугода, даст изменение текущих координат на диаметр Земли. Во втором случае (увод из зоны резонансного возврата) тяга, прилагаемая также в течение полугода, оказывается в 1000 раз меньше, т. е. составит всего лишь около 11,5 Н.

Перейдем к случаю приложения тяги dgS, длительно действующей по оси S. Это воздействие суммируется с ускорением, создаваемым Солнцем, и, следовательно, изменяет период обращения астероида. При постоянной тяге получаем новую орбиту (рис. 10.5), лежащую в той же плоскости.

Следовательно, изменения координат относительно старых значений описываются формулами

По оси T (вдоль орбиты) появился вековой уход астероида, линейно нарастающий со временем, суммирующийся с периодической составляющей. Величина этого ухода за один виток будет равна dl/r_0 =-4π(dgS/g_0). Таким образом, получим удобные выражения для векового ухода за Nв витков и требующегося для этого ускорения:

Можно видеть, что приложение длительной по времени тяги по радиус-вектору оказывается более эффективным, чем по нормали. Кроме того, оно тем эффективнее, чем продолжительнее действие тяги. Действительно, в предыдущем случае увод на расстояние dl/Rэ = 2 требовал тяги (dgW /g_0) = = (Rэ/r_0), длящейся полвитка. Теперь же величина тяги dgS, прилагаемой в течение той же половины витка и создающей увод dl/Rэ = 2, оказывается равной (dgS/g_0) = (Rэ/r_0)(1/π).

Рис. 10.5. Результат длительного воздействия постоянной тяги dgS, приложенной по оси S

Таким образом, для того же ограниченного времени действия тяги и заданного значения увода изменение направления прилагаемой силы с трансверсального на радиальное дает выигрыш примерно в 3 раза. Увеличив время непрерывного действия до полного витка орбиты, можно при том же значении увода снизить значение тяги вдвое. Дальнейшее увеличение времени непрерывного воздействия тяги позволит еще больше уменьшить ее необходимое значение. Характер увода астероида от начальной точки в относительных координатах показан на рис. 10.5 справа внизу. Это колебания с постоянной амплитудой по радиус-вектору, но приблизительно линейно нарастающие и отстающие вдоль орбиты.

В заключение данного раздела рассмотрим случай непрерывно действующей тяги dgT по оси T, которая оказывается наиболее результативной. Вектор тяги, направленный вдоль орбиты, создает ускорение, вызывающее изменение периода обращения угрожающего тела, нарастающее со временем. Теперь орбита будет представлять собой разворачивающуюся спираль (рис. 10.6).

Следовательно, появится линейный вековой уход астероида по координате S и квадратично нарастающий — по координате Т. Соответствующий анализ дает соотношения:

Рис. 10.6. Результат длительного воздействия постоянной тяги dgT, приложенной по оси T

Из этих соотношений получим величины вековых уходов за Nв витков:

Таким образом, наиболее существенен и эффективен увод по оси T. Увод нарастает линейно по радиус-вектору и квадратично — по нормали. В результате получаем прогрессивно нарастающее относительное отставание от первоначального положения угрожающего астероида. Применяя прежнюю удобную нормировку, получим выражения для увода вдоль орбиты и требуемого ускорения:

Обращаясь к примерам, получим, что для астероида Апофис в первом случае потребуется в течение одного витка создавать ускорение, равное dgT = 30 10-6 м/c^2, и тягу, составляющую ∼ 10 кгc. Для второго случая потребная тяга при тех же остальных условиях окажется равной ∼ 5 гс. Последний пример является иллюстрацией возможности увода с помощью весьма малых реактивных сил, например способом гравитационной буксировки.

10.5. Эффективность кинетического воздействия на астероид

Выше была проанализирована эффективность приложения импульса скорости к небесному телу. В литературе по проблеме космической угрозы делались, да и сейчас делаются предложения о создании такого импульса с помощью удара по угрожающему астероиду. При этом в качестве ударяющего тела предполагалось использовать космический аппарат. При ударе по астероиду космический аппарат передает определенное количество движения астероиду, что изменяет скорость астероида и, следовательно, его траекторию. Имеет смысл напомнить очень простые соотношения, описывающие соударения двух тел и сопутствующие соображения.

В качестве иллюстративных моделей можно выбрать случай абсолютно неупругого удара и его противоположность — случай абсолютно упругого удара. Сначала для простоты будем считать, что тела имеют идеальную сферическую форму, а удар — центральный (т. е. векторы скоростей тел направлены по линии, соединяющей центры тел).

Абсолютно неупругим ударом называют такой удар, после которого скорости обоих соударяющихся тел оказываются одинаковыми. В случае абсолютно неупругого удара космический аппарат, ударяющий по астероиду со значительной относительной скоростью, доходящей до десятков км/с, просто внедряется в небесное тело, поглощается им и продолжает дальнейшее движение совместно с ним. Разумеется, удар на таких скоростях вызывает значительные побочные эффекты, однако к их рассмотрению целесообразно обратиться несколько позже. Если абсолютно неупругий удар централен (рис. 10.7 а), то, как известно из механики соударяющихся тел (см., например, [Хайкин, 1947]), при естественном здесь и далее предположении m_1 ≪ m_2 имеем простое выражение для скорости астероида V после удара:

где V_1 и V_2 — соответсвенно скорости ударника и астероида до удара, V — скорость общего тела (астероид + ударник) после удара, dV_2 — изменение скорости астероида после удара.

В случае нецентрального удара (рис. 10.7 б) необходимо разложить обе скорости на составляющие Vn1 и Vn2 в направлении линии, соединяющей центры шаров, и составляющие Vt1, Vt2 — в перпендикулярном направлении (чтобы не загромождать рисунок, составляющие скоростей не показаны). Для составляющих Vn1 и Vn2 все будет обстоять точно так же, как и при центральном ударе, хотя очевидно уменьшение изменения скорости астероида. Составляющие Vt1, Vt2 вызовут вращение астероида, дополняющее его первичное движение относительно центра масс.

Рис. 10.7. Абсолютно неупругий удар двух тел: а — случай центрального удара, б — случай нецентрального удара

В случае абсолютно упругого удара оба тела после удара движутся раздельно и самостоятельно, приобретая измененные скорости V_1′ и V_2′ (рис. 10.8).

Рис. 10.8. Абсолютно упругий удар двух тел

Изменение скорости астероида dV = V_2′— V_2 после абсолютно упругого удара телом, имеющим гелиоцентрическую скорость V_1, описывается формулой:

Очевидно, что изменение скорости астероида при абсолютно упругом ударе увеличилось вдвое по сравнению со случаем абсолютно неупругого удара.

Для случая нецентрального удара, разлагая скорости тел аналогичным образом, как и ранее, можно показать, что при абсолютно упругом ударе нормальные составляющие скоростей ведут себя точно так же, как и при центральном ударе. Таким образом, и здесь нецентральность удара уменьшает изменение скорости астероида по сравнению со случаем центрального удара.

Выше упоминалось о некоторых побочных эффектах при ударе малого тела по астероиду. Прежде всего, их проявление зависит от структурных свойств самого астероида. За последние десятилетия постепенно накапливаются свидетельства того, что малые (гектометровые) астероиды часто представляют собой скопление обломков, слабо связанных гравитацией (см. главу 3). Вместе с тем, астероид более крупных размеров может быть и монолитным. Лишь одно это разнообразие возможных случаев приводит к возможности проявления двух различных моделей удара, что уже само по себе обусловливает значительный разброс оценок результата кинетического воздействия.

Далее, очевидным эффектом, сопутствующим кинетическому воздействию, является образование ударного кратера на астероиде. Определенная часть кинетической энергии малого тела при ударе превращается в тепловую и кинетическую энергию вещества, находящегося за фронтом ударной волны, распространяющейся в теле астероида от точки удара. В результате появляется кратер, из которого выбрасывается парогазовый факел, создающий реактивный момент, приложенный к астероиду и дополнительно меняющий его количество движения. Можно предполагать, что при ударе, близком к центральному, изменение скорости астероида должно возрасти сверх значений, рассчитанных для двух исходных моделей.

Кроме того, в случае относительно монолитного астероида сейсмическая волна, распространяющаяся от кратера, может вызвать отколы части небесного тела со стороны, противоположной удару. Отлетающие части тела будут уносить с собой часть общего количества движения. Этот эффект также способен внести свою долю в результирующее изменение скорости ударяемого тела (в данном случае уменьшение).

Наконец, имеется достаточно данных о том, что форма малых астероидов весьма далека от сферической. Это обстоятельство служит еще одной причиной уменьшения количества движения, передаваемого центру масс астероида и, следовательно, расчетной эффективности увода.

Поэтому следует считать, что относительное изменение скорости астероида при кинетическом воздействии определяется отношением масс ударника к телу-мишени, но умноженного на некоторый коэффициент kуд. Этот коэффициент зависит от структурных свойств астероида, степени нецентральности удара и, следовательно, может меняться в значительных пределах. Так, например, в итоговом отчете по астероидной опасности, разработанном в JPL NASA по контракту с фондом B612 в 2008 г. [Yeomans et al., 2008], принимается, что значение коэффициента kуд может изменяться от единицы до пяти.

В результате приращение скорости в общем случае может быть записано в виде

Все вышесказанное свидетельствует о том, что оценки результатов кинетического воздействия будут отличаться большим разбросом, что всегда необходимо иметь в виду. В еще большей степени велика неопределенность расчетов при анализе физического воздействия на астероид ядерным взрывом [Губарев, 2008].

Эти соображения подчеркивают необходимость получения сведений о структуре угрожающего астероида, для которого планируется кинетическое воздействие. Прямым и очевидным способом являются космические миссии к такому астероиду и его исследование с помощью соответствующей научной аппаратуры.

10.6. Возможности доставки средства противодействия к астероиду

Для реализации любых перечисленных способов противодействия (разрушение угрожающего астероида или его увод с траектории столкновения) необходимо доставить в окрестность угрожающего астероида то или иное средство противодействия. Таким средством может быть, например, ядерный заряд определенной мощности, сам космический аппарат (КА) или же доставленный на поверхность астероида реактивный двигатель с запасом топлива, солнечный парус нужного размера с обслуживающей системой управления, запас вещества с заданными свойствами для изменения отражающих свойств поверхности астероида и т. п.

В любом случае, так или иначе, средство противодействия будет характеризоваться определенными размерами и массой. Что касается размеров этих средств, то они обычно размещаются под головным обтекателем ракеты-носителя. В особых случаях, при значительных размерах, можно использовать размещение полезной нагрузки сбоку ракеты-носителя. Примером такого решения служит вывод полезной нагрузки в системах многоразовых космических кораблей «Энергия» — «Буран» и «Спейс Шаттл». В общем, проблему размещения полезной нагрузки на ракете-носителе почти всегда можно разрешить тем или иным образом.

Что же касается массы полезной нагрузки, выводимой на межпланетные траектории, то здесь дело обстоит намного сложнее. Необходимые энергетические затраты ограничивают массу выводимой полезной нагрузки. Наименьшие ограничения имеют место в случае простого полета прямо к астероиду без каких-либо дополнительных маневров в его окрестности. При необходимости маневров вблизи астероида (дальнейшего выхода на орбиту ожидания вокруг астероида и проведения операций посадки на него) вследствие неизбежных дополнительных энергетических затрат ограничения на величину массы становятся более жесткими.

В общем случае максимально допустимая масса КА, несущего определенную полезную нагрузку (под которой следует понимать комплекс выбранных средств противодействия) определяется следующими двумя основными факторами:

— элементами орбиты астероида (в основном большой полуосью, эксцентриситетом и наклонением к плоскости эклиптики);

— массово-энергетическими возможностями средства выведения (т. е. ракеты-носителя и разгонного блока в совокупности).

Рассмотрим влияние каждого из этих факторов. Известно, что на середину 2010 г. обнаружено более тысячи так называемых потенциально опасных объектов (ПОО), для которых минимальное расстояние между орбитами астероида и Земли не превышает 0,05 астрономической единицы (7,5 млн км).

Выделим среди всех таких ПОО подмножество объектов с наименьшими по отношению к Земле межорбитальными расстояниями. Такие объекты назовем подмножеством возможных объектов противодействия. В качестве критерия отбора объектов в это подмножество условно примем минимальное расстояние их сближения, не превышающее 5 средних расстояний от Земли до Луны (∼ 384 тыс. км). Таким образом, будем считать, что все астероиды, сближающиеся с Землей до расстояний менее∼ 1,9 млн км, могут создавать реальную опасность и, следовательно, быть возможными объектами противодействия.

Рис. 10.9. Основные параметры возможных объектов противодействия

Обращение к полной базе данных ПОО, составляемой JPL NASA, показывает, что число таких возможных объектов противодействия на конец 2008 г. близко к 70. На рис. 10.9 показано распределение больших полуосей и эксцентриситетов (слева) и наклонений (справа) для этих объектов. Кружками условно отображены диаметры астероидов, разбитые на три группы, — малые (100–300 м), средние (300–600 м) и крупные (600–1000 м).

Видно, что орбиты возможных объектов противодействия весьма различны и имеют большой разброс по периоду, эксцентриситету и наклонению. Отсюда следует, что энергетические характеристики ракет-носителей, необходимые для доставки полезного груза к таким астероидам, также будут иметь весьма значительный разброс. В частности, полеты к объектам на орбитах, имеющих значительное наклонение (более 15°) и периоды обращения, заметно превышающие один год, потребуют особо повышенных энергетических характеристик ракет-носителей.

Современная ракетно-космическая техника характеризуется вполне определенными предельными энергетическими возможностями по доставке полезных нагрузок той или иной массы на те или иные орбиты. Поэтому при заданной массе полезной нагрузки некоторые орбиты могут оказаться просто недосягаемыми. Следовательно, приступая к анализу проблемы противодействия выбранным астероидам, необходимо оценить, какая часть множества таких небесных тел оказывается досягаемой для всего спектра имеющихся средств вывода.

В качестве таких средств рассмотрим характеристики следующих современных и перспективных средств выведения:

— «Союз»;

— «Зенит»;

— «Протон»;

— «Ангара».

Эти ракеты-носители (РН) выбраны таким образом, чтобы они по своим возможностям представляли собой практически весь спектр имеющейся как отечественной, так и зарубежной космической техники. В их число не включены носители класса «Сатурн-5/Энергия», так как последние представляют собой пока фактически единичные конструкции, и их практическое применение в будущих космических программах прогнозировать трудно. Впрочем в гипотетическом случае их использования можно взять данные, приведенные для носителя «Ангара», и увеличить допустимые полезные нагрузки в 3,0–3,5 раза.

Основные характеристики выбранных РН представлены в табл. 10.1. Там же приведены оценки масс полезных нагрузок, выводимых на траектории перелета в различные области околосолнечного пространства. В таблице приведена также характеристическая скорость разгона ΔV с опорной круговой околоземной орбиты (высотой 200 км), необходимая для достижения данной области космического пространства.

Оценки допустимых масс полезных нагрузок (ПН) принимались, исходя из следующих исходных предпосылок:

— диапазон характеристик РН выбирался по данным, имеющимся в литературе, с учетом планируемого развития РН на ближайшие годы;

— из имеющегося набора конфигураций «ракета-носитель (РН) и разгонный блок (РБ)» были выбраны самые выигрышные по энергетике варианты;

— в качестве исходных данных при выводе ПН в различные области космического пространства принимался вывод полной стартовой массы, включающей РБ и ПН на начальную орбиту ИСЗ высотой 200 км;

— масса ПН определялась как конечная масса космического аппарата, остающаяся после вывода с орбиты ИСЗ на траекторию перелета к астероиду за вычетом массы соответствующего РБ.

Полученные результаты показывают ориентировочные возможности космических аппаратов в деле исследования околосолнечного пространства. Они также дают общее представление о технических возможностях космических экспедиций к малым небесным телам.

Например, видно, что существует принципиальная возможность посылки исследовательского КА к астероиду с использованием носителя среднего и относительно недорогого класса. Данный набор носителей ограничивает предельную массу ПН, транспортируемую на орбиту того или иного астероида. Как следует из крайней правой графы таблицы, эта масса не может превышать 5–6 т.

Данные таблицы 10.1 получены применительно к пролетным траекториям вблизи выбранных объектов. Если же ставится задача выхода на орбиту астероида и посадки на него, то масса ПН должна быть уменьшена вследствие необходимого дополнительного запаса топлива, используемого для проведения таких операций.

Таблица 10.1. Сравнительные характеристики некоторых средств выведения

Массы ПН, приведенные в таблице, следует рассматривать как оценки снизу, поскольку они не учитывают применения перспективных двигательных установок КА, еще не вышедших из стадии разработок и испытаний.

По-видимому, можно считать, что применение электрореактивных двигательных установок (ЭРДУ) позволит дополнительно повысить массу ПН на десятки процентов. Кроме того, дополнительное увеличение массы ПН (также на десятки процентов и даже более) можно получить, используя схемы полета, применяющие один или несколько гравитационных маневров при пролете вблизи планет (Земли, Марса и Венеры) или Луны. Существенным недостатком таких схем является значительное увеличение времени полета до цели. Дополнительным недостатком является также необходимость выполнять требование определенного взаимного расположения планет. Последнее обстоятельство существенно ограничивает выбор времени старта перелета.

Данные таблицы 10.1 следует рассматривать как характеризующие скорее рассмотренные средства вывода, чем конкретные объекты перелета. Однако учет специфики конкретных небесных тел и схем перелета к ним позволяет уточнить оценки досягаемости этих тел. Представляет смысл рассмотреть подмножество конкретных угрожающих астероидов, обсуждавшееся ранее, учесть их специфику и получить дополнительную информацию о возможностях полета к ним.

Именно такой анализ параметров досягаемости возможных объектов противодействия и был проведен для схемы прямого перелета Земля — астероид, включая выход на астероидоцентрическую орбиту. При этом в расчетах принималась следующая последовательность этапов полета:

— вывод на опорную круговую орбиту высотой 200 км с помощью РН, рассмотренных в табл. 10.1;

— разгон с опорной орбиты на межпланетную траекторию перелета с помощью соответствующего РБ, причем при необходимости учитывалось дополнительное включение двигательной установки самого КА;

— поэтапное торможение у астероида, т. е. постепенное выравнивание скоростей КА и астероида.

Расчеты были проведены для двигательной установки КА, работающей на химических компонентах топлива. Принятый диапазон рассматриваемых дат старта был принят в интервале 2013–2023 гг. Из всех возможных вариантов перелета выбирался тот, который обеспечивал доставку максимальной массы на орбиту вблизи конкретного астероида. Дополнительно предполагалось, что при перелете КА совершает менее одного полного витка по гелиоцентрической орбите. Длительность самого перелета к астероиду находилась в пределах до полутора лет.

Сводные результаты такого расчета, проведенного по всем выбранным астероидам и четырем типам ракет-носителей, даны на рис. 10.10. Они показывают, что при увеличении числа угрожающих объектов необходимо либо изыскивать более легкое средство противодействия (с массой, существенно меньшей 2000 кг), но при этом надежно решающее свою задачу, либо предпринимать строительство нового носителя супертяжелого класса (например, приближающегося к классу «Энергия» или «Сатурн-5»).

К сожалению, как показал опыт прошедших десятилетий, строительство такого нового носителя может быть оправдано лишь при условии его достаточно широкого, частого и разнообразного применения в различных космических программах. Опыт проведения национальных зарубежных программ «Аполлон», «Шаттл» и, в особенности, отечественной программы «Буран» показал это достаточно наглядно. К сожалению, следует признать, что одна лишь проблема астероидной опасности пока, в ее текущем состоянии, еще не может служить необходимым и достаточным основанием для разработки подобных носителей супертяжелого класса.

Рис. 10.10. Доля досягаемых астероидов при различных средствах выведения

Отсюда следует довольно важный вывод о том, что средство противодействия, доставляемое в ближайшую окрестность угрожающего астероида или, тем более, на его поверхность, практически не может иметь массу в десятки и сотни тонн. В частности, это обстоятельство значительно сужает диапазон способов противодействия, представляющих интерес для ближайших исследований.

Вторым, не менее важным выводом является необходимость ограничиваться в первую очередь рассмотрением практических мер противодействия применительно к конкретным обнаруженным и действительно угрожающим объектам, притом таким, практическая досягаемость которых поддерживается имеющейся космической технологией. По состоянию проблемы астероидной опасности таким объектом пока, к счастью, является единственный астероид — Апофис.

10.7. Модельное рассмотрение основных схем противодействия

Рассмотрим некоторые модельные ситуации астероидной угрозы и меры по ее предотвращению. Рассмотрение таких задач оправдано тем, что оно поможет читателю осмыслить некоторые количественные оценки динамики противодействия и почувствовать технологическую реальность решения некоторых простых, но очевидных ситуаций.

Эти модельные задачи должны продемонстрировать порядок интервалов времени, на которых должна развертываться операция противодействия некоторому астероиду, находящемуся на траектории, ведущей к удару по Земле. Они же дадут оценки основных характеристик средств предотвращения удара по Земле. Для иллюстративных целей общая схема опасной ситуации специально выбирается предельно упрощенной, а ряд деталей (впрочем, весьма существенных) опускается. Например, при рассмотрении приложения реактивной тяги к астероиду проблемы, создаваемые его вращением вокруг центра масс, игнорируются. Аналогично, сложности монтажа тех или иных конструкций на поверхности астероида не рассматриваются.

10.7.1. Модель поражающего астероида. Упрощенную модель относительно небольшого поражающего астероида зададим всего лишь тремя параметрами — его диаметром Dа, массой mа и относительной скоростью сближения с Землей Vотн. Будем, для примера, считать, что Dа ≈ 100 м, руководствуясь следующими соображениями.

Во-первых, величина такого астероида заметно превышает предположительные размеры Тунгусского тела. Следовательно, астероид уже представляет собой вполне серьезную угрозу для Земли и требуется принимать меры по предотвращению его столкновения с Землей при падении в густонаселенном районе.

Во-вторых, еще можно как-то оценивать меры активного противодействия типа увода или разрушения астероида таких размеров, тогда как это становится весьма проблематичным для астероидов, имеющих размеры, измеряемые несколькими километрами или более.

В-третьих, наблюдение такого небольшого астероида в пределах всей его орбиты затруднено. Кроме того, если астероид обладает орбитой земного типа, то условия его освещения Солнцем могут оказаться весьма неблагоприятными. В итоге представляется, что обнаружение астероида вероятно лишь незадолго до его столкновения с Землей. Поэтому в связи с ограниченным временем подлета (остающимся до столкновения) организация противодействия столкновению с ним будет осуществляться в очень жестких временных рамках.

Примем оценку массы модельного астероида mа = 1 10^6 т, ориентируясь на типичную плотность каменных метеоритов (∼2,5 г/см^3). Аналогом такой массы в земных условиях может служить, например, плотина, которую можно построить направленным взрывом (или, наоборот, взорвать) зарядом в несколько килотонн ТНТ. Этот пример показывает предполагаемую сопоставимость масс объектов и энергетических ресурсов, необходимых для решения соответствующих задач.

Что касается скоростной характеристики модельного объекта, то, ориентируясь на данные базы ПОО, целесообразно принять диапазон скоростей сближения от 5 до 25 км/с со средним значением 15 км/c. Расстояние, проходимое таким объектом за сутки при упомянутых скоростях сближения ∼ (5–15–25) км/с, составляет соответственно ∼ (1,1–3,3–5,5) радиусов лунной орбиты Rло.

Примем расстояние ∼ 100 Rло (∼ 34 млн км) в качестве наиболее удаленной границы первичного обнаружения модельного объекта и будем считать, что этот объект нанесет центральный удар по Земле. При скорости сближения 15 км/с это произойдет примерно через 30 суток. Очевидно, что эта ситуация представляет собой экстремальный случай противодействия опасному астероиду. Для краткости такой случай будем называть ситуацией перехвата объекта.

Возможна, однако, и такая ситуация, когда угрожающий объект впервые обнаружен задолго до столкновения с Землей. Ясно, что в этом случае резервное время существенно возрастет и активное противодействие объекту существенно облегчается. Такую ситуацию для краткости будем называть ситуацией маневра, т. е. отклонением (уводом).

10.7.2. Кинематика сближения астероида. Задачей активного противодействия поражающему объекту при его уводе является придание этому объекту некоторой дополнительной составляющей скорости. Изменение скорости должно привести к пролету опасного астероида мимо Земли на некотором расстоянии, которое назовем промахом Sа и будем считать его основным параметром требуемого увода. Измеряя промах астероида как минимальное расстояние его пролета от центра Земли в стандартных экваториальных радиусах Земли Rэ, примем, что значение такого промаха должно составлять не менее двух земных радиусов, т. е. Sа ≥ 2Rэ.

Далее, рассматривая временной график сближения астероида, учтем, что резервное время tr следует разделить на две основные части, соответствующие доставке средств противодействия на астероид (обозначим это время td) и собственно их целевой работе (просто t). Приняв (впрочем, несколько оптимистически) геоцентрическую скорость космического аппарата, доставляющего средства противодействия на астероид, равной средней относительной скорости астероида ∼ 15 км/с, получим, что введенные выше времена будут составлять td = t = tr/2 = 15 сут.

При других относительных скоростях астероида соотношение времен td и t изменится очевидным образом. Так, для экстремальных относительных скоростей астероида соотношение времен составит 2/3, и на исполнение операции перехвата останется ∼ 7 сут в худшем случае и 60 сут в лучшем случае. Поэтому в качестве ориентира оперативности для времени выполнения собственно перехвата t можно принять интервал времени, равный∼ 10 сут.

Таким образом, получена оценка предельных основных временных и пространственных рамок, в которых необходимо оперативно реагировать на появление явно угрожающего объекта и реализовывать его перехват.

Случай, когда корректировка орбиты поражающего объекта производится заблаговременно (маневр), будет отличаться от рассмотренного тем, что время работы средств активного противодействия t при этом может быть существенно больше. Предположительно оно будет составлять не менее одного орбитального периода астероида или даже несколько периодов. Этот случай подробно рассмотрен в разделах 10.2–10.4. Величину промаха Sа будем принимать той же, а также считать, что имеется достаточно времени для доставки средства противодействия на астероид.

10.7.3. Оценка динамических и энергетических характеристик перехвата поражающего астероида. Рассмотрим теперь условия успешного выполнения операции перехвата астероида на его траектории, поражающей Землю. Будем рассматривать задачу отклонения астероида с угрожающей траектории. Тогда динамический смысл перехвата состоит в придании астероиду боковой компоненты скорости, уводящей его с поражающей траектории и приводящей к промаху Sа по истечении времени t. Причиной появления этой компоненты должна служить некоторая сила, прилагаемая к астероиду перпендикулярно вектору его скорости. Такая сила может быть приложена к астероиду в некоторой точке упомянутой траектории в начале интервала времени t и притом практически мгновенно (в масштабе общего времени полета астероида) или же может воздействовать по некоторой программе в течение всего интервала времени t непрерывно.

В первом случае отклонение от невозмущенной траектории нарастает в течение всего времени t линейно, а во втором случае — квадратично (если считать воздействующую силу постоянной). Эти две схемы перехвата назовем для краткости импульсной и разгонной соответственно. Приведем для наглядности элементарный анализ этих схем.

Согласно импульсной схеме, требуется создание разового приращения искомой компоненты скорости Vи в начале интервала времени t. Величина этого приращения, необходимого для получения промаха Sа, равна: Vи = Sа/t.

Но эта же скорость Vи есть результат воздействия силы Fи, действующей в течение относительно малого (по сравнению с t) времени τи и создающей ускорение Fи/mа. Отсюда получим соотношение для обобщенного параметра увода Uа астероида массой mа на расстояние промаха Sа:

Uа = mаSа = (Fиτи)t = Pиt, (10.15)

где Pи — импульс силы в нужном направлении, сообщаемый астероиду средством активного противодействия. Он определяется из (10.15) как Pи = Uа/t.

В соответствии с разгонной схемой необходимо оказывать на астероид воздействие постоянной силы Fp в нужном направлении в течение всего интервала времени t; при этом сила должна быть такой, чтобы привести астероид с массой mа к промаху Sа в конце этого интервала. Промах представляет собой путь, проходимый астероидом при равноускоренном движении:

откуда получим то же самое значение обобщенного параметра увода Uа:

Сравнивая выражения (10.15) и (10.17), видим, что в рамках разгонной схемы потребуется создать вдвое больший импульс, чем в случае импульсной схемы. По этим соображениям импульсный увод, на первый взгляд, кажется предпочтительнее.

Оценим приращение скорости Vи при импульсном перехвате астероида и необходимую для этого прилагаемую силу Fи. Пусть Sа = 2Rэ, где Rэ = = 6378 км, а mа = 1 10^6 т. Примем время t выполнения маневра увода, равным 10 суткам, а время τи приложения силы Fи для создания требуемого импульса Pи — одни сутки. Тогда импульс Pи, необходимый для обеспечения приращения скорости астероида Vи, потребная сила увода Fи и создаваемое ускорение gи будут равны:

Pи = Ua/t ≈ 1,5 10^10 кг м/с,

Vи = Sа/t ≈ 15 м/с,

Fи = Pи/τи ≈ 17 тс,

gи = Fи/ma ≈ 1,7 10-4 м/с^2.

(10.18)

Таким образом, оказывается, что для увода модельного поражающего астероида диаметром Dа = 100 м на промах с высотой полета над поверхностью Земли 6400 км необходимо приложить силу порядка∼ 17 тс. Эта сила, действующая на астероид в течение суток, даст приращение нужной компоненты его скорости∼ 15 м/с. Пересчет полученных результатов на другие времена и размеры астероида не составляет труда.

Очевидным способом создания указанной силы является тяга реактивной двигательной установки, доставленной на астероид. Попробуем сопоставить полученные оценки потребной тяги и реальные технологические возможности.

Выберем ракетный двигатель с твердым топливом (РДТТ), используемый в ходе полетов кораблей многоразовой космической системы «Спейс Шаттл». Этот РДТТ создает тягу 1150 тс в течение 120 с, имеет импульс Pи = 1,4 10^9 кг м/с и массу∼ 600 т [Левантовский, 1980]. Следовательно, доставка на астероид десятка таких двигателей (с общей массой 6000 т) и их монтаж для создания импульса силы в нужном направлении принципиально могли бы решить задачу перехвата астероида с минимально допустимым промахом.

Переход на ракету с жидким топливом и увеличенным удельным импульсом (например, эквивалент рассмотренного выше «пакета» из десяти РДТТ — одна ракета-носитель «Энергия» с массой∼ 3000 т [Филин, 2001]) все равно не решит проблемы увода. К сожалению, приходится вспомнить о необходимости доставить на астероид массу порядка 3000–6000 т (а возможно, и более). Также нужно учесть и то, что масса полезной нагрузки любой ракетной системы составляет всего несколько процентов от общей стартовой массы. Поэтому для доставки рассмотренного средства увода на модельный астероид (причем последний и так взят практически предельно малых размеров) потребуется создание ракетного комплекса с общей стартовой массой уже порядка сотен тысяч тонн.

Таким образом, из приведенных оценок следует, что для решения задачи оперативного перехвата астероида даже небольших размеров однозначно требуется применение средств противодействия с удельной энергетикой, на несколько порядков превышающей энергетику как существующих, так и возможных в перспективе текущего столетия средств реактивной техники. Поэтому вполне естественным в ситуации перехвата является обращение к использованию атомной энергии в виде атомной или водородной бомбы [Сокольский и др., 1996]. Ограничимся оценкой чистой энергетической эквивалентности рассмотренных выше ракет и типичного атомного боезаряда.

Известно, что общий запас энергии двух-трех наиболее мощных ракетоносителей может быть сравним с энергией заряда 2–3 кт ТНТ [Алешков, 1972]. Тогда, например, потребовавшийся выше «пакет» из 10 ракетных ускорителей может считаться энергетически эквивалентным классической атомной бомбе мощностью 20–30 кт ТНТ, а доставка такого атомного средства противодействия на поражающий астероид для его увода кажется реализуемой.

Подобная нижняя оценка мощности бомбы является весьма оптимистичной, поскольку она совершенно не учитывает невысокий коэффициент полезного действия при преобразовании энергии атомного взрыва в импульс силы, притом заданного направления. Более того, вполне возможно, что вследствие специфических условий ядерного воздействия в космическом пространстве потребуется производить не поверхностный, а заглубленный взрыв [Симоненко и др., 1994]. Последнее резко усложняет схему воздействия на астероид и будет являться источником многочисленных осложнений при реализации увода астероида с поражающей орбиты.

По-видимому, любые дальнейшие оценки возможности технической реализации и количественных характеристик подобного «атомного противодействия» должны быть предметом специальных теоретических и экспериментальных исследований, проясняющих физику и механику воздействия ядерного взрыва на астероид в условиях космического пространства.

10.7.4. Динамические и энергетические характеристики маневра поражающего астероида. Рассмотрим условия успешного выполнения маневра увода астероида с поражающей траектории. Теперь можно полагать, что достаточный резерв времени позволяет провести активное противодействие не менее чем за виток орбиты астероида. Будем считать, что последняя аналогична земной, т. е. имеет малое наклонение и малый эксцентриситет, а период обращения Pa составляет величину порядка года. Тогда для оценок удобно взять производные околокругового движения астероида при начальных условиях и возмущающем ускорении, приведенных в работе [Эльясберг, 1965] и рассмотренных в настоящей главе. Как мы видели из проведенного в разделах 10.2–10.4 анализа, необходимо выбирать в качестве наиболее эффективного динамического воздействия приложение тангенциального приращения скорости VT. Такие воздействия дают максимальный промах астероида относительно точки его встречи с Землей.

Согласно импульсной схеме, уход вдоль траектории астероида Sa составляет:

Sa = 6π(r_0/V_0)VT Nв, (10.19)

где r_0, V_0 — радиус орбиты и скорость астероида, а Nв — число витков орбиты. Тогда, умножив выражение для Sa справа и слева на ma и учитывая, что (r_0/V_0) = Pa/2π, а VT = Pи/ma, получим

Ua≈ Pи(3PаNв). (10.20)

Величина 3PaNв заменяет время перехвата в (10.15) и имеет тот же смысл — в данном случае это время маневра. Можно видеть, что сверх очевидного значения времени маневра астероида PaNв специфика орбитального движения в рамках задачи маневра выразилась в появлении дополнительного множителя, равного 3. Отсюда видно, что в случае маневра астероида значение импульса уменьшается в Nв(3Pа/t) раз по сравнению со случаем перехвата. Так, например, для маневра на одном витке (Nв = 1) требуется импульс в 3(365/10)∼ 110 раз меньший, чем для перехвата, что весьма заметно.

В соответствии с разгонной схемой уход астероида будет определяться выражением

Sa = 6π^2r_0Nв^2 (Tp/g_0),(10.21)

где g_0 — ускорение астероида, вызванное притяжением Солнца, Tp — постоянно действующее ускорение. Заметим, что g_0 = µc/r_0^2 (µc — гравитационный параметр Солнца) и Tp = Fp/ma. Тогда, учитывая известный закон Кеплера Pa^2 = 4π^2r_0^3/µc, а также то, что время действия ускорения составляет NвPа, получим выражение для обобщенного параметра увода в случае маневра астероида:

Ua = Pp(1,5PаNв), (10.22)

аналогичное (10.20).

Таким образом, в рамках разгонной схемы потребный импульс также вдвое больше, чем в импульсной схеме, точно так же, как это имело место в случае перехвата. Поэтому использование импульсной схемы при маневре астероида и здесь остается предпочтительным.

Обращаясь к представленным относительно случая перехвата оценкам, видим, что уменьшение необходимого импульса примерно в 110 раз (и это при минимальном времени маневра — один виток) позволяет теперь обойтись одним бустером с РДТТ и притом с тягой, в 10 раз меньшей. По порядку величины это соответствует одной-двум твердотопливным ракетам класса «Минитмен-3» (тяга 80–90 тс при массе 35 т) [Алешков и др., 1972]. При увеличенном времени маневра, занимающем 2–4 витка орбиты, одной такой ракеты будет вполне достаточно. К сожалению, доставка и организация работы такого средства на астероиде по-прежнему представляются весьма неопределенно. Тем не менее, полученный выигрыш в величине потребного импульса силы стимулирует оценку других возможных технических средств разгона с малой тягой.

Согласно импульсной схеме, величина импульса увода составляла Pи ≈ 1, 5 10^10 кг м/с. Теперь же, при времени маневра, равном ∼ 1 году, импульс уменьшается в 110 раз и становится равным Pи ≈ 1,35 10^8 кг м/с. Вспомним, что в рамках разгонной схемы необходимый импульс увеличивается вдвое, и тогда при длительности витка 1 год (т. е. tp = 3,15 10^7 с) потребная тяга (действующая в течение года) и создаваемое ей ускорение приобретут значения:

Fp = (2,7 10^8 кг м/с) /(3 3,15 10^7 с) ≈ 3 Н ≈ 300 гс,

gp = Fp/ma ≈ 3 10-9 м/с^2. (10.23)

Возникает естественное желание, получив такие значения реактивной тяги и ускорения, оценить технологические рамки их реализации.

Допустим, что предполагается получить такую тягу за счет использования солнечного паруса. Известно [Эльясберг, 1965; Левантовский, 1980], что один грамм-силы на орбите Земли можно получить, применяя парус площадью ≈ 2000 м^2. Следовательно, для маневра, выполняемого в течение года, понадобится парус с увеличенной в 300 раз площадью, а его размеры составят ≈ 800 × 800 м. Естественно, при увеличении срока маневра необходимая площадь паруса уменьшится обратно пропорционально. Так, для маневра, выполняемого в течение 4 лет, потребуется парус размером всего лишь (!) 400 × 400 м, монтируемый на астероиде (напомним, его диаметр 100 м).

Теперь предположим, что для этого используется электроракетная двигательная установка (ЭРДУ) имеющегося в настоящее время типа. Допустим многократное резервирование, что обеспечит ее непрерывную работу в течение года. Тогда, приняв оценочное удельное значение потребной мощности ≈ 150 Вт/1 гс, получим, что мощность устройства, питающего ЭРДУ, должна составлять∼ 45 кВт. Логично предположить питание от солнечных батарей. Тогда, приняв, что для них типичная удельная мощность равна 1 кВт при площади ∼ 5 м^2 [Скребушевский, 1992], увидим, что требуемая мощность может быть получена от солнечных батарей с общей площадью ≈ 250 м^2 и размерами 16 × 16 м.

Проявив некоторый оптимизм и предположив безотказную работу ЭРДУ в течение 4 лет, получим соответственно потребную мощность батарей, равную ≈ 12 кВт, что при размерах панелей солнечных батарей ≈ 11 × 11 м уже вполне приемлемо. Для полноты представления оценим дополнительно требуемый запас рабочего тела ЭРДУ, исходя из весьма консервативной оценки удельного импульса величиной J ≈ 2000 c. Тогда для создания тяги 300 гс в течение года потребуется масса рабочего тела, равная Mp = Fptp/J ≈ 4,5 т, что тоже не выходит за рамки возможного.

Разумеется, все эти оценки являются нижним пределом, поскольку не учитывались эффекты вращения астероида и прочие факторы, приводящие в конечном счете к неизбежным потерям при реализации потенциальных возможностей. Хотя рассмотренные модельные примеры могут показаться несколько искусственными, тем не менее, они позволяют сделать некоторые выводы и предложения.

10.7.5. Результаты рассмотрения модельных схем противодействия.

1. Схемы увода объектов, даже минимальных размеров, в ситуациях перехвата явно не могут быть реализованы при текущем состоянии технологических средств космической техники. Опыт освоения космического пространства за прошедшее пятидесятилетие показывает, что упомянутая задача не может быть реализована также и в ближайшее пятидесятилетие при прогнозируемом развитии космической технологии.

2. В ситуациях прямого столкновения, по-видимому, единственной мыслимой возможностью предотвращения удара астероида по Земле является использование ядерного взрыва с целью разрушения опасного тела. Однако многочисленные работы приводят весьма противоречивые данные результатов воздействия ядерного взрыва [Губарев, 2008]. Поэтому необходимо предельно ясно сознавать, что практическое применение ядерного воздействия может состояться лишь после проведения обстоятельных теоретических исследований и экспериментов с ядерными взрывами в условиях космического пространства.

3. Для снижения требований к энергетике средств активного противодействия и их доведения до разумных пределов необходимо использовать схему маневра и всемерно увеличивать резервное время tr. Однако это заставляет отодвигать дальнюю границу обнаружения опасных объектов, которую желательно расширить хотя бы до 1–1,5 а.е. Тогда, приняв в качестве нижней границы размеров угрожающего объекта 100 м, логично сделать вывод о необходимости применения достаточно мощных оптических телескопов с апертурой ∼ 2 м и более, способных фиксировать слабые объекты на уровне видимых звездных величин порядка 23–24m.

Эти требования следует предъявлять не только к наземным средствам наблюдения, но и к аналогичным средствам космического базирования [Chesley, 2006] (что обеспечит их эффективность и будет оправдывать затраты на развертывание).

4. Работа средств обнаружения астероида должна являться составной и неотъемлемой частью комплекса, решающего проблему точного определения и прогнозирования текущих координат астероида, обеспечивающего надежную и заблаговременную оценку обстоятельств тесного сближения астероида с Землей.

В целом рассмотрение модельных ситуаций, проведенное в данном разделе, показывает, что в настоящее время задача оперативного противодействия прямому удару гектометрового астероида по Земле практического решения не имеет, а ее перспективы на ближайшие десятилетия весьма сомнительны. Кроме того, можно ожидать, что каждый случай космической угрозы будет в той или иной степени уникальным и потребует своего подхода.

10.8. Задачи увода реального угрожающего объекта

Недавнее обнаружение астероида Апофис показывает, что близкий пролет астероида, хотя и не задевающего Землю, оказывается весьма опасным ввиду возможных резонансных возвратов, рассмотренных в главе 7. Как было показано выше в этой главе, противодействовать ситуации резонансного возврата существенно легче, чем осуществлять перехват. Хотя резонансные возвраты уже рассматривались в главе 7, тем не менее полезно вернуться к этому вопросу и привести некоторые дополнительные сведения.

На рис. 10.11 приведена схема прогнозируемого близкого пролета астероида Апофис мимо Земли в 2029 г. и показано изменение вектора скорости астероида при гравитационном взаимодействии астероида с планетой.

Изменение скорости астероида по направлению и величине означает появление его новой гелиоцентрической орбиты в результате сближения с Землей. Вследствие неизбежных ошибок определения орбиты и ее последующего прогноза астероид может иметь различные значения прицельного расстояния. На рис. 10.11 возможные отклонения от номинального значения прицельного расстояния показаны жирной прямой, перпендикулярной относительной скорости астероида (так называемая линия вариации прицельного расстояния). Длина отрезка этой прямой составляет несколько тысяч километров. Виртуальные (возможные) астероиды, прошедшие через различные точки прямой, обогнут Землю на разных расстояниях. В зависимости от величины этого расстояния Земля по-разному изменит гелиоцентрическую орбиту астероида. Внутри возможного разброса входных траекторий находится зона резонансного возврата (ЗРВ) (то же самое, что и «замочная скважина» в главе 7), размеры которой (∼ 600 м) показаны на врезке слева. Если Апофис пройдет через нее 13 апреля 2029 г., то через 7 лет (в 2036 г.) астероид столкнется с Землей.

Точное место удара по Земле в 2036 г. зависит от того, через какую именно точку зоны резонансного возврата пройдет Апофис в 2029 г. Все возможные точки столкновения расположены в полосе, имеющей ширину ∼ 60 км. По сути дела, трасса возможного удара является как бы проекцией зоны резонансного возврата на Землю, и ее вид показан на рис. 10.12 (см. вклейку) [Schweickart, 2006].

Рис. 10.11. Изменение орбиты астероида Апофис при сближении с Землей

По имеющимся оценкам, энергетический эквивалент падения Апофиса составляет∼ 800 Мт ТНТ [Chesley, 2006]. Выделение такой энергии вызовет региональную катастрофу на суше или катастрофическое цунами в океане. Характер трассы возможного удара, показанный на карте мира, ясно демонстрирует межгосударственный масштаб бедствия. В случае, если пролет астероида в 2029 г. произойдет недалеко от ЗРВ, то в 2036 г. он испытает новое опасное сближение с Землей.

Таким образом, выявленная возможность столкновения с Апофисом в 2036 г. (и это — после, казалось бы, благополучного пролета астероида мимо Земли) ставит перед человечеством две серьезные задачи. Первая из них — это заблаговременное прогнозирование траектории Апофиса с такой точностью, которая гарантирует получение ясного ответа на вопрос: возможно ли (и насколько вероятно) прохождение Апофиса в 2029 г. через ЗРВ? Вторая задача возникает в случае высокой вероятности такого развития событий. Она сводится к проведению такой коррекции орбиты, которая исключит удар по Земле в 2036 г. Поскольку протяженность ЗРВ составляет менее километра, то в идеальном случае достаточно скорректировать траекторию Апофиса так, чтобы прицельное расстояние изменилось всего лишь на несколько километров, и это устранит опасность.

Однако ясно, что на практике как определение орбиты, так и выполнение коррекции неизбежно будут выполняться с некоторыми и, возможно, не такими малыми ошибками. Поэтому возникает необходимость определения максимально допустимых ошибок требуемой коррекции. Анализ обстоятельств различных возможных сближений Апофиса с Землей в 2029 г. показал, что ЗРВ, представленная на рис. 10.11, оказывается в околоземном пространстве не единственной, и на самом деле таких зон в окрестности Земли имеется довольно много [Chesley, 2006].

На рис. 10.13 показаны результаты расчетов расположения ЗРВ на прямой, вдоль которой откладываются значения прицельного расстояния (линия вариации прицельного расстояния (рис. 10.11)). Часть ЗРВ располагается за пределами области рассеивания прицельных расстояний, изображенной на рис. 10.11. Каждая зона отвечает возможным возвращениям Апофиса к Земле в том или ином году, а масштабом на этих линиях выбран радиус Земли Rз, равный Rз = 6378 км. Поэтому коррекция орбиты Апофиса, исключающая его возвращение в 2036 г., должна учитывать общую картину расположения зон резонансных возвратов во избежание попадания в ту или иную ЗРВ.

На рис. 10.13 видно постепенное сокращение размеров ЗРВ по мере поступления новых наблюдений Апофиса. Сплошной линией показан интервал, равный ±σ, а пунктир отмечает рассеивание в пределах ±3σ. Можно видеть, что на исходной стадии уточнения орбиты (февраль 2005 г.) ошибка прицельного расстояния могла достигать ∼ 3,6Rз. В этих пределах находились ЗРВ, соответствующие столкновениям с Землей от 2034 г. до 2048 г. По мере уточнения орбиты, закончившегося к августу 2005 г., область рассеивания сокращалась, и к концу интервала она охватывала лишь одну ЗРВ 2036 г. Среднеквадратичная ошибка величины прицельного расстояния составила σ ∼ 725 км. Следует отметить, что в настоящее время эта ошибка имеет величину ∼ 350 км (см. главу 7).

Рис. 10.13. Зоны резонансного возврата и динамика уточнения расположения зоны резонансного возврата в 2036 г. для случая астероида Апофис. Отрезки сплошной линии имеют длину, равную разбросу σ, пунктирной линии — 3σ

Расчетное расположение зон резонансного возврата, показанное на рис. 10.13, дает указания на величину максимально допустимых ошибок определения траектории при пролете Апофиса мимо Земли в 2029 г. и исполнения коррекции, обеспечивающей гарантированное отсутствие опасных сближений. При этом придется обеспечить среднеквадратичное значение ошибок определения траектории и коррекции не хуже, чем 300 км, исходя из условий гарантии отсутствия удара по Земле в 2036–2037 гг.

Указанные точности прогноза и коррекции следует считать минимально необходимыми. Однако они потребуют проведения большой коррекции орбиты, которую желательно всемерно уменьшать. Сокращение ошибок определения траектории позволит уменьшить и величину коррекции и облегчить ее практическое исполнение. Предыдущие разделы главы наглядно показывают цену этому уменьшению.

Поэтому следует принять все меры для того, чтобы повысить точность определения орбиты Апофиса и прогноза обстоятельств его пролета в 2029 г. Это позволит снизить необходимые пределы перемещения траектории вдоль линии вариации прицельного расстояния. В пределе желательно ограничиться изменением минимальной высоты пролета Апофиса над Землей всего лишь на несколько километров. Разумеется, это потребует и соответствующего повышения точности исполнения коррекции орбиты.

Повышение точности определения орбиты требует новых и продолжительных наблюдений астероида. Однако условия оптической и радиолокационной видимости Апофиса таковы, что новые наблюдения станут возможными лишь в краткий период 2012–2013 гг. Кроме того, ограничения в точности оптических наблюдений и дальности радиолокационных траекторных измерений не позволяют получить достаточно информации и довести расчет событий 2029 г. до желаемой точности, а следовательно, получить уверенность в благополучном исходе пролета Апофиса мимо Земли.

Кардинальным решением была бы посылка радиомаяка на астероид [Chesley, 2006], что могло бы обеспечить определение орбиты и прогнозирование текущих координат Апофиса с ошибками, не превышающими немногих километров. В этом случае останется проблема точной коррекции движения с ошибками исполнения такого же порядка и выбор соответствующего способа ее реализации.

Следует отметить одно существенное обстоятельство. Сложность коррекции весьма зависит от времени ее проведения. Действительно, проведение коррекции до 2029 г. в принципе должно увести орбиту Апофиса лишь от попадания в ЗРВ. Однако для этого достаточно изменить текущую высоту пролета над Землей всего на несколько километров. Поэтому для такой коррекции потребуется весьма малый импульс силы, получение которого вполне реально имеющимися технологическими средствами.

Напротив, предположим, что уточнение орбиты до пролета Апофиса в 2029 г. провести не удалось, и лишь измерения реальной высоты прохода астероида могут подать сигнал реальной опасности: пройдена ЗРВ! В этом случае возникнет задача увода астероида на величину нескольких радиусов Земли. Проведение такой коррекции сложнее на несколько порядков [Chesley, 2006], и ее реализация будет проблематичной.

Поэтому задача повышения точности определения орбиты Апофиса с помощью радиомаяка, доставленного на астероид, приобретает особую актуальность. Такая доставка может быть произведена посылкой специального космического аппарата к Апофису, выводимого стандартным и недорогим носителем типа «Союз», хорошо освоенным космической промышленностью России.

Космический аппарат такой миссии одновременно со своей основной задачей может выполнить программу исследования астероида, определив его массу и структурные характеристики, необходимые для технического проектирования возможной операции увода. Кроме того, в ходе миссии будут получены данные о минералогическом составе астероида, что само по себе явится ценным научным результатом.

В заключение необходимо отметить, что новое сближение Апофиса с Землей в 2036 г. означает появление новой картины расположения зон резонансного возврата в последующий период. Снова возникнет вопрос о том, когда можно ожидать новых опасных сближений с данным астероидом. Пока ответа на этот вопрос нет, и ситуация опасности вследствие наличия многих ЗРВ может повториться снова. Отсюда вытекает необходимость ее заблаговременного детального анализа. В частности, должен быть найден ответ на вопрос, существуют ли какие-либо условия и ограничения на проведение коррекции орбиты в 2029 г. сверх тех, которые обсуждались выше? Проще говоря, как увести коррекцией орбиту Апофиса до 2029 г. от удара по Земле в 2036 г., но так, чтобы не получить удара по Земле в дальнейшем, после 2036 г.? И, наконец, насколько подобная ситуация может повториться при появлении другого астероида, пролетающего слишком близко к Земле? Сегодня ответов на эти вопросы нет.

Таким образом, изучение динамики астероида Апофис ставит не только частные проблемы, но и помогает полнее осознать проблему астероидной опасности.

10.9. Сравнительная характеристика способов противодействия

В этом разделе рассмотрены различные способы противодействия угрожающему телу. Перечислим основные способы воздействия на космические объекты, угрожающие столкновением с Землей, которые предлагались в литературе [Сокольский и др., 1996; Боярчук и др., 1999]:

— применение ядерного взрыва;

— кинетический удар;

— гравитационный буксир;

— использование ракетных реактивных ускорителей, установленных на поверхности астероида;

— направленный выброс вещества с поверхности астероида (например, за счет использования сфокусированной солнечной энергии);

— изменение орбиты астероида путем изменения влияния солнечного давления (покрытие астероида отражающим пластиком или краской);

— покрытие объекта специальным веществом для изменения орбиты с помощью эффекта Ярковского;

— установка солнечного паруса непосредственно на астероиде; — создание на пути угрожающего тела облака частиц или небольших объектов для его торможения.

Первые два способа могут быть использованы как для разрушения, так и для увода угрожающего тела, остальные же, по-видимому, могут осуществить лишь его увод. Рассмотрим эти способы.

В первой ситуации (разрушение) ключевым моментом любого используемого способа является возможность гарантированного разрушения объекта до требуемой степени дисперсности. Во второй ситуации решающей характеристикой действенности способа будет являться его способность обеспечить проведение запланированной и точной коррекции.

Именно с этих позиций, в первую очередь, следует рассматривать способы противодействия. Необходимо также оценить возможность доставки средства противодействия к астероиду.

10.9.1. Воздействие ядерным взрывом. Согласно предложениям, появившимся на ранних этапах обсуждения астероидной угрозы [Симоненко и др., 1994], одним из эффективных способов противодействия опасным объектам может служить использование ядерных взрывов большой мощности. Преимуществом этого способа является высокая концентрация энергии в ядерном заряде, что позволяет использовать сравнительно небольшой по массе и габаритам космический перехватчик. Разумеется, такой перехват должен произойти на достаточно большом расстоянии от Земли. Кроме того, необходимо уменьшить риск попадания продуктов взрыва и облученных обломков перехваченного объекта в атмосферу и на поверхность Земли.

Воздействие ядерного взрыва на космический объект создает: — изменение количества движения, получаемого космическим объектом при действии на него ударной волны (продуктов взрыва и обломков конструкции космического перехватчика);

— импульс скорости, возникающий вследствие реактивных сил, связанных с испарением поверхностного слоя астероида под действием проникающего излучения и расширения продуктов испарения в окружающее пространство;

— дополнительный импульс скорости, обусловленный реактивными силами, связанными с выбросом вещества астероида из образующейся при контактном взрыве воронки.

Результаты расчетов, представленные в работах [Симоненко, 1994; Дегтярь и др., 2008], показывают, что контактные подрывы ядерных

устройств мощностью 10–20 Мт на астероидах диаметром около 1–1,5 км и ядрах комет диаметром до 2,5 км могут создать приращение скорости 1–2 м/с. При этом контактный подрыв оказывается эффективнее неконтактного. Эффективность контактного подрыва может быть существенно увеличена путем заглубленного подрыва ядерного устройства. По оценкам, проведенным в РФЯЦ — ВНИИТФ [Симоненко и др., 1994; Симоненко и др., 2008], заглубление ядерного устройства на 1–2 м увеличивает приращение скорости в 2 раза, а заглубление на 10–15 м — в 7 раз.

Наряду с этим, исследования показали также возможность разрушения астероидов с помощью контактного взрыва ядерного заряда на его поверхности [Симоненко и др., 1994]. В табл. 10.2 приводятся результаты оценок мощности зарядов, необходимых для разрушения астероидов различных размеров, исходя из предполагаемой плотности астероида 3000 кг/м^3.

Таблица 10.2. Мощность и масса заряда, необходимые для разрушения астероида

Зависимость эффективности от высоты подрыва над поверхностью астероида приведена в табл. 10.3, где приняты следующие обозначения: H — высота над поверхностью астероида, Ra — радиус астероида, f — эффективность.

Таблица 10.3. Относительная эффективность взрыва над поверхностью астероида

Как следует из табл. 10.3, при H/Ra = 0,1 потребуется увеличение мощности заряда уже вдвое по сравнению с контактным взрывом.

При взрыве ядерного заряда на поверхности астероида должен произойти мощный выброс грунта. По оценкам [Симоненко и др., 1994], контактный взрыв заряда мощностью в 1 Мт вызывает выброс 1 Мт грунта со средней скоростью 100 м/с. Поэтому предполагается, что с помощью ядерного взрыва можно осуществлять изменение траектории движения астероида. Например, взрыв заряда мощностью 10 Мт на поверхности астероида размером 500 м при его перехвате в районе орбиты Марса обеспечит изменение траектории движения астероида, отклонив его на 10 тыс. км к моменту встречи с Землей.

Согласно работе [Симоненко и др., 1994], возможно значительное повышение эффективности использования глубинных ядерных взрывов. Так, если при контактном взрыве на поверхности астероида только 10–13 % его энергии идет на разрушение, то при заглублении заряда в грунт эффективность разрушения составит 70–80 %. Предполагается, что заряд мощностью 20 Мт обеспечивает разрушение астероидов диаметром до 1200–1500 м. Однако реализация заглубленного взрыва потребует не только разработки заряда специальной оригинальной конструкции, но и встречи астероида и заряда с взаимной ориентацией и скоростью, обеспечивающей заглубление заряда в тело астероида.

Оценивая представленные предложения с точки зрения возможностей средств доставки (см. раздел 10.6), можно сделать вывод о том, что использование ядерного заряда имеет весьма ограниченное применение.

Так, оценивая долю заряда в 50 % от полной массы КА, из рис. 10.10 можно видеть, что доля досягаемых астероидов весьма невелика.

Далее, так как полная масса КА не превышает 2000 кг, то из табл. 10.2 видно, что мощность заряда ограничивается величиной порядка нескольких мегатонн. В свою очередь, мощность такого заряда ограничит диаметр разрушаемого астероида немногими сотнями метров лишь в том случае, когда условия подрыва будут оптимальны (поверхностный или заглубленный подрыв). Последнее же потребует реализации специальной системы управления космическим аппаратом, которая должна будет обеспечить посадку ядерного устройства на поверхность астероида (а также дальнейшие операции).

По-видимому, перечисленные соображения составляют лишь малую часть проблем, сопровождающих применение ядерного заряда. К остальным следует отнести проблематичность достаточно точного обеспечения заданного результата воздействия, организационно-техническую сложность работы с ядерным зарядом, специфику его обслуживания на стадии подготовки к применению, новизну задачи обеспечения его исправности при длительном пребывании в непривычных для него условиях космического пространства и т. п.

Наконец, следует вспомнить и о том, что запрет на применение ядерных зарядов в космосе создает политические, экологические и моральные препятствия к их использованию (см. главу 11). По совокупности приведенного перечня проблем (разумеется, далеко не полного) использование ядерных взрывов представляется весьма сложным и плохо прогнозируемым способом противодействия угрожающему астероиду. Поэтому приходится признать, что мы в настоящее время находимся лишь в самом начале исследований возможного использования ядерных взрывов [Симоненко и др., 2008].

10.9.2. Кинетическое воздействие на угрожающий объект. Обратимся к другому популярному варианту противодействия астероидно-кометной опасности — столкновение специального КА с опасным объектом для изменения орбиты угрожающего тела. В литературе обсуждается, например, проект «Дон Кихот» — первая космическая миссия, имеющая целью экспериментальное изменение орбиты астероида подобным способом.

Используя оценочные формулы разделов 10.3 и 10.5, нетрудно получить оценку приращения скорости астероида массой Mа при ударе по нему космическим аппаратом с малой массой mка. В разделе 10.5 была получена формула, дающая приращение скорости астероида dV при ударе:

где Vотн — скорость ударяющего тела относительно астероида, а kуд — поправочный коэффициент, учитывающий побочные эффекты при ударе КА по астероиду с большой скоростью.

В разделе 10.3 были получены выражения, дающие изменения координат астероида по бинормали z, радиус-вектору r и вдоль орбиты l, возникающие при появлении импульсов скорости dVS, dVT, dVW, приложенных по осям орбитальной системы координат S, T, W. Изменения координат отнесены к гелиоцентрическому радиус-вектору астероида r_0 и в сводном виде представлены в табл. 10.4.

Таблица 10.4. Максимальные значения ухода координат небесного тела

Почти все изменения координат — периодические, за исключением ухода dl/r_0 вдоль орбиты астероида при условии, что приращение скорости произведено по оси Т. В этом случае изменение координаты dl/r_0 имеет вековой характер и линейно нарастает с ростом числа витков орбиты астероида Nв.

Все приращения скорости, создаваемые по осям S, T, W, отнесены к гелиоцентрической скорости астероида Vа.

Положим, что удар по астероиду производится по осям S, T, W. Тогда, подставив в выражения, описывающие приращения относительных координат, формулы, соответствующие приращениям скорости астероида, можно получить удобные выражения для оценок итоговых максимальных изменений относительных координат, возникающих после удара:

Здесь максимальные значения периодических изменений координат даны в смысле, рассмотренном в разделе 10.3. Максимальное изменение координаты dzmax/r_0 дается для удара, направленного по оси W. Максимальные изменения координат drmax/r_0 и dlmax/r_0 приведены лишь для случая удара, направленного по оси T, как наиболее эффективные. При этом для координаты dlmax/r_0 указано значение на момент времени, соответствующий завершению витка орбиты после удара.

Рассмотрим численный пример, предполагая коррекцию орбиты астероида Апофис, выполняемую ударом космического аппарата в период до 2029 г. Масса Апофиса оценивается величиной Mа ∼ 5, 0 10^10 кг, а его гелиоцентрическую скорость можно принять равной Vа ∼ 30 км/с. Тогда, взяв среднее значение коэффициента kуд = 3 и предполагая, что КА массой mка = 10^3 кг ударяет астероид с относительной скоростью Vотн∼ 10 км/c вдоль оси T, можно получить оценку максимального изменения координат астероида по радиус-вектору, равную dr/r_0 ∼ 2 10-8. Полагая r_0 ∼ 1,5 10^8 км, нетрудно видеть, что максимальное смещение астероида составит ∼ 3 км. Следовательно, оказывается, что удар космического аппарата с разумной массой по астероиду в принципе может вывести Апофис из зоны резонансного возврата и устранить опасность встречи Апофиса с Землей в 2036 г.

Так как смещение по радиус-вектору — периодическое, то для получения максимального увода астероида необходимо выполнять удар по астероиду с упреждением относительно момента сближения Апофиса с Землей. В разделе 10.3 показано, что упреждение должно составлять примерно половину витка орбиты астероида. Отсюда следует, что выбор момента старта КА-ударника с Земли для перелета к Апофису должен быть подчинен этому условию. Поэтому обычные методики оптимизации выбора времени старта для получения максимальной массы доставляемой полезной нагрузки в данном случае могут быть неприменимы. Как следствие, масса КА может не достигать максимальных значений, возможных для выбранного носителя.

Дальнейшие, более точные оценки эффективности кинетического воздействия, по-видимому, можно будет получить только при корректном расчете тех или иных конкретных геометрических схем встречи ударного аппарата с астероидом. Однако с самого начала следует иметь в виду, что точность расчетов окончательного эффекта будет низкой вследствие побочных эффектов, сопровождающих удар.

Следовательно, применение кинетического способа увода в обстоятельствах, требующих точного выполнения расчетной коррекции траектории, по-видимому, невозможно. К таким обстоятельствам, прежде всего, нужно отнести случай близкого пролета астероида Апофис мимо Земли в 2029 г. Возможно, кинетический способ и может использоваться как начальная грубая коррекция орбиты угрожающего тела, однако по своей природе он потребует точной доводочной коррекции движения астероида какими-то другими средствами. Одно из таких средств будет рассмотрено в следующем подразделе.

В начале настоящего раздела упоминались способы воздействия на астероид путем направленного выброса вещества астероида в космос, а также за счет создания на пути угрожающего тела облака частиц или небольших объектов для торможения. Нетрудно применить к этим способам все сказанное выше для случая кинетического ударного воздействия.

Что касается направленного выброса вещества, то очевидно, что речь должна идти об устройствах, устанавливаемых на астероиде и выбрасывающих в космос массы, измеряемые тоннами, и притом со скоростями порядка десятка км/с. Второй способ фактически является некоторой модификацией кинетического удара одним телом, также не имеющей ни принципиальных, ни практических преимуществ.

Те же соображения остаются справедливыми для различных аспектов применения давления солнечного света. Достаточно, например, лишь представить себе проблемы разворачивания солнечного паруса на вращающемся астероиде и организацию управления его положением.

10.9.3. Способ гравитационной буксировки. В принципе, воздействие на астероид может быть оказано различными способами, однако с практической точки зрения, оно, прежде всего, должно быть регулируемым и поддаваться простой настройке. Это требование вытекает естественным образом из необходимости выполнения точной коррекции траектории, которая появляется практически во всех критических случаях.

Астронавты Эдвард Лу и Стэнли Лав из Космического центра им. Л. Джонсона (НАСА) предложили метод гравитационной буксировки [Lu et al., 2005]. Этот метод предусматривает вывод специального аппарата на низкую астероидоцентрическую орбиту вокруг астероида, подлежащего уводу. Такой КА, имеющий некоторую массу, должен быть оснащен реактивными двигателями малой тяги. Идея буксировки использует неподвижное зависание КА над астероидом за счет тяги своих реактивных двигателей.

Такое зависание следует реализовать на возможно малой высоте над поверхностью астероида. Тогда КА и астероид будут представлять собой систему гравитационно связанных тел с общим центром масс. При этом тяга двигателей КА оказывается приложенной к этому общему центру масс и, следовательно, вызовет его перемещение в пространстве, что и требуется для проведения коррекции орбиты астероида.

Схема гравитационной буксировки показана на рис. 10.14. Удержание КА в одной и той же позиции относительно астероида достигается применением двух реактивных двигателей, тяги которых разнесены под некоторым углом. Равнодействующая тяг выбирается такой, чтобы она компенсировала вес КА на выбранной высоте. Тогда этот вес становится равным возмущающей силе, прилагаемой к центру масс астероида. Чем ниже выбрана высота КА над центром масс астероида, тем больше будет возмущающая сила. Результат действия последней уже рассматривался в разделе 10.4, а примеры ее использования и оценки приводились в разделе 10.7. Было показано, что сравнительно небольшая сила, действующая длительное время, может обеспечить получение требуемой коррекции буксируемого астероида.

В отличие от установки реактивного двигателя на поверхности астероида, размещение аппарата на орбите около астероида предоставляет ряд преимуществ, так как исключает сложные операции по реализации посадки КА. Кроме того, необходимость учитывать влияние вращения астероида вокруг своей оси отсутствует. Наконец, схема такого воздействия нечувствительна к форме астероида, так как силовое воздействие создается в идеальной схеме взаимодействия материальных точек, которыми являются центры масс астероида и КА.

Рис. 10.14. Схема гравитационной буксировки

Для ощутимых изменений траекторий гектометровых объектов (100–500 м) способом гравитационной буксировки требуется значительное время — от нескольких месяцев до нескольких лет. Расчеты показывают, например, что коррекция орбиты астероида Апофис по схеме гравитационного тягача при массе КА в 1 т и тяге ∼ 5 гс, создаваемой в течение месяца, способна с запасом увести астероид из зоны резонансного возврата [Lu et al., 2005]. Применение современных электрореактивных двигательных установок с высоким удельным импульсом позволяет реализовать такие режимы. Таким образом, маневр увода Апофиса гравитационной буксировкой, предпринятый достаточно заблаговременно, оказывается в пределах современных технологических возможностей космических средств.

Рассмотренный режим длительного проведения коррекции позволяет вести контроль получаемого результата и вводить необходимые поправки в процесс буксировки в режиме реального времени. После обнаружения опасного объекта ко времени, требующемуся для собственно коррекции траектории, необходимо добавить дополнительное время, необходимое для уточнения орбиты астероида, подготовку КА к старту и его перелета к астероиду. Поэтому для реализации такого метода необходимо уверенно прогнозировать опасность удара астероида как минимум за несколько лет вперед.

Обращаясь к перечню остальных, еще не рассмотренных способов воздействия на угрожающие объекты, можно видеть, что все они отличаются значительными трудностями практической реализации и гораздо большей сложностью по сравнению с уже рассмотренными способами предотвращения удара.

10.10. Миссия посещения и исследования астероида Апофис

Выше уже говорилось о достоинствах проекта посылки радиопередатчика к астероиду Апофис для точного определения орбиты астероида. Рассматривая организацию такого полета, можно предложить ряд принципов, которые необходимо положить в основу определения облика миссии к Апофису:

— обеспечение радиоконтроля орбиты в течение ∼10 лет;

— проведение миссии с достаточным упреждением до 2029 г.;

— отказ от принципа доставки радиомаяка на поверхность самого астероида;

— размещение маяка на астероидоцентрической орбите;

— возможность проведения дополнительных исследований структурных и иных свойств астероида, использование задела по существующим разработкам КА.

Такая миссия разведки будет в наибольшей степени отвечать полному комплексу исследований, необходимых для определения и предотвращения угрозы, исходящей от Апофиса. Она же внесет существенный вклад в решение проблемы АКО в целом. Конкретным прототипом миссии может служить, например, известный проект «Фобос-грунт», разрабатываемый в КБ им. С. А. Лавочкина и планируемый к запуску в 2011 г.

Прежде всего, миссия разведки позволяет реализовать схему оснащения астероида маяком, не зависящую от неизвестных кинематических и структурных свойств астероида. Действительно, это решение не требует посадки аппарата на астероид, полностью определяется баллистикой полета спутника астероида, которая сама по себе в принципе определяется хорошо и может корректироваться по ходу выполнения миссии.

Основную программу исследования свойств астероида можно проводить научной аппаратурой с орбиты, а отдельные вопросы (например, сейсмическое зондирование для определения структурных характеристик астероида) возложить на малый посадочный модуль. При этом орбитальный аппарат может служить ретранслятором данных, получаемых от посадочного модуля. Привязка положения центра масс астероида к системе координат аппарата должна осуществляться бортовой системой навигации этого КА, обеспечивающей его автономный полет относительно Апофиса.

Таким образом, предлагаемая миссия разведки позволит вести определение текущего движения астероида и отрабатывать методику точного прогнозирования траектории Апофиса. Миссия позволяет решать задачи определения кинематических, физических и структурных свойств конкретного и вместе с тем типичного астероида. Вряд ли стоит особо говорить о научной ценности информации, получаемой при исследовании малого астероида. Наконец, КА миссии может быть дополнительно использован для экспериментов по коррекции траектории астероида, например по схеме гравитационной буксировки.

Общая схема проведения миссии определяется параметрами астероида. Ниже в табл. 10.5 приведены основные параметры астероида Апофис, определяющие условия полета КА в его ближайшей окрестности. В таблице указана рабочая орбита искусственного спутника астероида, определяемая уровнем возмущающих сил относительно гравитационного поля самого астероида. Эти силы создаются, в первую очередь, притяжением со стороны Солнца, а также Юпитера и остальных планет, и их относительный уровень задается коэффициентом kr, лежащим в пределах от 0 до 1.

В последней строке приведен радиус малых возмущений, определяющий астероидоцентрическую область, в которой влияние внешних сил пренебрежимо мало (менее 0,3 %). В этой области следует выбирать конкретные орбиты искусственных спутников астероида.

В табл. 10.5 приведена такая характеристика, как диаметр астероида. Следует иметь в виду, что эта характеристика является условной. По сути дела, она представляет собой просто эквивалент абсолютной звездной величины астероида, вычисленный на основе предположений об отражающих свойствах его поверхности. В действительности малые астероиды могут иметь геометрическую форму, весьма далекую от шарообразной.

В качестве примера на рис. 10.15 приводится фотография малого астероида Итокава, полученная с борта КА Хаябуса японской космической миссии к данному астероиду. Предположительно астероид Итокава можно рассматривать как двойник астероида Апофис, хотя его размеры и масса существенно больше.

Таблица 10.5. Основные параметры Апофиса

Рис. 10.15. Облик КА Хаябуса (слева) и фотография малого астероида Итокава (справа), сделанная этим КА. На астероиде видна тень КА

В табл. 10.6 приводятся расчетные характеристики движения КА на астероидоцентрических орбитах с различной высотой h, определенные для условной массы КА, равной ∼ 1000 кг. Этими характеристиками являются: гравитационное ускорение gh на заданной астероидоцентрической высоте h, первая космическая скорость V_1, период обращения КА Ph и его вес Qh (т. е. сила притяжения КА к Апофису) на высоте h.

Величины сил, ускорений и скоростей весьма малы. Так, например, первая космическая скорость составляет всего лишь несколько сантиметров в секунду. Это обстоятельство накладывает свои ограничения на управление космическим аппаратом при выходе на его орбиту, т. е. система управления движением КА должна использовать управляющие воздействия на уровне долей сантиметра в секунду. Правда, это не является принципиальным препятствием, и технология управления движением космическими аппаратами, как показывает пример миссии Хаябуса, уже существует.

На рис. 10.16 (см. вклейку) показан возможный облик космического аппарата миссии разведки, доставляемого непосредственно в район астероида. Общая масса самого аппарата составляет 700–800 кг, а его запуск может осуществляться стандартным относительно недорогим носителем «Союз-2» с разгонным блоком «Фрегат» разработки НПО им. С. А. Лавочкина. Связь с КА предлагается вести в диапазоне X (λ = 3 см), что позволяет при диаметре бортовой антенны порядка 1,5–2,0 м и мощности бортового передатчика ∼ 15 Вт вести дальнюю связь с наземными пунктами управления, имеющими антенны диаметрами 30 и 70 м.

Таблица 10.6. Параметры астероидоцентрического движения КА

На рис. 10.17 в качестве примера показана орбита перелета, оптимизированная для даты старта миссии 13.05.2012. Длительность перелета к астероиду составляет ∼ 330 сут.

После выхода на орбиту спутника астероида КА в течение трех месяцев проводит траекторные измерения и научные исследования астероида по особой программе. Во время исследований возможен дополнительный сброс малого посадочного модуля на поверхность астероида. Этот модуль обеспечит определение основных кинематических и структурных характеристик данного астероида.

Рис. 10.17. Схема перелета Земля — Апофис

После завершения программы исследований КА останется работать на орбите в режиме радиомаяка, обеспечивая траекторные измерения в течение нескольких лет. Такое планирование работы КА позволяет повысить надежность работы аппаратуры КА миссии в целом. Выбранная дата старта обеспечивает резерв времени, достаточный для проведения дальнейших операций по противодействию астероидной угрозе в случае необходимости.

На всем перелете связь с КА миссии можно обеспечивать через наземные пункты космической связи России и Украины — Медвежьи Озера (Подмосковье), Уссурийск (Дальний Восток) и Евпатория (Крым). Условия старта обеспечивают радиовидимость КА для каждого из этих пунктов в течение не менее полусуток. После выхода КА на астероидоцентрическую орбиту эти же пункты связи будут обеспечивать сопровождение Апофиса и точное определение его траектории.

В заключение отметим, что КА, остающийся на астероидоцентрической орбите, дополнительно позволяет провести эксперименты по гравитационной буксировке астероида.

Глава 11

Проблема АКО: перспективы кооперации

Бог, который создал нас без нас,

Не может спасти нас без нас.

Блез Паскаль

В течение последних двух десятилетий мировое сообщество шло к пониманию астероидно-кометной опасности как одной из глобальных проблем, стоящих перед человечеством. В силу определенных особенностей данной проблемы (относительная редкость событий, связанных с падением космических тел, при возможных грандиозных последствиях), она не всегда оценивалась адекватно. Тем не менее, проблема реальна и насущна, а ее актуальность в дальнейшем будет только нарастать с увеличением плотности населения Земли и ростом зависимости цивилизации от технических достижений. Теперь уже ни у кого не вызывает сомнений, что эта глобальная проблема должна рассматриваться как объект тесного международного сотрудничества. В странах, где ведутся работы по проблематике АКО, нарастает понимание того, что необходима кооперация и на внутреннем (национальном) уровне. Это особенно характерно для России.

В этой главе мы кратко обсудим проблемы и перспективы кооперации как на международном, так и на российском масштабах.

11.1. Необходимость и перспективы международной кооперации

В разделе 1.2 была кратко описана история развития проблемы АКО в конце прошлого и самом начале этого века, в частности, приведены некоторые примеры по организации международного сотрудничества. Развитие международной кооперации было стимулировано специальной резолюцией МАС, принятой в 1991 г. в Буэнос-Айресе. Затем к рассмотрению этой проблемы подключились другие международные организации вплоть до ООН. В 2002 г. при Комитете ООН по мирному использованию космоса была образована Группа действия 14 (Action Team 14), задачей которой стала координация усилий разных стран по решению проблемы АКО. В группе работают представители США, Германии, Великобритании, Франции, России, Южной Кореи и других стран. Отчеты и другие материалы группы, размещенные на сайте ООН, отражают значительный прогресс в организации работ по проблеме АКО. После открытия в 2004 г. опасного астероида Апофис активность как на национальном, так и на международном уровне еще более возросла.

Наибольший вклад в этот процесс вносят страны, проводящие реальные программы по проблеме АКО. Прежде всего, это относится к США. В США готовится важный шаг — начало работ по программе (проекту) «Spaceguard Survey-2» («Космическая стража-2»). В декабре 2005 г. Конгресс поручил НАСА подготовить проект, позволяющий спланировать и осуществить в течение ближайших 15 лет работы по обнаружению 90 % всех астероидов и комет (ОСЗ) размером от 140 метров, а также по их мониторингу, каталогизации и исследованию их физических характеристик с целью предупреждения и уменьшения потенциальной опасности столкновения с такими телами. Этот проект подготовлен в различных вариантах, каждый из которых, по оценкам экспертов НАСА, будет стоить немало — порядка 1–2 млрд долларов. Для проблем глобального уровня это считается приемлемым.

Если реализация программы «Космическая стража-2» будет начата в ближайшие 1–2 года, то согласно разработанным планам к середине 20-х гг. будет обнаружено до полумиллиона потенциально опасных объектов. Хотя, как отмечалось в главе 2, пока обнаружена лишь очень малая доля потенциально опасных объектов, можно, опираясь на эти неполные данные, в качестве первичной статистической оценки принять, что несколько процентов от этого общего количества составят тела, имеющие ненулевую вероятность столкновения с Землей в текущем столетии. Эти ненулевые вероятности очень малы, порядка одного шанса на сто тысяч, но несколько сотен астероидов будут достаточно опасными, чтобы вызвать беспокойство, а несколько десятков потребуют принятия мер противодействия. Естественно, что гораздо больше астероидов будут лишь только угрожать падением, чем действительно сталкиваться с Землей. По-видимому, решение об уводе (разрушении) приближающегося астероида придется принимать, когда вероятность падения будет неприемлемо высокой. Это понятие «неприемлемо высокая вероятность» — довольно расплывчатое (критерии здесь пока не выработаны!). Но все же представляется, что если вероятность падения тела, способного уничтожить небольшую страну или крупный город, равняется, скажем, одному шансу из ста, то вряд ли земляне отнесутся к этому пассивно. Если сохранить этот критерий «приемлемости», то легко оценить, как часто придется принимать решения. Поскольку астероиды размером 50–100 м падают на Землю в среднем 1 раз в 1000 лет, то решение о принятии мер по его отклонению, уничтожению и/или уменьшению ущерба в среднем придется принимать 1 раз в 10 лет.

Как отмечалось в главе 6, даже выполнение программы обнаружения и мониторинга потенциально опасных тел угрожающих размеров — очень трудная задача для одной страны (пусть даже самой мощной), а ведь решение задач отклонения (уничтожения) и уменьшения ущерба гораздо более сложно и затратно. Было бы неправильным возложить ответственность за решение проблемы АКО на одну страну. Организация глобальной сети (службы) обнаружения и мониторинга опасных объектов — очевидная и весьма важная задача для мировой кооперации. Одно из предложений, уже неоднократно высказывавшееся на различных международных конференциях представителями Центра малых планет (США) и НАСА, — организация дублирующего Центра малых планет (MPC shadow), который позволил бы разгрузить уже сейчас работающий на пределе своих возможностей ЦМП. Высказывается мнение, что такой центр вполне под силу организовать объединенной Европе или России.

Понятно также, что астероиды или кометы будут угрожать различным регионам Земли. Предсказать точное место падения заблаговременно — задача пока трудноразрешимая. Поэтому меры по уменьшению ущерба придется принимать на заведомо очень больших территориях, охватывающих многие страны, и здесь тоже требуется эффективная международная кооперация.

Все эти соображения весьма просты, и именно их очевидность дает возможность надеяться, что доводы в пользу объединения усилий человечества будут услышаны. Большинство исследователей проблемы (ученых, политиков, военных и других специалистов) подчеркивает важную роль, которую может и должна сыграть ООН в решении проблемы АКО. В этом отношении очень показателен солидный документ «Астероидная опасность: призыв к глобальному противодействию», представленный в феврале 2009 г. на 46-й сессии Научно-технического подкомитета Комитета ООН по мирному использованию космоса влиятельной неправительственной организацией «Ассоциация исследователей космоса» (ASE).

В этом документе отмечается, что поскольку в процессе отклонения астероида место его предполагаемого падения может перемещаться из одних регионов планеты в другие, то в связи с этим встают вопросы о полномочиях на проведение подобных операций, об ответственности за выполнение действий, об ответственности за возмещение убытков и о покрытии расходов. Международному сообществу в лице ООН и ее соответствующих органов придется принимать решение о том, уводить ли данный астероид с его орбиты и каким именно образом. Поскольку подготовка космической экспедиции занимает много времени, решение об устранении опасного астероида придется принимать гораздо раньше, чем станет ясно, что столкновение действительно случится. И напомним, что все тревоги и затраты могут оказаться пустыми в девяти случаях из десяти.

Как было отмечено в главе 10, существующие технологии позволяют увести с угрожающей орбиты относительно небольшие (но многочисленные!) угрожающие тела. Но только их раннее применение способно гарантировать успех. Отсутствие простой и эффективной процедуры принятия решений может привести к тому, что время для принятия мер противодействия будет упущено из-за каких-то разногласий. Заблаговременная разработка процедуры принятия решений жизненно необходима.

По-видимому, уже в течение ближайших 10–15 лет ООН и ее компетентным органам придется принимать решения о мерах по предотвращению грозящих нам из космоса ударов. Для этого необходимо наличие эффективных средств поиска опасных тел и свободный обмен полученной с помощью этих средств научной информацией. Также должны иметься средства для оповещения общественности об астероидной опасности. Для предотвращения грозящего удара должна быть согласована и задействована под эгидой ООН международная процедура принятия решений.

ASE предложила программу действий, которая позволит обеспечить исполнение трех ключевых, логически взаимосвязанных задач.

1. Сбор информации, ее анализ и выдача оповещений. Должна быть развернута Информационно-аналитическая сеть раннего оповещения. Она будет использовать глобальную систему наземных и космических телескопов для обнаружения и отслеживания потенциально опасных тел, анализировать силами существующих или вновь создаваемых научно-исследовательских институтов их орбиты и выявлять нависшие угрозы. Эта сеть также разработает критерии для выдачи оповещений о них.

2. Планирование и осуществление космических экспедиций. Должна быть создана Группа планирования и осуществления космических экспедиций. Эта группа, используя в своей работе опыт стран-исследователей космоса, выработает планы возможных уводов астероидов (или комет) с опасных орбит. Она также должна будет давать оценку наличия во всем мире необходимых для этого технических средств, производить сбор соответствующей информации, выделять полезные для дела технологии и изучать технические возможности заинтересованных космических агентств. В случае возникновения опасности Группа немедленно представит выработанные ею планы к исполнению.

3. Группа уполномочивания и надзора. Организация Объединенных Наций должна осуществлять свое главенство через межправительственную Группу уполномочивания и надзора. Эта Группа выработает политическую линию и директивы, воплощающие в себе волю международного сообщества к устранению астероидной опасности. Она также разработает критерии оценки представляемого астероидами риска и определит его пороговое значение, влекущее за собой принятие необходимых мер. Свои рекомендации Группа будет представлять непосредственно Совету безопасности ООН.

На международной конференции «100 лет Тунгусскому феномену», проведенной в Москве в 2008 г., была представлена схема международного сотрудничества по проблеме АКО, как она видится ведущим экспертом НАСА по проблеме АКО Л. Джонсоном по состоянию на 2012 г. На схеме (см. рис. 11.1 на вклейке) показаны пути взаимодействия элементов системы обнаружения и мониторинга — от наблюдений объектов, сближающихся с Землей, до выдачи надежного предупреждения об угрозе правительствам мира. Расписаны предлагаемые зоны ответственности (финансирования). Как видно, предусмотренная в этой схеме роль России вполне серьезна.

Пока судьба всех этих предложений неясна, но что-то подобное человечеству обязательно придется предпринимать в будущем. При этом необходимо, по-видимому, разрабатывать новое и менять старое международное законодательство. Так, при рассмотрении вопроса об отклонении или уничтожении угрожающего тела следует учитывать, что действующие международные договоры запрещают ядерные взрывы в космосе. «Договор о запрещении испытаний ядерного оружия в атмосфере, в космическом пространстве и под водой» от 5 августа 1963 г. содержит запрет на проведение испытательных взрывов ядерного оружия и «любых других ядерных взрывов… в космическом пространстве», а «Договор о принципах деятельности государств по исследованию и использованию космического пространства, включая Луну и другие небесные тела» от 27 января 1967 г. запрещает «выводить на орбиту вокруг Земли любые объекты с ядерным оружием», предписывает «не устанавливать такое оружие на небесных телах и не размещать такое оружие в космическом пространстве каким-либо иным образом». Запрещается также «испытание любых типов оружия» на небесных телах. Оба договора вступили в силу, и Россия и США являются их участниками.

И все же в ряде ситуаций применение ядерных зарядов для устранения угрозы столкновения представляется единственно возможным. В этом случае можно было бы воспользоваться соответствующими положениями Устава ООН, имеющими преимущественную силу перед другими международными договорами. Согласно статье 39 Устава ООН, Совет безопасности «определяет существование любой угрозы миру, любого нарушения мира или акта агрессии и дает рекомендации или решает, какие меры следует предпринять в соответствии со статьями 41 и 42 для поддержания международного мира и безопасности». Согласно статье 42, «если Совет безопасности сочтет, что меры, предусмотренные в статье 41, могут оказаться недостаточными или уже оказались недостаточными, он уполномочивается предпринимать такие действия воздушными, морскими или сухопутными силами, какие окажутся необходимыми для поддержания или восстановления международного мира и безопасности». Решение Совета безопасности является обязательным к исполнению, поскольку согласно статье 25 члены ООН «соглашаются, в соответствии с настоящим Уставом, подчиняться решениям Совета безопасности и выполнять их». Особое значение для рассматриваемого вопроса имеет статья 103 Устава, согласно которой в том случае, когда обязательства членов Организации по настоящему Уставу окажутся в противоречии с их обязательствами по какому-либо другому международному соглашению, преимущественную силу имеют обязательства по настоящему Уставу.

11.2. Кооперация в масштабах России

Пусть было, как было, — ведь как-нибудь было!

Никогда так не было, чтобы никак не было!

Ярослав Гашек

В России в течение последних 15 лет развивается инициативное движение по изучению и подготовке к решению проблемы АКО. В нем участвуют представители научных учреждений РАН, высших учебных заведений, предприятий космической индустрии и оборонного комплекса. Был проведен ряд совещаний (конференций) всероссийского масштаба, на которых подчеркивалась необходимость создания координационного органа в масштабах страны. В феврале 2007 г. при Совете РАН по космосу была создана «Экспертная рабочая группа по проблеме астероидно-кометной опасности». В нее вошли представители научных учреждений РАН, высших учебных заведений, Роскосмоса, МЧС, Росатома, Министерства обороны и других заинтересованных ведомств и организаций. Материалы Экспертной группы представлены на сайте http://www.inasan.ru/rus/asteroid_hazard/.

Тема АКО вызывает большой резонанс в российском обществе. К сожалению, непрофессиональность представителей ряда СМИ, предпочитающих погоню за сенсациями взвешенному и проверенному освещению вопросов, приводит к довольно нередким всплескам активной и шумной дезинформации. Эта шумиха иногда поднимается до властных уровней страны, принимая формы различных обращений. Экспертная группа выполняет экспертизу таких обращений. Однако основная задача группы — разработка проекта Федеральной целевой научно-технической программы «Астероидно-кометная опасность».

Для осуществления этой программы (и вообще подобного рода программ) совершенно необходима поддержка государства. В рамках учреждений РАН и образовательных учреждений проводятся отдельные фундаментальные исследования по этому направлению. Однако для организации полноценной службы обнаружения и каталогизации объектов, сближающихся с Землей, с возможным привлечением средств космического базирования у этих учреждений средств недостаточно. Тем более в сферу ответственности исследовательских учреждений фундаментального профиля не могут входить отработка дорогостоящих технологий предотвращения и/или уменьшения ущерба. Вот почему реализация программы может быть осуществлена только на государственном уровне. Координация со стороны государства — необходимое условие в реалиях России для прогресса в этой сфере [Кричевский, 2007].

В США эту роль государство поручило НАСА. Согласно Закону 2008 г. об уполномочении НАСА (NASA Authorization Act of 2008), это агентство уполномочивается:

— обеспечить подготовку космической миссии с целью изучения астероида Апофис и космической миссии среднего класса с целью выявления объектов размером более 140 м, сближающихся с Землей;

— в течение 2 лет после даты вступления в силу настоящего Закона администратор (директор) НАСА должен разработать политику для уведомления Федерального агентства и соответствующих учреждений в чрезвычайных ситуациях, обусловленных угрозой столкновения, рекомендовать Федеральное агентство или агентства, которые будут отвечать за защиту США от околоземных объектов;

— директор НАСА должен поддерживать деятельность радаров Голдстоун и Аресибо;

— НАСА должно пытаться развивать сотрудничество с другими странами со значительными ресурсами для проведения совместных программ обнаружения и каталогизации объектов, сближающихся с Землей.

Как мы видим, НАСА предписывается широкий спектр работ по проблеме АКО. Аналогично в других странах (Германии, Великобритании, Франции и т. д.) проблему астероидно-кометной угрозы координируют и финансируют соответствующие космические агентства. Наиболее логично, чтобы функцию такого координатора в России выполнял Роскосмос. Поэтому в конце 2008 г. Совет РАН по космосу обратился в Роскосмос с предложением включить в ближайшие планы фундаментальных космических исследований выполнение системного проекта по проблеме АКО. Цель системного проекта — подготовка Федеральной целевой научно-технической программы по проблеме АКО.

В рамках программы предлагается осуществление следующих 5 проектов.

1. «Взаимодействие». Решаемые задачи: Организация информационного взаимодействия министерств, ведомств и организаций в России и взаимодействия с международной кооперацией по данной проблеме.

Комментарий. В заявлениях официальных представителей высказывается поддержка коллег из США и других стран, подчеркивающих особо важную роль ООН для выработки принятого международным сообществом механизма принятия решений.

2. «Обнаружение и мониторинг». Решаемые задачи. Создание национальной скоординированной системы обнаружения и каталогизации ОСЗ и повышение ее эффективности за счет интеграции в международную систему.

3. «Характеристики опасных тел и оценка рисков». Решаемые задачи. Координация и поддержка работ по уточнению параметров движения опасных объектов и прогноза столкновения. Создание непрерывно обновляемой базы данных орбитальных, физических и химических свойств опасных объектов, а также базы данных импактных структур на суше и на морском дне. Кооперация с зарубежными базами данных. Оценка риска конкретного столкновения.

4. «Космические миссии». Решаемые задачи. Разработка космических аппаратов для проведения исследований потенциально опасных космических объектов «на месте», а также отработка способов противодействия.

5. «Предотвращение». Решаемые задачи. Создание скоординированной системы разработки средств предотвращения столкновения угрожающего тела с Землей и уменьшения тяжести последствий от столкновения.

Комментарий. Как показали консультации с экспертами центра «Анти-стихия» МЧС, выработка эффективных технологий уменьшения ущерба имеет огромное значение. К сожалению, задача отработки столь массовых мер, особенно во взаимодействии с международным сообществом, остается нерешенной.

Связь с международной кооперацией представляется необходимой и даже неизбежной. Но все же нужно отметить некоторые трудности в этом вопросе. К сожалению, в ряде министерств еще существует мнение, что России можно сэкономить и, например, не вкладываться в организацию системы обнаружения и мониторинга, а достаточно пользоваться базами данных и другой информацией, предоставляемой США и другими развитыми странами (например, через Интернет). С этим трудно согласиться в силу следующего.

1. Россия не настолько слаба и бедна, чтобы занимать чисто иждивенческую позицию. Как показывает практика, в любом международном проекте реальным уважением (и ресурсами!) пользуются только те участники, которые сами приносят какой-либо заметный вклад.

2. Надеяться только на открытость и добрую волю США и их союзников недальновидно. Например, есть свежие примеры, как США закрывают информацию по близкому по тематике направлению — контролю космического пространства (особенно в зоне геостационарной орбиты).

3. При разумной постановке работа по проблеме АКО может дать России следующее:

— развитие новых технологий, применимых не только в науке, но и, что важнее, в прикладных направлениях;

— предоставление предмета как для исследований, так и для опытно-конструкторских работ в целях совершенствования отечественной ракетной и другой прикладной науки;

— трудно оцениваемый в денежных единицах, но вполне «играющий» на мировой арене научно-технический авторитет.

В заключение еще раз подчеркнем, что Россия и как страна, наибольшая в мире по своей территории (а значит, и с наибольшей вероятностью падения на нее небесных тел), и как страна, стремящаяся не потерять позиции в мире, не будет оставаться в стороне от решения проблемы АКО. Россия готова к развитию и углублению различных форм международного сотрудничества по проблеме АКО!

Приложение 1

Список потенциально опасных астероидов (по данным на 1 июня 2010 г., http://neo.jpl.nasa.gov). Даны сведения об астероидах, опасность которых шкале не превышает значения –4

Приложение 2

Зафиксированные сближения комет и астероидов с Землей

Таблица 2а. Состоявшиеся сближения комет с Землей. Приведены данные по сближениям комет с Землей после 1700 г. на расстояния, меньшие чем 0,1020 а.е. (по данным Центра малых планет, http://www.cfa.harvard.edu/iau/lists/ClosestComets.html)

Примечание. LD = 384 400 км — расстояние от Луны до Земли, 1 а.е. = = 149 597 870 км — астрономическая единица.

Таблица 2б. Зафиксированные наиболее тесные сближения астероидов с Землей. Даны сведения по сближениям до расстояний, меньших чем 0,0001 а.е. (до 1 июня 2010 г.) (по данным Центра малых планет, http://www.cfa.harvard.edu/iau/lists/Closest.html)

Примечание. LD = 384 400 км — расстояние от Луны до Земли, 1 а.е. = = 149 597 870 км — астрономическая единица. Про объект 2008 TC3 подробнее см. в гл. 7, разд. 7.8.

Приложение 3

Организации в России, участвующие в разработке Федеральной целевой научно-технической программы «Астероидно-кометная безопасность России»

Приложение 4

Основные ресурсы в сети Интернет, содержащие информацию по проблеме астероидно-кометной опасности

На русском языке

http://www.inasan.ru/rus/asteroid_hazard/

Экспертная рабочая группа Совета РАН по космосу по проблеме астероидно-кометной опасности. Страница на сайте Института астрономии РАН, даны текущие сведения по работе экспертной рабочей группы, приведен большой обзор Интернет-ресурсов по проблеме астероидно-кометной опасности, в том числе и перечисленные в приложениях к данной книге.

http://www.ipa.nw.ru/PAGE/DEPFUND/LSBSS/rushazard.htm

Астероидно-кометная опасность. Страница, посвященная проблеме астероидно-кометной опасности на сайте Института прикладной астрономии РАН. Доступен электронный вариант книги «Каталог потенциально опасных астероидов и комет», подготовленной сотрудниками ИПА и изданной в 2003 г. как том Трудов ИПА РАН, вып. 9, стр. 1–219, С.-Петербург, Издательство ИПА РАН.

http://www.gao.spb.ru/personal/neo/RUS/main-rus.htm

Пулковская страница ОСЗ. Содержит сведения о некоторых теоретических и наблюдательных аспектах деятельности Пулковской обсерватории по изучению ОСЗ и других малых тел Солнечной системы. Даны: описание программной системы ЭПОС, списки тесных сближений астероидов с Меркурием, Венерой, Землей и Марсом и другая полезная для наблюдений и изучений астероидов информация.

http://www.meteorites.ru/

Лаборатория метеоритики (Институт геохимии и аналитической химии им. В. И. Вернадского). Является единственным в России научным подразделением, где широко и постоянно проводятся исследования внеземного вещества. Лаборатория курирует Национальную коллекцию лунных образцов и Метеоритную коллекцию РАН, часть которой выставлена в Институте геохимии и аналитической химии им. В. И. Вернадского. Экспозиция доступна для публики.

http://virlib.eunnet.net/metod_materials/wm3/

Движение тел Солнечной системы (кафедра астрономии и геодезии физического факультета УрГУ). На страницах сайта приведены сведения об общих закономерностях движения планет и эволюции их орбит, а также о структуре, динамике и устойчивости Солнечной системы. Есть возможность скачать учебно-демонстрационную программу «Движение тел Солнечной системы», предназначенную для показа движения (видимого и реального) тел Солнечной системы, связи между гелиоцентрическим и планетоцентрическим движениями, эволюции орбит больших планет на длительных интервалах времени (до 50 тыс. лет).

На английском языке

http://cfa-www.harvard.edu/iau/mpc.html

IAU Minor Planet Center (MPC), Центр малых планет (ЦМП) МАС.

В задачи ЦМП входят сбор и распространение результатов астрометрических наблюдений и элементов орбит астероидов, комет и спутников планет. Работы ведутся совместно с Центральным бюро астрономических телеграмм.

Основные страницы сайта ЦМП по проблеме АКО

1. http://cfa-www.harvard.edu/iau/NEO/TheNEOPage.html

Электронные циркуляры по малым планетам (Minor Planet Electro-nic Circulars (MPEC)). Публикуется информация о наблюдениях астероидов, комет, уточнение их орбит.

2. http://www.cfa.harvard.edu/iau/MPCORB.html

Каталог астероидов «The MPC Orbit (MPCORB) database». Содержит элементы орбит малых планет, опубликованных ЦМП в циркулярах малых планет (Minor Planet Circulars), приложениях к циркулярам с уточненными орбитами малых планет (Minor Planet Circulars Orbit Supplement) и электронных циркулярах малых планет (Minor Planet Electronic Circulars). Обновляется ежедневно.

3. Удобный сервис для наблюдателей астероидов, комет, спутников планет:

http://www.minorplanetcenter.org/iau/NEO/ToConfirm.html

The NEO Confirmation Page — расчет эфемерид объектов для дальнейших наблюдений.

http://www.cfa.harvard.edu/iau/MPEph/NewObjEphems.html

New Object Ephemeris Generator — возможность рассчитать эфемериду нового найденного объекта по двум имеющимся наблюдениям.

http://www.cfa.harvard.edu/iau/NatSats/NaturalSatellites.html

Natural Satellites Ephemeris Service — расчет эфемерид спутников планет.

4. http://www.cfa.harvard.edu/iau/info/Astrometry.html

Guide to Minor Body Astrometry — ответы на основные вопросы, возникающие при наблюдении малых тел.

http://neo.jpl.nasa.gov/

Астероидная опасность (сайт Лаборатории реактивного движения Калифорнийского технологического института). Сайт посвящен небесным телам, сближающимся с Землей. Содержит списки опасных для Земли объектов (с указанием степени опасности по Туринской и Палермской шкалам), уже состоявшихся сближений малых тел с Землей и статистику обнаружения различными обсерваториями астероидов и комет, сближающихся с Землей, сведения о космических миссиях к малым телам Солнечной системы, текущих программах исследований опасных тел.

http://ssd.jpl.nasa.gov/

Солнечная система (сайт Лаборатории реактивного движения Калифорнийского технологического института). Содержит информацию об орбитах и физических характеристиках большинства естественных тел Солнечной системы.

http://ssd.jpl.nasa.gov/sbdb.cgi — получение всех сведений из каталога о любом известном астероиде или комете (элементы орбиты, построение диаграммы орбиты, расчет эфемерид, физические характеристики).

http://ssd.jpl.nasa.gov/?horizons — составление списка малых тел, видимых при данных условиях наблюдения.

http://ssd.jpl.nasa.gov/?targets — космические миссии к астероидам и кометам.

http://ssd.jpl.nasa.gov/?sb_elem — каталоги астероидов и комет. Информация об элементах орбит всех известных комет, астероидов, в том числе и сближающихся с Землей (ежедневно обновляемая база данных по всем известным астероидам и кометам).

http://asteroid.lowell.edu/

Asteroid Observing Services (Lowell Observatory, USA) — служба поддержки наблюдений астероидов (обсерватория Лоуэлла, США). Приведен список астероидов, для которых необходимо провести наблюдения, есть возможность расчета эфемерид астероидов и другая полезная информация для наблюдателей малых тел.

http://www.lowell.edu/users/elgb

Страница доктора Эдварда Боуэлла, содержит доступный для скачивания каталог всех астероидов.

http://www.b612foundation.org/

Страница фонда B612 (B612 Foundation), посвящена проблеме астероидно-кометной опасности.

http://impact.arc.nasa.gov/

Asteroid and Comet Impact Hazards (NASA Ames Research Center).

Сайт, посвященный астероидно-кометной опасности. Содержит библиографию по проблеме (1992–2000), официальные отчеты по проблеме, каталоги ОСЗ, изображения малых тел, презентации и т. д.

http://www.spaceguarduk.com/

Британский портал центра Спэйсгард. Информация о британском центре Спэйсгард (Великобритания).

http://spaceguard.iasf-roma.inaf.it/SSystem/SSystem.html

Один из важнейших источников информации о необходимости наблюдения избранных астероидов с указанием приоритета (Priority List).

http://newton.dm.unipi.it/cgi-bin/neodys/neoibo

NEODys, сайт Пизанского университета (Италия). Большое количество информации об АСЗ, включая их наблюдения на всех обсерваториях мира, список опасных для Земли астероидов с указанием текущего статуса опасности.

http://echo.jpl.nasa.gov/

Asteroid Radar Search (НАСА, Калифорнийский технологический институт). Исчерпывающая информация об исследовании астероидов радарами. Множество ссылок на различные исследовательские центры. Информация периодически обновляется.

http://www.spacecentre.co.uk/

Near Earth Objects Information Centre (UK). Британский информационный центр по околоземным объектам (Национальное космическое агентство Великобритании (BNSC)).

http://pds-smallbodies.astro.umd.edu/

Узел малых тел (Small Bodies Node (SBN) (NASA, University of Maryland)) — раздел Планетной базы данных НАСА (Planetary Data System). Кроме данных по астероидам и кометам, приведены данные по межпланетной пыли, полученные в ходе выполнения космических миссий.

http://www.esa.int/SPECIALS/NEO/

NEO Space Mission Preparation (ESA). Информация на сайте Европейского космического агентства о подготовке космических миссий к малым телам, сближающимся с Землей.

http://www.imo.net/

Международная метеорная организация (International Meteor Organization). Приведены сведения об основных метеорных потоках, доступны базы данных по метеорам, программы для наблюдений метеоров.

Приложение 5

Данные о количественном составе основных групп астероидов (по данным каталога Центра малых планет на 1 июня 2010 г.)

Приложение 6

Каталог импактных структур Земли (по данным http://www.unb.ca/passc/ImpactDatabase/)

Примечания.

1. Для дат до 1977 г. K — Ar, Ar — Ar и Rb — Sr — возрасты перевычислены с использованием радиоактивного распада [Steiger and Jager, 1977].

2. Сокращения: C — кристаллическая мишень; С — Мs — метаморфно-осадочная; М — слои, расположенные над кристаллическим основанием); S — осадочная (без кристаллов, воздействии) [Osinski et al., 2008].

3. По данным [Koeberl, 1998].

4. Вопрос о диаметрах крупных ударных структур неоднозначен — что называть диаметром особенно в случае многокольцевых структур. Последние исследования (в том числе численное показывают, что размер кратера Вредефорт не более 200 км (как и Садбери), а Чиксулуба 2005; 2005а].

Литература

A’Hearn M. F. Deep Impact and the Origin and Evolution of Cometary Nuclei // Space Sci. Rev. 2008. V. 138. P. 237–246.

A’Hearn M. F., Belton M. J. S., Delamere W. A., Kissel J., Klaasen K. P., McFadden L.A., Meech K. J., Melosh H. J., Schultz P. H., Sunshine J. M., Thomas P. C., Veverka J., Yeomans D. K., Baca M. W., Busko I., Crockett C. J., Collins S. M., Desnoyer M., Eberhardy C. A., Ernst C. M., Farnham T. L., Feaga L., Groussin O., Hampton D., Ipatov S. I., Li J. Y., Lindler D., Lisse C., Mastrodemos N., Owen W. M., Richardson J. E., Wellnitz D. D., White R. L. 2005. Deep Impact: Excavating Comet Tempel 1 // Science. V. 5746. P. 258–264.

Ahrens T. J., O’Keefe J. D. Impact of an Asteroid or Comet in the Ocean and Extinction of Terrestrial Life // J. Geophys. Res. Suppl. 1983. V. 88. P. 799–806.

Ahrens T. J., O’Keefe J. D. Impact on the Earth, Ocean and Atmosphere // Int. J. Impact Engng. 1987. V. 5, № 1–4. P. 13–32.

Allen D. A. The Method of Determining Infrared Diameters // Physical Studies of Minor Planets / Ed. T. Gehrels. NASA SP-267. 1971. P. 41–44.

Alvarez L. W., Alvarez W., Asaro F., Michel H. V. Extraterrestrial Cause for the Cretaceous-Tertiary Extinction // Science. 1980. V. 208, № 4448. P. 1095–1108.

Andreev G. V., Terent’eva A. K., Bayuk O. A. Transformation of the Orbits of Minor Bodies at Close Encounters with Planets of the Earth’s Group // Asteroids, Comets, Meteors III / Eds. C.-I. Lagerkvist, H. Rickman, B. A. Lindblad, M. Lindgren. Uppsala. 1990. P. 493–496.

Arvidson R. E., Boyce J., Chapman C., Cintala M., Fulchignoni M., Moore H., Neukum G., Schultz P., Soderblom L., Strom R., Woronow A., Young R. Standard Techniques for Presentation and Analysis of Crater Size-Frequency Data // Icarus. 1979. V. 37. P. 467–474.

Arvidson R., Crozaz G., Drozd R. J., Hohenberg C. M., Morgan C. J. Cosmic Ray Exposure Ages of Features and Events at the Apollo Landing Sites // Moon. 1975. V. 13. P. 259–276.

Asher D. J., Bailey M. E., Hahn G., Steel D. Asteroid 5335 Damocles and Its Impli-cations for Cometary Dynamics // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1994. V. 267. P. 195–221.

Babadzhanov P. B., Williams I. P., Kokhirova G. I. Near-Earth Objects in the Taurid

Complex // Mon. Not. R. Astron. Soc. 2008. V. 386, Iss. 4. P. 1436–1442. Bailey M. E. Origin of Short-Period Comets // Celest. Mech. Dyn. Astron. 1992. V. 54. P. 49–62.

Bailey M. E., Stagg C. R. Cratering Constraints on the Inner Oort Cloud // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1988. V. 235. P. 1–32.

Baldwin B., Sheafler Y. Ablation and Breakup of Large Meteoroids During Atmospheric Entry // J. Geophys. Res. 1971. V. 76. P. 4653–4668.

Barnouin-Jha O., Cheng A., Mukai T., Abe Sh., Hirata N., Nakamura R., Gaskell R. W., Saito J., Clark B. E. Small-Scale Topography of 25143 Itokawa from the Hayabusa Laser Altimeter // Icarus. 2008. V. 198, Iss. 1. P. 108–124.

Bell J. F. A Probable Asteroid Parent Body for the CV or CO Chondrites // Meteoritics. 1988. V. 23. P. 256–257.

Bell J. F., Davis D. R., Hartmann W. K., Gaffey M. J. // Asterods II / Eds. R. P. Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 921–945.

Biberman L. M., Bronin S.Ya., Brykin M. V. Moving of a Blunt Body through the Dense Atmosphere under Conditions of Severe Aerodynamic Heating and Ablation // Acta Astron. 1980. V. 7. P. 53–65.

Bidstrup P. R., Grillmayer G., Andersen A. C., Haack H., Jorgensen J. L. Automated Detection of Small Bodies by Space Based Observation // European Planetary Science Congress, 2006. Berlin, Germany, 18–22 September 2006. P. 580.

Binzel R. P. The Torino Impact Hazard Scale // Planet. Space Sci. 2000. V. 48. P. 297–303.

Binzel R. P., Farinella P., Zappalб V., Zellino A. Asteroid Rotation Rates: Distribution and Statistics // Asteroids II. / Eds. R. P. Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 416–441.

Binzel R. P., Lupishko D. F., Di Martino M., Whiteley R., Hahn G. J. Physical Properties of Near-Earth Objects // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 255–271.

Binzel R. P., Rivkin A. S., Scott S. J., Harris A. W., Bus S.J, Burbine T. H. Observed Spectral Properties of Near-Earth Objects: Result for Population Distribution? Source Regions? And Space Weathering Processes // Icarus. 2004. V. 170. P. 259–294.

Binzel R. P., Sauter L. M. Trojan, Hilda, and Cybele Asteroids: New Lightcurve Observations and Analysis // Icarus. 1992. V. 95. P. 222–238.

Bland P. A., Artemieva N. A. Efficient Disruption of Small Asteroids by Earth’s Atmosphere // Nature. 2003. V. 424. P. 288–291.

Bland P. A., Artemieva N. A. The Rate of Small Impacts on Earth // Meteorit. Planetary Sci. 2006. V. 41. P. 607–631.

Bohor B. F., Foord E. E., Modreski P. J., Triplehorn D. M. Mineralogical Evidence for an Impact Event at the Cretaceous-Tertiary Boundary // Science. 1984. V. 224. P. 867–869.

Bottke W. F., Jr., Vokrouhlicky D., Rubicam D. P., Broz M. 2002a. The Effect of Yarkovsky Thermal Forces on the Dynamical Evolution of Asteroids and Meteoroids // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 395–408.

Bottke W. F., Morbidelli A., Jedicke R., Petit J.-M., Levison H., Michel P., Metcalfe T. S. 2002b. Debiased Orbital and Absolute Magnitude Distributions of the Near-Earth Objects // Icarus. 2002. V. 156 (2). P. 399–433.

Bottke W. F., Levison H. F., Nesvornэ D., Dones L. 2007a. Can Planetesimals Left over from Terrestrial Planet Formation Produce the Lunar Late Heavy Bombardment? // Icarus. 2007. V. 190. P. 203–223.

Bottke W. F., Melosh H. J. Binary Asteroids and Formation of Doublet Craters // Icarus. 1996. V. 124. P. 372–391.

Bottke W. F., Vokrouhlickэ D., Nesvornэ D. 2007b. An Asteroid Breakup 160 Myr ago as the Probable Source of the K/T Impactor // Nature. 2007. V. 449. P. 48–53.

Bowell E., Hapke В., Domingue D., Lumme K., Peltoniemi J., Harris A. Application of Photometric Models to Asteroids // Asteroids II / Eds. R. P. Binzel T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 524–556.

Brode H. L. Numerical Solution of Spherical Blast Waves // J. Appl. Phys. 1955. V. 26,№ 6. P. 766–775.

Brown P., Spalding R. E., ReVelle D.O., Tagliaferri E., Worden S. P. The Flux of Small Near-Earth Objects Colliding with the Earth // Nature. 2002. V. 420. P. 294–296.

Burns J. A., Safronov V. S. Asteroids Nutation Angles // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1973. V. 165. P. 403–411.

Bus S. J., Binzel R. P. 2002a. Phase II of the Small Main-Belt Asteroid Spectroscopic Survey. The Observations // Icarus. 2002. V. 158. P. 106–145.

Bus S. J., Binzel R. P. 2002b. Phase II of the Small Main-Belt Asteroid Spectroscopic Survey. A Feature-Based Taxonomy // Icarus. 2002. V. 158. P. 146–177.

Bus S. J., Vilas F., Barucci M. A. Visible-Wavelength Spectroscopy of Asteroids // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 169–182.

Buttner H. Die Bahn des Kometen 1853 III // Astromishen Nachriten. 1918. V. 207. P. 179–182.

Calvet N., D’Alessio P., Hartmann L., Wilner D., Walsh A., Sitko M. Evidence for a Developing Gap in a 10 Myr Old Protoplanetary Disk // Astrophys. J. V. 568, Iss. 2. P. 1008–1016.

Cellino A., Delbт M., Tedesco E. F. Albedo and Size Determination of (99942) Apophis from Polarimetric Observations // Near Earth Objects, Our Celestial Neighbours: Opportunity and Risk. Proc. of IAU Symposium 236 / Eds. G. B. Valsecchi, D. Vokrouhlickэ. Cambridge: Cambridge University Press. 2007. P. 451–454.

Ceplecha Z. Multiple Fall of Pribram Meteorites Photographed I // Bull. Astron. Inst. Czechosl. 1961. V. 12. P. 21.

Ceplecha Z., McCrosky R.E. Fireball End Heights — A Diagnostic for the Structure of Meteoric Material // J. Geophys. Res. 1976. V. 81. Dec. 10. 1976. P. 6257–6275.

Chang A. F. Near Earth Asteroid Rendezvous: Mission Summary // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 351–366.

Chapman C. R. Meteoroids, Meteors, and the Near-Earth Object Impact Hazard // Earth Moon Planets. 2008. V. 102. P. 417–424.

Chapman C. R. The Hazard of Near-Earth Asteroid Impacts on Earth // Earth Planet. Sci. Lett. 2004. V. 222. P. 1–15.

Chapman C. R., Gaffey M. J. Reflectance Spectra for 277 Asteroids // Asteroids / Eds. T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1979. P. 655–687.

Chapman C. R., Morrison D. Impacts on the Earth by Asteroids and Comets: Assessing the Hazard // Nature. 1994. V. 367. P. 33–40.

Cheng A. F., Barnouin-Jha O. S. Shape, Topography, and Roughness of 25143 Itokawa // Amer. Geophys. Union. Fall Meeting 2007. Abstract #P41A-0222. 2007.

Chernetenko Yu. A., Medvedev Yu. D. Estimate of Shoemaker-Levy 9 Nucleus Size from Positions Observations // Planet Space Sci. 1994. V. 42. P. 95–96.

Chesley S. R. Potential Impact Detection for Near-Earth Asteroids: The Case of 99942 Apophis (2004 MN4) / Eds. Lazzaro D., Ferraz-Mello S., Fernandes J. A. // Asteroids, Comets, Meteors: Proc. IAU Symposium 229th, 2005. Cambridge: Cambridge University Press, 2006. P. 215–228.

Chesley S. R., Chodas P. W., Milani A., Valsecchi G. B. Quantifying the Risk Posed by Potential Earth Impacts // Icarus. 2002. V. 59. P. 423–432.

Chesley S. R., Ostro S. J., Vokrouhlicky D. et al. Direct Detection of the Yarkovsky Effect via Radar Ranging to Asteroid 6489 Golevka // Science. 2003. V. 302. P. 1739–1742.

Chesley S. R., Ward S. N. A Quantitative Assessment of the Human and Economic Hazard from Impact-Generated Tsunami // Natural Hazards. 2006. V. 38. P. 355–374.

Chyba С. F., Thomas P. J., Zahnle K. J. The 1908 Tunguska Explosion: Atmospheric Disruption of a Stony Asteroid // Nature. 1993. V. 361,№ 6407. P. 40–44.

Collins G. S., Melosh H. J., Marcus R. Earth Impact Effects Program: A WebBased Computer Program for Calculating the Regional Environmental Consequences of a Meteoroid Impact on Earth // Meteorit. Planetary Sci. 2005. V. 40. P. 817.

COMETS II. Eds. M. Festou, H. U. Keller, A. Harold. — University of Arizona Press, 2005. 718 p.

Cooray A. Kuiper Belt Object Sizes and Distances from Occultation Observations // Astrophys. J. 2003. V. 589, Iss. 2. P. L97–L100.

Covey C., Ghan S. J., Walton J. J., Weissman P. R. Global Environmental Effects of Impact-Generated Aerosols: Results from a General Circulation Model // Global Catastrophes in Earth History / Eds. V. L. Sharpton, P. D. Ward. Geological Soc. of America Special Paper 247. 1990. P. 263–270.

Croft S. K. A First-Order Estimate of Shock Heating and Vaporization in Oceanic Impacts // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Schultz. Geol. Soc. of Amer. Spec. Paper. 1982. V. 190. P. 143–152.

Delbт M., Cellino A., Tedesco E. F. Albedo and Size Determination of (99942) Apophis from Polarimetric Observations // Icarus. 2007. V. 188. P. 266–269.

Delsemme A. H., Miller D. C. Physico-Chemical Phenomena in Comets. III // Planet. Space Sci. 1971. V. 19. P. 1229.

Dermott S. F., Murrey C. D. Nature of Kirkwood Gaps in the Asteroid Belt // Nature. 1983. V. 301. P. 201–205.

Dikarev V., Grьn E., Baggaley J., Galligan D., Landgraf M., Jehn R. The New ESA Meteoroid Model // Adv. Space Res. 2005. V. 35, Iss. 7. P. 1282–1289.

Divine N. Five Populations of Interplanetary Meteoroids // J. Geophys. Res. 1993. V. 98,№. E9. P. 17029–17048.

Dohnanyi J. S. Flux of Micrometeoroids: Lunar Sample Analyses Compared with Flux Model. // Science. 1971. V. 173. P. 558.

Dollfus A., Zellner B. Optical Polarimetry of Asteroids and Laboratory Samples // Asteroids / Eds. T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1979. P. 170–183.

Donn B., Hughes D. A Fractal Model of a Cometary Nucleus Formed by Random Accretion // In ESA, Proceedings of the 20th ESLAB Symposium on the Exploration of Halley’s Comet. V. 3: Posters P. 523–524.

Drolshagen G., Dikarev V., Landgraf M., Krag H., Kuiper W. Comparison of Meteoroid Flux Models for Near Earth Space // Earth Moon Planets. 2008. V. 102, Iss. 1–4. P. 191–197.

Drozd R. J., Hohenberg C. M., Morgan C. J., Ralston C. E. Cosmic-Ray Exposure History at the Apollo 16 and Other Lunar Sites — Lunar Surface Dynamics // Geochim. Cosmochim. Acta. 1974. V. 38. P. 1625–1642.

Duncan M. J., Levison H. F. A Scattered Comet Disc and the Origin of Jupiter Family Comets // Science. 1997. V. 276. P. 1670–1672.

Duncan M., Quinn T., Tremaine S. The Origin of Short-Period Comets // Astrophys. J. 1988. V. 328. P. L69–L73.

Edgeworth K. E. The Evolution of Our Planetary System // J. Brit. Astron. Assoc. 1943. V. 53. P. 181–188.

Edgeworth K. E. The Origin and Evolution of the Solar System // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1949. V. 109. P. 600–609.

Emel’yanenko V.V., Asher D. J., Bailey M. E. High-Eccentricity Trans-Neptunian Objects as a Source of Jupiter-Family Comets // Mon. Not. R. Astron. Soc. 2004. V. 350. P. 161–166.

Emel’yanenko V.V., Asher D. J., Bailey M. E. The Fundamental Role of the Oort Cloud in Determining the Flux of Comets through the Planetary System // Mon. Not. R. Astron. Soc. 2007. V. 381. P. 779–789.

Emel’yanenko V.V., Bailey M. E. Capture of Halley-Type Comets from the NearParabolic Flux // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1998. V. 298. P. 212–222.

Erikson A., Mottola S., Lagerros J. S., Lindgren M. The Near-Earth Objects FollowUp Program. III. 32 Lightcurves for 12 Objects from 1992 and 1995 // Icarus. 2000. V. 147. P. 487–497.

Everhart E. 1974a. Implicit Single-Sequence Methods for Integrating Orbits // Celest. Mech. 1974. V. 10,№ 1. P. 35–55.

Everhart E. 1974b. Efficient Integrator of Very High Order and Accuracy with Appendix Listing of RADAU. Denver: Univ. of Denver, 20.

Farinella P., Froeschle C., Conczi R. Meteorite Delivery and Transport // Asteroids, Comets, Meteors 1993 / Eds. A. Milani, M. Di Martino, A. Cellino. 1994. P. 205–222.

Farinella P., Froeschle C., Gonczi R., Hahn G., Morbidelli A., Valsecchi G. B. Asteroids Falling onto the Sun // Nature. 1994. V. 371. P. 314–317.

Fernandez J. A. On the Existence of a Comet Belt beyond Neptune // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1980. V. 192. P. 481–491.

Fernandez J. A., Gallardo T. From the Oort Cloud to Halley-Type Comets. Evolution and Source Regions of Asteroids and Comets. Proc. IAU Coll. 173 / Eds. J. Svoren, E. M. Pittich, H. Rickman. Tatranska Lomnica, Astronomical Institute of the Slovak Academy of Sciences. 1999. P. 327–338.

Fernandez Y., Jewitt D., Sheppard S. Thermal Properties of Centaurs Asbolus and Chiron // Astron. J. 2002. V. 123. P. 1050–1055.

Ferraz-Mello S., Klafke J. C. A Model for Study of Very-High-Eccentricity Asteroid Motion. The 3:1 Resonance // Predictability, Stability, and Chaos in N-Body Dynamical Systems / Ed. A. E. Roy. 1991. P. 177–184.

Fowler J.W, Chillemi J. R. IRAS Asteroid Data Processing / Eds. E. F. Tedesco, G. J. Veeder, J. W. Fowler, J. R. Chillemi. The IRAS Minor Planet Survey. Final Report. Phillips Laboratory PL-TR-92-2049, 1992. Ch. 4. P. 17–44.

French L. M. Rotation Properties of Four L5 Trojan Asteroids from CCD Photometry // Icarus. 1987. V. 72. P. 325–341.

Gaffey M. J., Bell J. F., Brown R. H. Mineralogical Variations within the S-Type Asteroid Class // Icarus. 1993. V. 106. P. 573–602.

Gault D. E. Saturation and Equilibrium Conditions for Impact Cratering on the Lunar Surface: Criteria and Implications // Radio Sci. 1970. V. 5. P. 273–291.

Gault D. E., Sonnet C. P. Laboratory Simulations of Pelagic Asteroidal Impact: Atmospheric Injection, Benthic Topography, and the Surface Radiation Field // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Shultz. Geological Soc. of America Special Paper 190. 1982. P. 69–92.

Gerstl S. A. W., Zardecki A. Reduction of Photosynthetically Active Radiation under Extreme Stratospheric Aerosol Loads // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Schultz. Geological Soc. of America Special Paper 190. 1982. P. 201–210.

Giorgini J. D., Benner L. A. M., Ostro S. J., Nolan M. C., Busch M. W. Predicting the Earth Encounters of (99942) Apophis // Icarus. 2008. V. 193. P. 1–19.

Giorgini J. D., Ostro S. J., Benner L. A. et al. Asteroid 1950 DA’s Encounter with Earth in 2880: Physical Limits of Collision Probability Prediction // Science. 2002. V. 296,№ 5565. P. 132–136.

Gladman B., Michel P., Froeschle C. The Near-Earth Object Population // Icarus. 2000. V. 146. P. 176–189.

Gladman B. J., Migliorini F., Morbidelli A., Zappala V., Michel P., Cellino A., Froeschle C., Levison H. F., Bailey M., Duncan M. Dynamical Lifetimes of Objects Injected into Asteroid Belt Resonances // Science. 1997. V. 277. P. 197–201.

Glasstone S., Dolan P. J. The Effects of Nuclear Weapons. — Washington, D.C.: US Dept. of Defense and US Dept. of Energy, US Government Printing Office, 1977. 653 p.

Gombosi T. I., Houpis H. L. F. An Icy-Glue Model of Cometary Nuclei // Nature. 1986. V. 324. P. 43–44.

Gomes R., Levison H. F., Tsiganis K., Morbidelli A. Origin of the Cataclysmic Late Heavy Bombardment Period of the Terrestrial Planets // Nature. 2005. V. 435 (7041). P. 466–469.

Greenberg R., Scholl H. Resonances in the Asteroid Belt // Asteroids / Eds. T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1979. P. 310–333. Grieve R. A. The Impact Cratering Rate in Recent Time // J. Geophys. Res. Suppl. 1984. V. 89. P. 403.

Grieve R. A., Shoemaker E. M. The Record of Past Impacts on Earth // Hazards Due to Comets and Asteroids / Eds. T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1994. P. 417–462.

Grun E., Staubach P. Dynamic Populations of Dust in Interplanetary Space // Astronomical Society of the Pacific Conf. Series. V. 104. Physics, Chemistry, and Dynamics of Interplanetary Dust. Proceedings of the 150th Colloquium of the International Astronomical Union held in Gainesville; Florida; USA, 14–18 August 1995; San Francisco: Astronomical Society of the Pacific (ASP 104). 1996. Eds. B. A. S. Gustafson, M. S. Hanner. P. 3–14

Grьn E., Zook H. A., Fechtig H., Giese R. H. Collisional Balance of the Meteoritic Complex // Icarus. 1985. V. 62. P. 244–272.

Gupta S.C, Love S. G., Ahrens T. J. Shock Temperature in Calcite (CaCO3) at 95–160 GPa // Earth Planet. Sci. Lett. 2002. V. 201. P. 1–12.

Halliday I., Griffin A. A., Blackwell A. T. Detailed Data for 259 Fireballs from the Canadian Camera Network and Inferences Concerning the Influx of Large Meteoroids // Meteorit. Planet. Sci. 1996. V. 31. P. 185–217.

Harris A. W. Tumbling Asteroids // Icarus. 1994. V. 107. P. 209–211.

Harris A. W., Lupishko D. F. Photometric Lightcurve Observations and Reduction Techniques // Asteroids II / Eds. R.P Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 39–53.

Hartmann W. K. Relative Crater Production Rates on Planets // Icarus. 1977. V. 31. P. 260–276.

Hartmann W. K. Does Crater «Saturation Equilibrium» Occur in the Solar System? // Icarus. 1984. V. 60. P. 56–74.

Hartmann W. K. Martian Cratering 8: Isochron Refinement and the Chronology of Mars // Icarus. 2005. V. 174 (2). P. 294–320.

Hartmann W. K., Gaskell R. W. Planetary Cratering 2: Studies of Saturation Equilibrium // Meteorit. Planet. Sci. 1997. V. 32. P. 109–121.

Hartmann W. K., Ryder G., Dones L., Grinspoon D. The Time-Dependent Intense Bombardment of the Primordial Earth/Moon System // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. P. Binzel. Univ. of Ariz., Tucson, AZ. 2002. P. 493–512.

Hartmann W. K., Strom R. G., Weidenschilling S. J., Blasius K. R., Woronow A., Dence M. R., Grieve R. A. F., Diaz J., Chapman C. R., Shoemaker E. M., Jones K. L. Chronology of Planetary Volcanism by Comparative Studies of Planetary Craters // Basaltic Volcanism on the Terrestrial Planets. Elmsford NY: Pergamon Press, 1981. P. 1050–1127.

Hazins V. M., Svetsov V. V. A Conservative Stable Smoothness-Enhancing FreeLagrangion Method // J. Comput. Phys. 1993. V. 105,№ 2. P. 187–198.

Hiesinger H., Head J. W., Wolf U., Jaumann R., Neukum G. Ages and Stratigraphy of Mare Basalts in Oceanus Procellarum, Mare Nubium, Mare Cognitum, and Mare Insularum // J. Geophys. Res. 2003. V. 108 (E7). P. 5065.

Hiesinger H., Jaumann R., Neukum G., Head J. W. Ages of Mare Basalts on the Lunar Nearside // J. Geophys. Res. 2000. V. 105. P. 29239–29276.

Hildebrand A. R., Boyton W. V. Proximal Cretaceous-Tertiary Impact Deposits in the Caribbean // Science. 1990. V. 248. P. 843–847.

Hills J. G. Comet Showers and the Steady-State Infall of Comets from the Oort Cloud // Astron. J. 1981. V. 86. P. 1730–1740.

Hills J. G., Goda M. P. The Fragmentation of Small Asteroids in the Atmosphere // Astron. J. 1993. V. 105,№ 3. P. 1114–1144.

Hills J. G., Mader Ch. L. Tsunami Produced by the Impacts of Small Asteroids // Proc. of the Planetary Defense Workshop. Lawrence Livermore National Laboratory. Livermore, California: University of California, 1995. P. 67–76.

Hills J. G., Nemchinov I. V., Popov S. P., Teterev A. V. Tsunami Generated by Small Asteroid Impacts // Hazards due to Comets and Asteroids / Ed. T. Gehrels. Tucson; London: Univ. of Arizona Press, 1994. P. 779–789.

Hirata N., Barnouin-Jha O. S., Honda Ch., Nakamura R., Miyamoto H., Sasaki Sh., Demura H., Nakamura A. M., Michikami T., Gaskell R. W., Saito J. A Survey of Possible Impact Structures on 25143 Itokawa // Icarus. 2009. V. 200, Iss. 2. P. 486–502.

Hirayama K. Groups of Asteroids Probably of Common Origin // Astron. J. 1918. V. 31, Iss. 743. P. 185–188.

Holm D. A. New Meteorite Localities in the Rub al Khali, Saudi Arabia // Amer. J. Sci. 1962. V. 260. P. 303–309.

Holsapple K. A. The Scaling of Impact Processes in Planetary Sciences // Annu. Rev. Earth Planet. Sci. 1993. V.21. P. 333–373.

Hudson R. S., Ostro S. J. Shape and Non-Principal Axis Spin State of Asteroid 4179 Toutatis // Science. 1995. V. 270, 84–86.

Huebner W. F. Dust from Cometary Nuclei // Astron. Astrophys. 1970. V. 5,№ 2. P. 286–297.

Huebner W. F., Johnson L. N., Boice D. C., Bradley P., Chocron S., Ghosh A., Giguere P. T., Goldstein R., Guzik J. A., Keady J. J., Mukherjee J., Patrick W., Plesko C., Walker J. D., Wohletz K. A Comprehensive Program for Countermeasures against Potentially Hazardous Objects (PHOs) // Solar System Res. 2009. V. 43, Iss. 4. P. 334–342.

Hughes D. W. Radio-Echo Measurements of the Flux of the Quadrantid, Perseid and Geminid Meteor Streams // Mon. Not. R. Astron. Soc. 1973. V. 161,№ 2. P. 113–125.

Hughes D. W. A New Approach to the Calculation of the Cratering Rate of the Earth over the Last 125 ± 20 Myr // Mon. Not. R. Astron. Soc. 2000. V. 317. P. 429–437.

Ipatov S. I. Evolution of Asteroidal Orbits at the 5:2 Resonance // Icarus. 1992. V. 95. P. 100–114; Erratum. V. 97. P. 309.

Ivanov B. A. Mars/Moon Cratering Rate Ratio Estimates // Chronology and Evolution of Mars / Eds. R. Kallenbach, J. Griss, W. K. Hartmann. Dord-recht — Boston — London: Kluwer Academic Press, 2001. P. 87–104.

Ivanov B. A. Earth/Moon Impact Rate Comparison: Searching Constraints for Lunar Secondary/Primary Cratering Proportion // Icarus. 2006. V. 183 (2). P. 504–507.

Ivanov B. A., Badukov D. D., Yakovlev O. I. et al. Degassing of Sedimentary Rocks due to Chicxulub Impact: Hydrocode and Physical Simulations // The CretaceousTertiary Event and Other Catastrophes / Eds. G. Ryder, D. Fastovsky, S. Gartner. Geol. Soc. Amer. Spec. Paper 307. 1996. P. 125–139.

Ivanov B. A., Bazilevsky A., Krynckov V., Chernaya I. Impact Craters on Venus: Analysis of Venera 15 and 16 Date // J. Geophys. Res. 1986. V. 91. P. D423–D430.

Ivanov B. A., Hartmann W. K. Exogenic Dynamics, Cratering and Surface Ages. Treatise on Geophysics / Ed. G. Schubert, Elsevier, Amsterdam, 2007. P. 207–242.

Ivanov B., Melosh H. J. Impacts Do Not Initiate Volcanic Eruptions: Eruptions Close to the Crater // Geology. 2003. V. 31. P. 869.

Ivanov B. A., Neukum G., Wagner R. Size-Frequency Distributions of Planetary Impact Craters and Asteroids // Collisional Processes in the Solar System / Eds. M. Y. Marov, H. Rickman. Dordrecht: Kluwer Academic Publishers, 2001. P. 1–34.

Ivezic Z., Tabachnik S., Rafikov R., Lupton R. H., Quinn T., Hammergren M., Eyer L., Chu J., Armstrong J. C., Fan X., Finlator K., Geballe T. R., Gunn J. E., Hennessy G. S., Knapp G. R., Leggett S. K., Munn J. A., Pier J. R., Rockosi C. M., Schneider D. P., Strauss M. A., Yanny B., Brinkmann J., Csabai I. N., Hindsley R. B., Kent S., Lamb D. Q., Margon B., McKay T. A., Smith J. A., Waddel P., York D. G., T. S. Collaboration, Solar System Objects Observed in the Sloan Digital Sky Survey Commissioning Data // Astron. J. 2001. V. 122. P. 2749–2784.

Jedicke R. The Pan-STARRS Moving Object Processing System // The Advanced Maui Optical and Space Surveillance Technologies Conference, held in Wailea, Maui, Hawaii, September 10–14, 2006 / Ed. S. Ryan. The Maui Economic Development Board, 2006. P. E41.

Jedicke R., Larsen J., Spahr T. Observational Selection Effects in Asteroid Surveys // Asteroids III / Eds. W. F. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. P. Binzel. Tucson, AZ: Univ. Arizona Press, 2002. P. 71–87.

Jenniskens P. Meteor Stream Activity I. The Annual Streams // Astron. Astrophys. 1994. V. 287. P. 990–1013.

Jenniskens P., Lyytinen E. Meteor Showers from the Debris of Broken Comets: D/1819 W1 (Blanpain), 2003 WY25, and the Phoenicids // Astron. J. 2005. V. 130, Iss. 3. P. 1286–1290.

Jenniskens P., Vaubaillon J. 2008 ED69 and Kappa Cygnids // Central Bureau for Electronic Telegrams / Ed. D. W. E. Green. 2008. V. 1453. P. 1.

Jessberger H. L., Kotthaus M. Non-Destructive Sampling of a Comet // Space Sci. Rev. 1991. V. 56. P. 117–123.

Jewitt D. From Kuiper Belt Object to Cometary Nucleus: the Missing Ultrared Matter // Astron. J. 2002. V. 123. P. 1039–1049.

Jewitt D. C., Meech K. J. Optical Properties of Cometary Nuclei and a Preliminary Comparison with Asteroids // Astrophys. J. 1988. V. 328. P. 974–986.

Johnson H. I. A Photometric System // Astron. Astrophys. 1955. V. 18. P. 292–316. Jones E. M., Kodis J. Atmospheric Effects of Large Body Impacts: The First Few Minutes // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Schultz. Geological Soc. of Amer. Spec. Paper 190. 1982. P. 175–186.

Jones E. M., Sanford M., II Jr. Numerical Simulation of a Very Large Explosions at the Earth’s Surface with Possible Application to Tektites // Impact and Erosion Cratering / Ed. D. J. Roddy. New York: Pergamon Press, 1977. P. 1009–1024.

Kaasalainen M., Ďurech J., Warner B. D., Krugly Y. N., Gaftonyuk N. M. Acceleration of the Rotation of Asteroid 1862 Apollo by Radiation Torques // Nature. 2007. V. 446, Iss. 7134. P. 420–422.

Katasev L. A., Kulikova N. V. On the Production of Meteor Streams by Cometary Nuclei // IAU Symp.№ 45. 1970. Leningrad — Dordrecht: Reidel P. C., 1972. P. 498–502.

Kettrup B., Deutsch A., and Masaitis V. Homogeneous Impact Melts Produced by a Heterogeneous Target? Sr-Nd Isotopic Evidence from the Popigai Crater, Russia // Geochim. Cosmochim. Acta. 2003. V. 67. P. 733–750.

Knezevic Z., Milani A. Asteroids Proper Elements: the Big Picture // Asteroids, Comets, Meteors 1993 / Eds. A. Milani, M. Di Martino, A. Cellino. 1994. P. 143–158.

Knight M. M. Proquest Dissertations and Theses 2008. Section 0117, Part 0606 202 pages; [Ph.D. dissertation].United States — Maryland: University of Maryland, College Park; 2008. Publ. Number: AAT 3339418.

Koeberl C. Identification of Meteoritic Components in Impactites // Meteorites: Flux with Time and Impact Effects / Eds. M. M. Grady, R. Hutchison, G. J. McCall, D. A. Rothery. London, 1998. Spec. Publ.? 140. London: Geological Society. P. 133–153.

Koenig B., Neukum G., Fechtig H. Recent Lunar Cratering: Absolute Ages of Kepler, Aristarchus, TYCHO // Lunar and Planetary Institute Conference, Abstracts. 1977. P. 555.

Korycansky D. G., Lynett P. J. Offshore Breaking of Impact Tsunami: The Van Dorn Effect Revisited // Geophys. Res. Lett. 2005. V. 32. P. L10608.

Krasinsky G. A., Pitjeva E. V., Vasilyev M. V., Yagudina E. I. Hidden Mass in the Asteroid Belt // Icarus. 2002. V. 158. P. 98–105.

Kresak U. Orbital Evolution of Dust Streams Released from Comets // Bull. Astron. Inst. Czechosl. 1976. V. 27,№ 1. P. 35–46.

Kreutz H. Untersuchungenьber das System der Cometen 1843 I, 1880 I und 1882 II. Theil. Publ. Sternwarte Kiel.№ 3. 1888.

Kreutz H. Untersuchungenьber das System der Cometen 1843 I, 1880 I und 1882 II. Theil. Publ. Sternwarte Kiel.№ 4. 1891.

Kreutz H. Anzeige betr. ErgЕanzungshefte zu den Astr. Nachrichten // Astronomische Nachrichten. 1901. V. 155. P. 63.

Krivov A. V., Sokolov L. L., Dikarev V. V. Dynamics of Mars-Orbitting Dust: Effects of Light Pressure and Planetary Oblateness // Celest. Mech. Dyn. Astron. 1995. V. 63, Iss. 3–4. P. 313–339.

Krogh F. T. A Variable-Step, Variable-Order Multistep Method for the Numerical Solution of Ordinary Differential Equations // IFIP Congress. 1968. V. 1. P. 194–199.

Krogh F. T. Changing Stepsize in Integration of Differential Equations Using Modified Derived Differences. Ed. D. G. Bettis. Numerical Solution of Ordinary Differential Equations // Lecture Notes in Mathematics. 1974. V. 362. P. 22–71.

Ksanfomality L. V. Planets, Dwarf Planets, and Small Bodies in the Solar System // Solar System Res. 2007. V. 41, Iss. 2, P. 174–176; Астрон. вестн. 2007. Т. 41,№ 2. P. 190–192.

Kuiper G. P. On the Origin of the Solar System// Astrophysics: A Topical Symposium / Ed. J. A. Hynek. New York: McGraw-Hill, 1951. P. 357.

Kwiatkowski T. Physical Model of 1620 Geographos, a Target of the Clementine Space Mission // Dynamics and Astrometry of Natural and Artificial Celestial Bodies / Eds. K. Kutzynska, F. Earlier, P. K. Seidelmann, I. Wytrzyszak. 1994. P. 319–322.

Lamy P. L., Toth I., Fernandez Y. R., Weaver H. A. The Sizes, Shapes, Albedos, and Colors of Cometary Nuclei // Comets II / Eds. M. C. Festou, H. U. Keller, H. A. Weaver. Tucson: Univ. Arizona Press, 2005. P. 223–264.

Levison H. F. et al. The Mass Disruption of Oort Cloud Comets // Science. 2002. V. 296. P. 2212–2215.

Levison H. F., Dones L., Duncan M. J. The Origin of Halley-Type Comets: Probing the Inner Oort Cloud // Astron. J. 2001. V. 121. P. 2253–2267.

Levison H. F., Duncan M. J. The Long-Term Dynamical Behavior of Short-Period Comets // Icarus. 1994. V. 108. P. 18–36.

Levison H. F., Duncan M. J. From the Kuiper Belt to Jupiter-Family Comets: The Spatial Distribution of Ecliptic Comets // Icarus. 1997. V. 127. P. 13–32.

Lindblad B. A. The IAU Meteor Data Center in Lund. Sweden, 1991.

Lomnitz C., Nilsen-Hofseth S. The Indian Ocean Disaster: Tsunami Physics and Early Warning Dilemmas // EOS. Trans. AGU. 2005. V. 86,№ 7. P. 65–70.

Lowry S. C., Fitzsimmons A., Pravec P., Vokrouhlickэ D., Boehnhardt H., Taylor P. A., Margot J.-L., Galбd A., Irwin M., Irwin J., Kusnirбk P. Direct Detection of the Asteroidal YORP Effect // Science. 2007. V. 316,№ 5822. P. 272–274.

Lu E., Love S. G. Gravitational Tractor for Towing Asteroids // Nature. 2005. V. 438, Iss. 7065. P. 177–178.

Lupishko D. F., Di Martino M. Physical Properties of Near-Earth Asteroids // Planet. Space Sci. 1998. V. 46. P. 47–74.

Lupishko D. F., Di Martino M., Binzel R. P. Near Earth Objects as Principal Impactors of the Earth: Physical Properties and Sources of Origin. Near Earth Objects, Our Celestial Neighbors: Opportunity and Risk // Proc. of IAU Symposium 236 / Eds. G. B. Valsecchi, D. Vokrouhlickэ, A. Milani. Cambridge: Cambridge University Press, 2007. P. 251–260.

Lyttleton R. A. What is a Cometary Nucleus? // Quart. J. R. Astron. Soc. 1977. V. 12. P. 213–233.

Mader C. L. Numerical Modeling of Water Waves. — Berkeley: Univ. of California Press, 1988.

Mader C. L., Curtis G. D. Modeling of Hilo, Hawaii Tsunami Inundations // Sci. of Tsunami Hazards. 1991. V. 9,№ 2. P. 85–94.

Magnusson P. et al. Photometric Observations and Modeling of Asteroid 1620 Geographos // Icarus. 1996. V. 123. P. 227–244.

Mainzer A. K. NEOCam: The Near-Earth Object Camera // Amer. Astron. Soc., DPS Meeting #38, #45.09; Bull. Amer. Astron. Soc. 2006. V. 38. P. 568.

Marsden B. G. Comet and Nongravitational Forces. II // Astron. J. 1969. V. 74. P. 720–729.

Marsden B. G. The Sungrazing Comet Group. II // Astron. J. 1989. V. 98. P. 2306–2321.

Marsden B. G. The Computation of Orbits in Indeterminate and Uncertain Cases // Astron. J. 1991. V. 102,№ 4, P. 1539–1552.

Marsden B. G., Sekanina Z., Yeomans D. Comets and Non-Gravitational Forces. V // Astron. J. 1973. V. 78. P. 211–229.

Marsden B. G., Williams G. V. Catalogue of Cometary Orbits. 15th ed. Smithsonian Astrophys. Obs. — Cambridge MA. 2003. 169 p.

Marsden B. G., Williams G. V. Catalogue of Cometary Orbits 2008. Smithsonian Astrophys. Obs. — Cambridge, 2008. 195 p.

Matson D. L. Infrared Observations of Asteroids // Physical Studies of Minor Planets / Ed. T. Gehrels. NASA SP-267. 1971. P. 45–50.

Matson D. L., Veeder G. J., Tedesco E. F., Lebofsky L. A. The IRAS Asteroid and Comet Survey // Asteroids II / Eds. R.P Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 269–281.

Medvedev Yu. D. Dust Cloud in the Comets Head and Its Possible Connection to the Photocentre Shift Phenomenon // Proc. оf the Second Int. Workshop on Positional Astronomy and Celestial Mechanics Held at Valencia, Spain, 1993. P. 106–117.

Medvedev Yu. D. On Formation of Elongated Cometary Nuclei // Proc. of the SecondInt. Workshop on Positional Astronomy and Celestial Mechanics Held at Valencia, Spain, 1993. P. 63–80.

Melosh H. J. Atmospheric Breakup of TerrestrialImpactors // Multi-Ring Basins / Eds. P. H. Schultz, R. B. Merrill. New York: Pergamon Press, 1981. P. 29–35.

Melosh H. J. Impact-Generated Tsunami: An Over-Rated Hazard // Lunar Planet. Sci. XXXIV. Houston: LPSI, 2003. #2013.

Melosh H. J., Artemjeva N. A., Golub A. P. et al. Remote Visual Detection of Impacts on the Lunar Surface // Lunar Planet. Sci. Conf. XXIV. Houston. 1993. P. 975–976.

Melosh H. J., Collins G. S. Planetary Science: Meteor Crater Formed by Low-Velocity Impact // Nature. 2005. V. 434. P. 157.

Melosh H. J., Nemtchinov I. V., Zetzer Yu. I. Non-Nuclear Strategies for Deflecting Comets and Asteroids // Hazards due to Comets and Asteroids / Ed. T. Gehrels. Tucson; London: Univ. Arizona Press, 1994. P. 1111–1132.

Melosh H. J., Vickery A. M. Melt Droplet Formation in Energetic Impact Events // Nature. 1991. V. 350. P. 494–497.

Milani A., Chesley S. R., Chodas P. W., Valsecchi G. B. Asteroid Close Approaches: Analysis and Potential Impact Detection // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino,

P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 55–69.

Milani A., Chesley S. R., Valsecchi G. B. Asteroid Close Encounters with Earth: Risk Assessment // Planetary Space Sci. 2000. V. 48. P. 945–954.

Millis R. L., Dunham D. W. Precise Measurement of Asteroid Sizes and Shapes from Occultations // Asteroids II / Eds. R. P. Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz. 1989. P. 149–170.

Minton D. A., Malhotra R. A Record of Planet Migration in the Main Asteroid Belt // Nature. 2009. V. 457, Iss. 7233. P. 1109–1111.

Mirels H. Interaction of Moving Shock with Thin Stationary Thermal Layer // Proc. of the 16th Int. Symp. on Shock Tubes and Waves / Ed. H. Grъnig. Aachen, Germany, July 26–31, 1987. Weinheim, N.Y.: VCH, 1988. P. 177–183.

Moore H. J., Boyce J. M., Hahn D. A. Small Impact Craters in the Lunar Regolith — Their Morphologies, Relative Ages, and Rates of Formation // Moon and Planets. 1980. V. 23. P. 231–252.

Morbidelli A., Bottke W. F., Jr., Froeschle Ch., Michel P. Origin and Evolution of Near-Earth Objects // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 409–422.

Morbidelli A., Gladman B. Orbital and Temporal Distribution of Meteorites Originating in the Asteroid Belt // Meteorit. Planetary Sci. 1998. V. 33. P. 999–1016.

Morbidelli A., Vokrouhlicky D. The Yarkovsky-Driven Origin of Near-Earth Asteroids // Icarus. 2003. V. 163. P. 120–134.

Morrison D. The Spaceguard Survey — Protecting the Earth from Cosmic Impacts // Mercury. 1992. V. 21,№ 3. P. 103–106, 110.

NASA report. Study to Determine the Feasibility of Extending the Search for Near-Earth Objects to Smaller Limiting Diameters Report of the Near-Earth Object Science Definition Team, August 22, 2003 // Prepared at the Request of National Aeronautics and Space Administration Office of Space Science Solar System Exploration Division. http://neo.jpl.nasa.gov/neo/neoreport030825.pdf.

NASA report. Near-Earth Object Survey and Deflection Analysis of Alternatives. Report to Congress. March, 2007. http://www.nasa.gov/pdf/171331main_NEO_report_ march07.pdf.

National Research Council. The Effects on the Atmosphere of a Major Nuclear Exchange. Washington DC: National Academy Press, 1985.

Nemchinov I. V., Popov S., Teterev A. Tsunamis Caused by the Impact of Cosmic Bodies in Oceans or Seas // Hazards due to Comets and Asteroids. Tucson: Univ. of Arizona Press, 1993. P. 64.

Nemtchinov I. V., Shuvalov V. V., Kosarev I. B. et al. 1997a. Assessment of Comet Shoemaker-Levy 9 Fragment Sizes Using Light Curves Measured by Galileo Spacecraft Instruments // Planet. Space Sci. 1997. V. 45,№ 3. P. 311–326.

Nemtchinov I. V., Svetsov V. V., Kosarev I. B. et al. 1997b. Assessment of Kinetic Energy of Meteoroids Detected by Satellite-Based Light Sensors // Icarus. 1997. V.130,№ 2. P. 259–274.

Nesvorny D., Morbidelli A. Three-Body Mean Motion Resonances and the Chaotic Structure of the Asteroid Belt // Astron. J. 1998. V. 116. P. 3029–3037.

Neukum G. Meteoritenbombardement und Datierung planetarer Oberflachen. Habilitation Dissertation. — Munich, Germany: Ludwig-Maximilians-University, 1983.

Neukum G., Ivanov B. A. Crater Size Distributions and Impact Probabilities on Earth from Lunar, Terrestrial-Planet, and Asteroid Cratering Data // Hazards due to Comets and Asteroids / Ed. T. Gehrels. Tucson, AZ: Univ. Arizona Press, 1994. P. 359–416.

Neukum G., Ivanov B. A., Hartmann W. K. Cratering Records in the Inner Solar System in Relation to the Lunar Reference System // Chronology and Evolution of Mars / Eds. R. Kallenbach, J. Griss, W. K. Hartmann. Dordrecht — Boston — London: Kluwer Academic Press, 2001. P. 55–86.

Niemi N. A., Wernicke B. P., Friedrich A. M. et al. BARGEN Continuous GPS Data across the Eastern Basin and Range Province, and Implications for Fault System Dynamics // Geophys. J. Int. 2004. V. 159,№ 3. P. 842–862.

O’Keefe J. A. Tektites and Their Origin. — Amsterdam: Elsevier, 1976. 254 p. O’Keefe J. D., Ahrens T. J. 1982a. Cometary and Meteorite Swarm Impact on Planetary Surfaces // J. Geophys. Res. 1982. V. 87. P. 6668–6680.

O’Keefe J. D., Ahrens T. J. 1982b. Impact Mechanisms of Large Bolides Interacting with Earth and Their Implication to Extinction Mechanisms // Geol. Soc. Amer. Spec. Paper. 1982. V. 190. P. 103–120.

O’Keefe J. D., Ahrens T. J. 1982c. The Interaction of the Cretaceous/Tertiary Extinction Bolide with the Atmosphere, Ocean, and Solid Earth // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Schultz. Geol. Soc. Amer. Spec. Paper. 1982. V. 190. P. 103–120.

Oort J. H. The Structure of the Cloud of Comets Surrounding the Solar System and a Hypothesis Concerning Its Origin // Bull. Astron. Inst. Neth. 1950. V. 11,№ 408. P. 91–110.

Цpik E. J. Collision Probabilities with the Planets and the Distribution of Interplanetary Matter // Armagh Obs. Contrib. 1951. P. 6.

Цpik E. J. The Frequency of Crater Diameters in Mare Imbrium // Astron. J. 1960. V. 65. P. 55.

Цpik E. J. Interplanetary Encounters. Close-Range Gravitational Interactions. Developments in Solar System— and Space Science, 2 / Eds. Z. Kopal, A. G. W. Cameron. Amsterdam — Oxford — New York: Elsevier Pub. Com., 1976.

Ortiz J. L., Sada P. V., Bellot Rubio L. R. et al. Optical Detection of Meteoroidal Impacts on the Moon // Nature. 2000. V. 405, Iss. 6789. P. 921–923.

Osinski G. R., Spray J. G., Grieve R. A. F. 2008. Impact Melting in Sedimentary Target Rocks: A Synthesis. In the Sedimentary Record of Meteorite Impacts // Geol. Soc. of Amer. Spec. Paper / Eds. K. Evans, W. Horton, D. King, J. Morrow, J. Warme. Geological Society of America: Boulder. V. 437. P. 1–18.

Ostro S. J. et al. Radar Images of Asteroids 4179 Toutatis // Science. 1995. V. 270. P. 80–83.

Ostro S. J. et al. Asteroid 4179 Toutatis: 1996 Radar Observations // Icarus. 1999. V. 137. P. 122–139.

Ostro S. J., Rosema K. D., Hudson R. S. et al. 1995a. Extreme Elongation of Asteroid 1620 Geographos from Radar Images // Nature. 1995. V. 375. 8 June 1995.

Paddack S. J., Rhee J. W. Rotational Bursting of Interplanetary Dust Particles // Geophys. Res. Lett. 1975. V. 2. P. 365–367.

Paillou P., Barkooky A. E., Barakat A. et al. Discovery of the Largest Impact Crater Field on Earth in the Gilf Kebir Region, Egypt // C. R. Geoscience. 2004. V. 336. P. 1491–1500.

Paillou P., Rosenqvist A., Malezieux J.-M. et al. Discovery of a Double Impact Crater in Libya: the Astrobleme of Arkenu // C. R. Geoscience. 2003. V. 335. P. 1059–1069.

Passey Q. R., Melosh H. J. Effects of Atmospheric Breakup on Crater Field Formation // Icarus. 1980. V. 42,№ 2. P. 211–233.

Pierazzo E., Hahmann A. N., Sloan L. C. Chicxulub and Climate: Effects of Stratospheric Injections of Impact-Produced S-Bearing Gases // Astrobiology. 2003. V. 3. P. 99–118.

Pierazzo E., Kring D. A., Melosh H. J. Hydrocode Simulations of the Chicxulub Impact Event and the Production of Climatically Active Gases // J. Geophys. Res. 1998. V. 103. P. 28607–28626.

Pope K. Impact Dust not the Cause of the Cretaceous-Tertiary Mass Extinction // Geology. 2002. V. 30. P. 99–102.

Pope K. O., Baines K. H., Ocampo A. C., Ivanov B. A. Energy, Volatile Production, and Climatic Effects of the Chicxulub Cretaceous/Tertiary Impact // J. Geophys. Res. 1997. V. 102 (E9). P. 21645–21664.

Porubčan V. On the Structure of the 1969 Leonid Meteor Shower // Bull. Astron. Inst. Czech. 1974. V. 25,№ 6. P. 353–361.

Porubčan V., Šimek M. Distribution of Lyrid Meteoroids in a Large Range of Echo Durations // Bull. Astron. Inst. Czech. 1988. V. 39,№ 3. P. 165–168.

Pravec P., Harris A. W. Fast and Slow Rotation of Asteroids // Icarus. 2000. V. 148. P. 12–20.

Pravec P. et al. Two-Period Lightcurves of 1996 FG_3, 1998 PG, and (5407) 1992 AX: One Probable and Two Possible Binary Asteroids // Icarus. 2000. V. 146. P. 190–203.

Pravec P., Wolf M., Saronova L. How Many Binaries are There among Near-Earh Asteroids? // Proc. IAU Coll. 173 / Eds. J. Svoren, E. M. Pittich, H. Rickman // Astron. Inst. Slovak Acad. Sci. 1999. P. 159–162.

Prescott J. R., Robertson G. B., Shoemaker C. et al. Luminiscence Dating of the Waber Meteorite Craters, Saudi Arabia // J. Geophys. Res. 2004. V. 109,№ E1. P. E01008.

Prinn R. G., Fegley B., Jr. Bolide Impacts, Acid Rain, and Biospheric Traumas at the Cretaceous-Tertiary Boundary // Earth Planet. Sci. Lett. 1987. V. 83. P. 1–15.

Quinn T., Tremaine S., Duncan M. Planetary Perturbations and the Origins of Short-Period Comets // Astrophys. J. 1990. V. 355. P. 667–679.

Rabinowitz D. L., Helin E., Lawrence K., Pravdo S. A Reduced Estimate of the Number of Kilometer-Sized Near-Earth Asteroids // Nature. 2000. V. 403. P. 165–166.

Radzievskii V. V. A Mechanism for the Disintegration of Asteroids and Meteorites // Dokl. Akad. Nauk SSSR. 1954. V. 97. P. 49–52.

Rampino M. R., Self S. Historic Eruptions of Tambora (1815), Krakatan (1883), and Agung (1963), Their Stratospheric Aerosols, and Climatic Impact // Quat. Res. 1982. V. 18. P. 127–143.

Reichenbach H., Kuhl A. Techniques for Creating Precursors in Shock Tubes // Proc. of the 16th Int. Symp. on Shock Tubes and Waves / Ed. H. Grцnig. Aachen, Germany, July 26–31, 1987. Weinheim, N.Y.: VCH, 1988. P. 847–853.

Richter N. B. The Nature of Comets. — London: Methuen and Co., 1963. 221 p. Rickman H. Physical Evolution of Comets. — In Interplanetary Matter, Publ. // Astron. Inst. Czech. Acad. Sci. 1987. V. 2. P. 37–46.

Roddy D. J., Shuster S., Rosenblatt M. et al. Computer Simulations of Large Asteroid Impacts into Oceanic and Continental Sites-Preliminary Results on Atmospheric, Cratering and Ejecta Dynamics // Int. J. Impact Engng. 1987. V. 5,№ 1–4. P. 525–541.

Rybakov V. A., Nemthinov I. V., Shuvalov V. V. et al. Mobilization of Dust on the Mars Surface by the Impact of Small Cosmic Bodies // J. Geophys. Res. 1997. V. 102,№ E4. P. 9211–9220.

Schmidt R. M., Holsapple K. A. Estimates of Crater Size for Large-Body Impacts: Gravitational Scaling Results // Geological Implications of Impacts of Large Asteroids and Comets on the Earth / Eds. L. T. Silver, P. H. Shultz. Geol. Soc. of Amer. Spec. Paper. 1982. V. 190. P. 93–101.

Schultz P. H., Gault D. E. Seismic Effects from Major Basin Formation on the Moon and Mercury // The Moon. 1975. V. 12. P. 159–177.

Schweickart R., Chapman C., Durda D., Hut P., Bottke B., Nesvorny D. Threat Characterization: Trajectory Dynamics, 2006, (White paper 039), http:// www.b612foundation.org/press/press.html, #14

Sekanina Z. Fan-Shaped Coma, Orientation of Rotation Axis, and Surface Structure of a Model on Four Comets // Icarus. 1979. V. 37. P. 420–442.

Sekanina Z. Effects of the Law for Nongravitational Forces on the Precision Model of Comet Encke // Astron. J. 1986. V. 91. P. 422–431.

Shoemaker E. M. Asteroid and Comet Bombardment of the Earth // Ann. Rev. Earth Planet. Sci. 1983. V. 11. P. 461–494.

Shoemaker E. M. Report of the Near-Earth Object Survey Working Group / Ed. E. M. Shoemaker. NASA Solar System Exploration Division, 1995.

Shoemaker E. M., Hait M. H., Swann G. A., Schleicher D. L., Dahlem D. H., Schaber G. G., Sutton R. L. Lunar Regolith at Tranquillity Base // Science. 1970. V. 167. P. 452.

Shoemaker E. M., Wolfe R. F. Cratering Time Scales for the Galilean Satellites // Satellites of Jupiter / Ed. D. Morrison. Tucson, AZ: Univ. Arizona Press, 1982. P. 277–339.

Shreffler R. G., Christian R. Boundary Disturbances in High Explosive Shock Tubes // J. Appl. Phys. 1954. V. 25. P. 324–331.

Shuvalov V. V. Multi-Dimensional Hydrodynamic Code SOVA for Interfacial Flows: Application to Thermal Layer Effect // Shock Waves. 1999. V. 9,№ 6. P. 381–390.

Shuvalov V. V., Artemieva N. A. 2002a. Numerical Modeling of Tunguska-Like Impacts // Planet. Space Sci. 2002. V. 50. P. 181–192.

Shuvalov V. V., Artemieva N. A. 2002b. Atmospheric Erosion and Radiation Impulse Induced by Impacts // Geol. Soc. of Amer. Spec. Paper. 2002. V. 356. P. 695–704.

Šidlichovskэ M., Melendo B. Mapping for 5/2 Asteroidal Commensurability // Bull. Astron. Inst. Czech. 1986. V. 37. P. 65–80.

Sitarski G. Correction of Cometary Orbits Including the Perturbations in Differential Coefficients // Acta Astron. 1971. V. 21. P. 87.

Sitarski G. On a Displacement of the Photometric Center from the Center of Mass in Positional Observations of Comets and Minor Planets // Acta Astron. 1984. V. 34,№ 2. P. 269–280.

Smirnov M., Barabanov S. I. The Optical Observations of Meteoroids in Near-Earth Space // Second European Conference on Space Debris, Organised by ESA, held 17–19 March, 1997, ESOC, Darmstadt, Germany, ESA-SP 393. 1997. P. 155.

Smit J. The Global Stratigraphy of the Cretaceous-Tertiary Boundary Impact Ejecta // Annu. Rev. Earth Planet. Sci. 1999. V. 27. P. 75–113.

Standish E. M. Recommendation of DE405 for the 2001 Mars Surveyor Mission and for Cassini. Interoffice Memorandum, 312, F-00-107, 2000. P. 1–7.

Steiger R. H., Jager E. Subcommission on Geochronology-Convention on the Use of Decay Constants in Geo— and Cosmochronology // Earth Planet. Sci. Lett. 1977. V. 36.

Stewart S. T., Ahrens T. J. Shock Properties of H_2O Ice // J. Geophys. Res. 2005. V. 110. P. E03005.

Stoeffler D., Ryder G. Stratigraphy and Isotope Ages of Lunar Geologic Units: Chronological Standard for the Inner Solar System // Chronology and Evolution of Mars / Eds. R. Kallenbach, J. Griss, W. K. Hartmann. Dordrecht — Boston — London: Kluwer Academic Press, 2001. P. 9–54.

Stoeffler D., Artemieva N. A., Pierazzo E. Modeling the Ries-Steinheim Impact Event and the Formation of the Moldavite Strewn Field // Meteorit. Planet. Sci. 2002. V. 37.P. 1893–1908.

Stoffler D., Ryder G., Ivanov B. A., Artemieva N. A., Cintala M. J., Grieve R. A. F. Cratering History and Lunar Chronology // Reviews in Mineralogy and Geochemistry. 2006. V. 60 (1). P. 519–596.

Stuart J. S. A Near-Earth Asteroid Population Estimate from the LINEAR Survey // Science. 2001. V. 294. P. 1691–1693.

Stuart J. S. Observational Constraints on the Number, Albedos, Sizes, and Impact Hazards of the Near-Earth Asteroids. Ph. D. Thesis, Massachusetts Institute of Technology. 2003.

Stuart J. S., Binzel R. P. Bias-Corrected Population, Size Distribution, and Impact Hazard for the Near-Earth Objects // Icarus. 2004. V. 170 (2). P. 295–311.

Svetsov V. V., Nemtchinov I. V., Teterev A. V. Disintegration of Large Meteoroids in Earth’s Atmosphere: Theoretical Models // Icarus. 1995. V. 116. P. 131–153. Errata: Icarus. 1996. V. 120,? 2. P. 443.

Tancredi G., Favre S. Which Are the Dwarfs in the Solar System? // Icarus. 2008. V. 195, Iss. 2. P. 851–862.

Tedesco E., Egan M. P., Price S. D. The Midcourse Space Experiment Infrared Minor Planet Survey // Astron. J. 2002. V. 124. P. 583–591.

Tedesco E., Noah P. V., Noah M., Price S. D. The Supplemental IRAS Minor Planet Survey // Astron. J. 2002. V. 123. P. 1056–1085.

Terentjeva A. K. Fireball Streams // Asteroids, Comets, Meteors III / Eds. C. I. Lagerkvist, H. Rickman, B. A. Lindblad, M. Lindgren. Uppsala: Uppsala Univ. Press, 1990. P. 579–584.

Terent’eva A.K., Bayuk O. A. On the Possible Cometary Origin of Geminid Type Meteor Streams // Bull. Astron. Inst. Czech. 1991. V. 42,№ 6. P. 377–378.

Teterev A. V., Misychenko N. I., Rudak L. V. et al. Atmospheric Breakup of a Small Comet in the Earth’s Atmosphere // Lunar and Planet. Sci. Conf. XXIV. Houston, 1993. P. 1417–1418.

Teterev A. V., Nemtchinov I. V. The Sand Bag Model of the Dispersion of the Cosmic Body in the Atmosphere // Lunar and Planet. Sci. Conf. XXIV. Houston: LPSI, 1993. P. 1415–1416.

Tholen D. J. Asteroid Taxonomy from Cluster Analysis of Photometry. Ph. D. Thesis, Univ. of Arizona. 1984.

Tholen D. J., Barucci M. A. Asteroid Taxonomy // Asteroids II / Eds. R. P. Binzel, T. Gehrels, M. S. Matthews. Univ. of Ariz, 1989. P. 298–315.

Toon O. B., Zahnle K., Morrison D., Turco R. P., Covey C. Environmental Perturbations Caused by the Impacts of Asteroids and Comets // Rev. Geophys. 1997. V. 35,№ 1. P. 41–78.

Toon O. B., Zahnle K., Turco R. P., Covey C. Environmental Perturbations Caused by Asteroid Impacts // Hazards due to Comets and Asteroids / Ed. T. Gehrels. Tucson; London: Univ. Arizona Press, 1994. P. 791–826.

Tsiganis K., Gomes R., Morbidelli A., Levison H. F. Origin of the Orbital Architecture of the Giant Planets of the Solar System // Nature. 2005. V. 435 (7041). P. 459–461.

Turco R. P., Toon O. B., Park C., Whitten R. C., Pollack J. B., Noerdlinger P. The Tunguska Meteor Fall of 1908: Effects on Stratospheric Ozone // Science. 1981. V. 214.

P. 19–23. Vasilyev N. V. The Tunguska Meteorite Problem Today // Planet. Space Sci. 1998. V. 46,№ 2/3. P. 129–150.

Veeder G. J., Tedesco E. F. Results from the IRAS Minor Planet Survey / Eds. E. F. Tedesco, G. J. Veeder, J. W. Fowler, J. R. Chillemi. The IRAS Minor Planet Survey. Final Report. Phillips Laboratory PL-TR-92-2049, Chapter 7. 1992. P. 107–126.

Ward S. N., Asphaug E. Asteroid Impact Tsunami of 16 March, 2880 // Geophys. J. Int. 2003. V. 153. P. F6–F10.

Weidenschilling S. J., Spaute D., Davis D. R., Marzari F., Ohtsuki K. Accretional Evolution of a Planetesimal Swarm // Icarus. 1997. V. 128, Iss. 2. P. 429–455.

Weissman P. R. Are Cometary Nuclei Primordial Rubble Piles? // Nature. 1986. V. 320. P. 242–244. Weissman P. R., Kieffer H. H. Thermal Modeling of Cometary Nuclei // Icarus. 1981. V. 47. P. 302–311.

Weissman P. R., Lowry S. C. The Size Distribution of Cometary Nuclei // Bull. Amer. Astron. Soc. 2001. V. 33. P. 1094.

Weissman P. R., Lowry S. C. Structure and Density of Cometary Nuclei // Meteorit. Planet. Sci. 2008. V. 43. P. 1033–1047.

Whipple F. L. Meteoritic Erosion in Space // Smithson. Contr. Astrophys. 1963. V. 7. P. 239–248.

Whipple F. L. The Zodiacal Light and the Interplanetary Medium // Symp. held at the University of Hawaii. NASA. SP. 1967. V. 150. P. 409–413.

Whipple F. L. Origins of Meteoritic Material // Phys. Dynam. of Meteors, Symp. № 33 IAU, 1967. Dordrecht — Holland, Reidel P. C. 1968. P. 481–485.

Widorn T. Zur Photometrischen Bestimmung der Durchmesser der Kleinen Planeten // Ann. Univ. Sternw. Wien. 1967. V. 27. P. 112–119.

Wisdom J. The Origin of the Kirkwood Gaps: a Mapping for Asteroidal Motion near the 3/1 Commensurability // Astron. J. 1982. V. 87. P. 577–593.

Wisdom J. Chaotic Behaviour and the Origin of the 3/1 Kirkwood Gap // Icarus. 1983. V. 56. P. 51–74.

Wisdom J. Urey Prize Lecture: Chaotic Dynamics in the Solar System // Icarus. 1987. V. 72. P. 241–275.

Woronow A. Crater Saturation and Equilibrium — A Monte Carlo Simulation // J. Geophys. Res. 1977. V. 82. P. 2447–2456.

Yeomans D. K., Bhaskaran S., Broschart S. B., Chesley S. R., Chodas P. W., Jones M. A., Sweetser T. H. Near-Earth Object (NEO) Analysis of Transponder Tracking and Gravity Tractor Performance, September 1, 2008, http://www.b612foundation.org/ press/press.html, #18.

Yeomans D.K, Chodas P. C. An Asymmetric Outgassing Model for Cometary Nongravtational Accelerations // Astron. J. 1989. V. 98. P. 1083–1093.

Yeomans D. K., Yau K. K., Weissman P. R. The Impending Appearance of Comet Tempel — Tuttle and the Leonid Meteors // Icarus. 1996. V. 124, Iss. 2, P. 407–413.

Zahnle K. J. Atmospheric Chemistry by Large Impacts // Global Catastrophes in Earth History // Geol. Soc. of Amer. Spec. Paper / Eds. V. L. Sharpton, P. D. Ward. 1990. V. 247. P. 271–288.

Zappalб V., Cellino A., Dell’Oro A., Paolicchi P. Physical and Dynamical Properties of Asteroid Families // Asteroids III / Eds. W. Bottke, A. Cellino, P. Paolicchi, R. Binzel. Univ. of Ariz. 2002. P. 619–631.

Zellner В., Tholen D. J., Tedesco E. F. The Eight-Color Asteroid Survey. Results for 589 Minor Planets // Icarus. 1985. V. 61. P. 355–416.

Аксенов Е. П. Теория движения искусственных спутников Земли. — М.: Наука, 1977. 364 с.

Алешков М. Н. и др. Физические основы ракетного оружия. — М.: Воениздат, 1972. 312 с.

Андрианов С. А., Васильченко И. И., Голицын Г. С. и др. Численное моделирование процессов формирования «огненного смерча» // Физика атмосферы и океана. 2003. Т. 39, № 1. C. 3–13.

Аронов А. М., Данилов В. А., Никифоров В. О., Савицкий А. М., Сокольский М. Н. Оптико-электронные системы для дистанционного зондирования Земли // www.lomo-tech.ru/photos/lomo_kosm_otkr.pdf. СПб., 2007.

Артемьев В. И., Бергельсон В. И., Калмыков А. А., Немчинов И. В. и др. Развитие предвестника при взаимодействии ударной волны со слоем пониженной плотности // Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1988. № 2. C. 158–163.

Артемьев В. И., Бергельсон В. И., Немчинов И. В. и др. Формирование новых структур газодинамических течений при возмущении плотности в тонких протяженных каналах перед фронтами ударных волн // Математическое моделирование. 1989. Т. 1, № 8. C. 1–11.

Артемьев В. И., Маркович И. Э., Немчинов И. В., Суляев В. А. Двумерное автомодельное движение сильной ударной волны над нагретой поверхностью // Докл. АН СССР. 1987. Т. 293, № 5. C. 1082–1084.

Багров А. В., Болгова Г. Т., Леонов В. А. Телевизионный мониторинг метеорных явлений для изучения эволюции метеорных потоков // Kinematics and Physics of Celestial Bodies. Suppl Ser. 2003, № 4. P. 265–268.

Багров А. В., Болгова Г. Т., Микиша А. М., Смирнов М. А. Программа наблюдений крупных тел в метеорных и болидных потоках // Программы наблюдений высокоорбитальных спутников Земли и небесных тел Солнечной системы. Тезисы конференции. СПб.: ИТА РАН, 1994. C. 17–18.

Багров А. В., Выгон В. Г., Бондарь С. Ф., Иванов Е. А. Гибридная телевизионная система для наблюдений слабых космических объектов // Околоземная астрономия и проблемы изучения малых тел Солнечной системы. 2000. М.: Космосинформ. C. 334.

Барабанов С. И. Наблюдения крупных тел в метеорных потоках за пределами атмосферы Земли // Околоземная астрономия (космический мусор) / Под ред. А. Г. Масевич. 1998. C. 214–230.

Барабанов С. И., Смирнов М. А. Анализ содержания крупных тел в избранных метеорных и болидных потоках на основе данных метеорной астрономии и наблюдений, проводимых ИНАСАН с 1995 г. // Околоземная астрономия — 2003, СПб.: Ин-т Химии СПбГУ.

Барабанов С. И., Смирнов М. А. Анализ содержания крупных тел в метеорных и болидных роях // Астрон. вестн. 2005. Т. 39, № 3. C. 263–275.

Бергельсон В. И., Немчинов И. В., Орлова Т. И. и др. Автомодельное развитие предвестника перед ударной волной, взаимодействующей с теплым слоем // Докл. АН СССР. 1987. Т. 295, № 3. C. 554–557.

Бергельсон В. И., Немчинов И. В., Орлова Т. И., Хазинс В. М. Автомодельные течения при мгновенном энерговыделении в газе, содержащем каналы пониженной плотности // Докл. АН СССР. 1989. Т. 305, № 5. C. 1100–1103.

Бибарсов Р. Ш., Рубцова В. А. Параметр метеорного потока s Персеид 1964 г. по наблюдениям на λ = 17 м в Душанбе // Бюлл. Ин-та. астрофизики АН ТаджССР. 1970. № 53. C. 10–13.

Бирюков Е. Е. Захват комет из облака Оорта на орбиты галлеевского типа и орбиты семейства Юпитера // Астрон. вестн. 2007. Т. 41, № 3. C. 232–240.

Бондаренко Ю. С. Электронный каталог кометных орбит «Halley» // Труды ИПА РАН. 2009. Вып. 19. C. 57–67.

Бордовицына Т. В. Современные численные методы в задачах небесной механики. — М.: Наука, Физматлит, 1984. 136 c.

Бордовицына Т. В., Авдюшев В. А. Теория движения искусственных спутников Земли. Аналитические и численные методы. — Изд. Томского ун-та, 2007. 220 c.

Боярчук А. А. Угроза с неба: рок или случайность? — М.: Космоинформ, 1999. 220 с.

Бронштэн В. А. Природа аномального свечения неба, связанного с Тунгусским явлением // Астрон. вестн. 1991. Т. 25, № 4. C. 490–504.

Бронштэн В. А. Тунгусский метеорит: история исследования. — М.: А. Д. Сельянов, 2000. 312 с.

Быков О. П. Определение орбит небесных тел прямыми методами // Проблемы построения координатных систем в астрономии. Серия Проблемы исследования Вселенной. 1989. Вып. 12. Л.: ГАО АН СССР.

Быков О. П., Девяткин А. В., Львов В. Н., Смехачева Р. И., Смирнов С. С., Цекмейстер С. Д. Изучение объектов Солнечной системы с помощью программной Системы ЭПОС // Околоземная астрономия. Труды конференции. Терскол, 3–7 сентября, 2007.

Васильев Н. В. Тунгусский «метеорит». Космический феномен лета 1908. — М.: Русская панорама, 2004.

Васильев Н. В., Журавлев В. К., Журавлева Р. К. и др. Ночные светящиеся облака и оптические аномалии, связанные с падением Тунгусского метеорита. — М.: Наука, 1965. 112 с.

Васильев Н. В., Ковалевский А. Ф., Разин С. А., Эпиктетова Л. Е. Показания очевидцев Тунгусского падения. М.: ВИНИТИ, 1981. № 5350–81.

Виноградова Т. А., Заботин А. С. Каталог АСЗ ИПА РАН // Околоземная астрономия. Труды конференции. Терскол, 3–7 сентября, 2007.

Виноградова Т. А., Кочетова О. М., Чернетенко Ю. А., Шор В. А., Ягудина Э. И. Орбита астероида (99942) Апофис, определенная из оптических и радарных наблюдений // Астрон. вестн. 2008. Т. 42, № 4. C. 291–300.

Витязев А. В., Печерникова Г. В. Астероидная и сейсмическая опасность. — М.: Объединенный ин-т физики Земли им. О. Ю. Шмидта РАН, 1997. 72 с.

Витязев А. В., Печерникова Г. В., Сафронов В. С. Планеты земной группы: Происхождение и ранняя эволюция. — М:. Наука. 1990, 296 с.

Воробьев Ю. Л. (ред.) Защита населения и территорий в кризисных ситуациях // МЧС России. М.: Деловой экспресс, 2006.

Воробьев Ю. Л., Локтионов Н. И., Фалеев М. И., Шахраманьян М. А., Шойгу С. К., Шолох В. П. Катастрофы и человек / Ред. Ю. Л. Воробьев. М.: АСТ-ЛТФ, 1997.

Воронцов-Вельяминов Б. А. Структура кометных ядер // Астрон. журн. 1945. Т. 22. C. 317–346. Всехсвятский С. К. Природа и происхождение комет и метеорного вещества. — М.: Просвещение, 1967. 183 с.

Вуд Дж. Метеориты и происхождение Солнечной системы. — М.: Мир, 1971. 176 с.

Герелс Т. Фотометрия астероидов // Планеты и спутники / Под ред. А. Дольфюса. Пер. с англ. М.: Мир, 1974. C. 367–430.

Гладышева О. Г. Кометная структура тунгусского тела // «100 лет Тунгусскому кометному телу». Материалы конференции. СПб., 2008. C. 29–32.

Глазачев Д. О., Печерникова Г. В., Витязев А. В. Активность взаимодействующих коры, мантии, ядра и геобиологическая эволюция // Геофизика межгеосферных взаимодействий / Под ред. В. В. Адушкина. М.: ГЕОС, 2008. C. 105–119. Программа ОНЗ № 5.

Горбанев Ю. М., Князькова Е. Ф. Молодые метеорные рои вблизи Солнца. I. Статистическая связь метеоров с семействами короткоперигелийных комет // Астрон. вестн. 2003. Т. 37, № 6. C. 555–568.

Гордейчик В. И., Забавин В. Н., Щербин М. Д. Облако взрыва и пылевые образования // Физика ядерного взрыва. Т. 1. Развитие взрыва. М.: Наука. Физматлит, 1997. C. 243–275.

Григорян С. С. О движении и разрушении метеоритов в атмосферах планет // Космические исследования. 1979. Т. 17, № 6. C. 875–893.

Губарев В. С. Секретные академики. Жизнь и судьба звезд, интервью с академиком А. Боярчуком. — М.: Алгоритм, 2008.

Дашков А. А. Некоторые требования к системам коррекций межпланетных траекторий // Космические исследования. 1966. Т. 4, № 5.

Денисов С. С. Создание банков данных астероидов, сближающихся с Землей // 100 лет Тунгусскому феномену: Прошлое, настоящее, будущее. Тезисы конференции. М., 26–28 июня, 2008.

Дмитриевский А. А. Некоторые вопросы теории эволюции орбит метеорных тел под действием негравитационных сил. Дисс. на соиск. уч. степ. канд. ф.−м. наук. Казань, 1974. C. 221.

Дмитриевский А. А. Некоторые вопросы теории эволюции орбит метеорных тел под действием негравитационных сил. Автореферат дисс. на соиск. уч. степ. канд. ф.−м. наук. Киевский гос. ун-т, 1974. C. 17.

Добров А. В., Зайцев А. В., Маглинов И. Д., Соколова Ю. Г., Чесноков А. Г., Свешников М. Л., Сокольский А. Г. Возможные подходы к формированию космической службы наблюдения астероидов и комет // Международная конференция «Астероидная опасность-96», 15–19 июля 1996 г., С.-Петербург. Программа и тезисы докладов. СПб.: Изд-во ИТА РАН, 1996. C. 49–50.

Дольфюс А. Диаметры планет и спутников. Пер. с франц. — М.: Мир, 1974. 580 с.

Дубяго А. Д. О некоторых вопросах движения, структуры и распада комет // Астрон. журн. 1942. Т. 19. C. 14–62.

Дубяго А. Д. Движение периодической кометы Брукса 2 с 1883 по 1946 гг. // Ученые записки Казанского университета, 1950. Т. 110.

Елькин А. В., Соколов Л. Л. О последовательных прохождениях АСЗ в окрестностях Земли // Международная конференция «Астероидная опасность-95», 23–25 мая 1995 г. С.-Петербург, 1995. Тезисы докладов. СПб.: Изд-во МИПАО и ИТА РАН, 1995. Т. 2. C. 41.

Елькин А. В., Соколов Л. Л., Титов В. Б., Шмыров А. С. Квазислучайные движения в гравитационном поле N планет // Тр. астрономической обсерватории СПбГУ. 2003. Т. XLV. C. 73–114.

Емельянов В. А., Меркушев Ю. К. Точность определения орбит малых ОНТ с помощью двух космических телескопов, размещенных на орбите Земли // Сб. трудов конф. «Околоземная астрономия — 2005», 19–24 сентября 2005 г. Казань, 2005. C. 102–108.

Железнов Н. Б. Исследование двойного астероида 1996 FG_3 // Сообщения ИПА РАН. 2002. № 147.

Железнов Н. Б. Влияние корреляционных связей между орбитальными параметрами астероида на определение вероятности его столкновения с планетой методом Монте-Карло // Астрон. вестн. 2010, Т. 44, № 2. C. 150–157.

Заботин А. С., Медведев Ю. Д. Ретроспективная эволюция орбиты малой планеты (99942) Apophis // Тр. ИПА РАН. 2008. Вып. 14. C. 174–184.

Зоткин И. Т., Цикулин М. А. Моделирование взрыва Тунгусского метеорита // Докл. АН СССР. 1966. Т. 167, № 1. C. 59–62.

Зоткин И. Т., Чигорин А. Н. Определение радианта Тунгусского метеорита по визуальным наблюдениям очевидцев // Актуальные вопросы метеоритики в Сибири. Новосибирск: Наука, 1988. C. 85–95.

Зоткин И. Т., Чигорин А. Н. Радиант Тунгусского метеорита по визуальным наблюдениям // Астрон. вестн. 1991. Т. 25, № 5. C. 613–620.

Иванов Б. А. Механика кратерообразования // Итоги науки и техники. Сер. Механика деформируемого твердого тела. М.: ВИНИТИ, 1981. Т. 14. Вып. 14. C. 60–128.

Иванов Б. А. Нагрев литосферы при образовании метеоритных кратеров // Астрон. вестн. 2004. Т. 38, № 4. C. 304–318.

Иванов Б. А. 2005a. Распределение ударных кратеров и астероидов по размерам // Катастрофические воздействия космических тел / Под ред. В. В. Адушкина, И. В. Немчинова. — М.: ИКЦ «Академкнига», 2005. C. 62–77.

Иванов Б. А. 2005b. Образование многокольцевых ударных бассейнов: моделирование крупнейших земных метеоритных кратеров // Астрон. вестн. 2005. Т. 39. C. 381–409.

Иванов К. Г. Геомагнитные явления, наблюдавшиеся на Иркутской магнитной обсерватории вслед за взрывом Тунгусского метеорита // Метеоритика. 1961. Вып. 21. C. 46–48.

Иванов К. Г. Геомагнитный эффект Тунгусского падения // Метеоритика. 1964. Вып. 24. C. 141–151.

Ивашкин В. В., Стихно К. А. О проблеме коррекции орбиты сближающегося с Землей астероида (99942) Apophis // Докл. РАН. 2008. Т. 419, № 5. C. 624–627.

Ипатов С. И. Миграция небесных тел в Солнечной системе. — М.: Эдиториал УРСС, 2000. 320 с.

Катасев Л. А., Куликова Н. В. Эффект Ярковского — Радзиевского и эволюция метеорных роев // Астрон. вестн. 1972. Т. 6, № 4. C. 237–241.

Катасев Л. А., Куликова Н. В. О происхождении и эволюции метеорного роя Персеид // Астрон. вестн. 1975. Т. 9, № 3. C. 165–171.

Клейн. Астрономические вечера. — СПб.: Типография Е. Евдокимова, 1898. 412 с.

Клумов Б. А., Кондауров В. И., Конюхов А. В., Медведев Ю. Д., Сокольский А. Г., Устюжников С. В., Фортов В. Е. Столкновение кометы Шумейкер — Леви 9 с Юпитером: что мы увидим // Успехи физических наук. 1994. Т. 164. C. 617–630.

Ковтуненко В. М., Божор Ю. А., Зайцев А. В., Котин В. А., Маглинов И. Д., Чесноков А. Г. Анализ некоторых проблем создания и проектных параметров системы обнаружения опасных космических объектов // Междунар. конф. «Проблемы защиты Земли от столкновения с опасными космическими объектами (SPE-94)», 26–30 сентября 1994 г., Снежинск (Челябинск-70). Тезисы докладов. Ч. I. C. 74.

Ковтуненко В. М., Зайцев А. В. и др. Принципы построения Системы защиты Земли от астероидов и комет. Инженерная записка. — НПО им. С. А. Лавочкина, НИЦ им. Г. Н. Бабакина, 1995. 69 с.

Колдер Н. Комета надвигается! — М.: Мир, 1984. 176 с. Коробейников В. П., Христофоров Б. Д. Подводный взрыв // Итоги науки и техники. Сер. Гидромеханика. М.: ВИНИТИ, 1976. Т. 9. C. 54–119.

Коробейников В. П., Чушкин П. И., Шуршалов Л. В. Комплексное моделирование полета и взрыва в атмосфере метеорного тела // Астрон. вестн. 1991. Т. 25, № 3. C. 327–343.

Коряк А. И., Старчикова С. Л. Взаимодействие сейсмовзрывных волн с включениями и подземными сооружениями // Физика ядерного взрыва. Т. 2. Действие взрыва. C. 46–66. М.: Наука. Физматлит, 1997.

Кочарян Г. Г., Спивак А. А. Динамика деформирования блочных массивов горных пород. — М.: ИКЦ «Академкнига», 2003. 423 с.

Краснопевцева Г. В., Щукин Ю. К. Сейсмические модели земной коры и верхней мантии Северной Евразии // Динамика взаимодействующих геосфер. Сб. науч. тр. ИДГ РАН. М., 2004. C. 159–173.

Кринов Е. Л. Железный дождь. — М.: Наука, 1981. 192 с. Кринов Е. Л., Фонтон С. С. Описание метеорных кратеров, углублений и мест падения индивидуальных фрагментов на поверхности // Сихотэ-Алинский железный метеоритный дождь. М.: Изд. АН СССР, 1959. Т. 1. C. 157–303.

Кричевский С. В. Аэрокосмическая деятельность: методологические, исторические, социоприродные аспекты: Монография. — М., 2007.

Кузмичева М. Ю., Иванов Б. А. Кометная опасность // Катастрофические воздействия космических тел / Под ред. В. В. Адушкина, И. В. Немчинова. — М.: ИКЦ «Академкнига», 2005. C. 78–91.

Кузнецов Н. М. Термодинамические функции и ударные адиабаты воздуха при высоких температурах. — М.: Машиностроение, 1965. 463 с.

Кулик Л. А. Картина вывала и ожога в районе падения Тунгусского метеорита // Вопросы метеоритики / Под ред. Н. В. Васильева. Томск: Изд-во Томск. ун-та, 1976. C. 15–19.

Куликова Н. В., Тищенко В. И., Калинин Д. А. О метеороидной обстановке в районе Марса по результатам компьютерного моделирования // Околоземная астрономия. Труды конференции. Терскол, 3–7 сентября 2007, Нальчик: Изд. М. и В. Котляровы, 2008. C. 115–121.

Лебединец В. Н. О происхождении метеорных роев типа Ариэтид и Геминид // Астрон. вестн. 1985. Т. 19, № 2. C. 152–157.

Лебединец В. Н., Куликова Н. В., Пивненко Е. А. Влияние реактивного торможения комет на структуру метеорных роев // Астрон. вестн. 1990. Т. 24, № 1. C. 3–17.

Лебединец В. Н., Сорокин Н. А., Хабибов З. Р. Реактивное торможение кометных ядер и их отношение к структуре метеорных роев // Доклады Академии наук СССР. 1983. Т. 269. C. 1069–1072.

Левантовский В. И. Механика космического полета в элементарном изложении. — М.: Наука, 1980. 512 с.

Левин Б. Ю. Физическая теория метеоров и метеорное вещество в Солнечной системе. — М.: АН СССР, 1956. C. 293.

Левин Б. Ю. Происхождение Земли и планет. — М.: Наука, 1964. 116 с. Лощенков В. И., Поль В. Г., Суханов К. Г. Некоторые аспекты технологического облика средств активного противодействия астероидной опасности // Космонавтика и ракетостроение, ЦНИИМАШ, 2004, № 4 (37).

Лупишко Д. Ф. Улучшенные альбедо и диаметры астероидов // Астрон. вестн. 1998. Т. 32. C. 141–146.

Лупишко Д. Ф., Лупишко Т. А. Об источниках происхождения астероидов, сближающихся с Землей // Астрон. вестн. 2001. Т. 35. C. 250–256.

Макалкин А. Б., Зиглина И. Н. Образование малых тел (планетезималей) в ранней Солнечной системе // Сб. трудов конференции «Околоземная астрономия — 2003». СПб.: Институт химии, 2003. Т. 1. C. 70–80.

Мак-Кроски Р. Е., Шао Ц.-И., Позен А. Болиды Прерийной сети. 1. Общие сведения и орбиты. Сихотэ-Алинский метеоритный дождь как классическое метеоритное падение // Метеоритика. 1979. Вып. 38. C. 106–156.

Маковер С. Г. Комета Энке — Баклунда. Сообщение первое. Движение за 1937–1951 гг. // Труды ИТА. 1955. Вып. 4.

Мартынов Д. Я. Курс общей астрофизики. — М.: Наука, 1971. 616 с. Масайтис В. Л. (ред.), Мащак М. С., Райхлин А. И. и др. Алмазоносные импактиты Попигайской астроблемы (МПР РФ. ВСЕГЕИ). — СПб.: Изд-во ВСЕГЕИ, 1998. 179 с.

Мелош Г. Образование ударных кратеров: геологический процесс. — М.: Мир, 1994. 334 с.

Мельников Н. Н., Конучин В., Наумов В. Подземные атомные станции. — Апатиты: Изд-во РАН, 1992.

Немчинов И. В., Артемьев В. И., Бергельсон В. И. и др. Формирование новых структур газодинамических течений при возмущении плотности в тонких протяженных каналах перед фронтами ударных волн // Математическое моделирование. 1989. Т. 1, № 8. C. 1–11.

Немчинов И. В., Бергельсон В. И., Орлова Т. И. и др. Автомодельное развитие предвестника перед ударной волной, взаимодействующей с теплым слоем // Докл. АН СССР. 1987. Т. 296, № 3. C. 554–557.

Немчинов И. В., Орлова Т. И., Светцов В. В., Шувалов В. В. О роли излучения при движении в атмосфере метеоритов с очень большими скоростями // Докл. АН СССР. 1976. Т. 231, № 5. C. 60–63.

Немчинов И. В., Попова О. П. Анализ Сихотэ-Алинского события 1947 г. и его сравнение с явлением 1 февраля 1994 г. // Астрон. вестн. 1997. Т. 31, № 5. C. 458–471.

Немчинов И. В., Цикулин М. А. Оценка теплопередачи излучением для крупных метеоритов, движущихся в атмосфере с большой скоростью // Геомагнетизм и аэрономия. 1963. Т. 3, № 4. C. 635–646.

Немчинов И. В., Шувалов В. В., Артемьева Н. А. и др. Вспышки излучения, вызванные ударами метеороидов о лунную поверхность // Астрон. вестн. 1998. Т. 32, № 2. C. 116–132.

Никольский Г. А., Медведев Ю. Д., Шульц Э. О. Согласованная модель тунгусского явления // «100 лет Тунгусскому кометному телу». Материалы конференции. СПб., 2008. C. 49–62.

Обрубов Ю. В. Эволюция орбит и условий встречи с Землей метеорных роев η-Акварид, Орионид, Геминид и Квадрантид // Автореферат дисс. на соиск. уч. степ. канд. ф.−м. наук. МГУ, 1982. C. 18.

Охоцимский Д. Е., Кондрашева И. Л., Власова З. П., Казакова Р. К. Расчет точечного взрыва с учетом противодавления // Тр. Мат. ин-та АН СССР. 1957. Вып. 50.

Пасечник И. П. Уточнение времени взрыва Тунгусского метеорита 30 июня 1908 г. по сейсмическим данным // Космическое вещество и Земля. Новосибирск: Наука, 1986. C. 62–69.

Пиррус Е. А., Тиурма П. Метеорные кратеры Эстонии // Всесоюзная метеоритная конференция. М.: Ин-т Вернадского, 1987. C. 3–4 (тезисы).

Питьева Е. В. Современные численные теории движения Солнца, Луны и больших планет // Труды ИПА РАН, 2005. Вып. 10. C. 112–134.

Питьева Е. В. Национальные высокоточные эфемериды планет и Луны — EPM // Труды ИПА РАН, 2007. Вып. 17. C. 42–59.

Плеханов Г. Ф. Размышления о природе Тунгусского метеорита. — Томск: Изд-во Томск. ун-та, 2000. 68 с.

Поляхова Е. И. Влияние давления солнечного ветра на гелиоцентрическое движение пылевой частицы // Труды Астрон. обс. Ленингр. гос. ун-та, 1977. Вып. 33. C. 62–77.

Родионов В. Н., Адушкин В. В., Костюченко В. Н. и др. Механический эффект подземных взрывов. — М.: Недра, 1971. 224 с.

Розов А. Л. Действие ядерного взрыва на гидроузел и последствия его разрушения // Физика ядерного взрыва. Т. 2. Действие взрыва. М.: Наука. Физматлит, 1997. C. 67–78.

Садовский М. А. Механическое действие воздушных ударных волн взрыва по данным экспериментальных исследований // Избранные труды: Геофизика и физика взрыва / Отв. ред. В. В. Адушкин. М.: Наука, 2004. C. 9–87.

Садовский М. А., Адушкин В. В. Влияние нагретого пристеночного слоя на параметры ударной волны // Докл. АН СССР. 1988. Т. 300, № 1. C. 79–83.

Садовский М. А., Болховитинов Л. Г., Писаренко В. Ф. Деформирование геофизической среды и сейсмический процесс. — М.: Наука, 1987. 100 с.

Садовский М. А., Костюченко В. Н. О сейсмическом эффекте подземных ядерных взрывов // Докл. АН СССР. 1974. Т. 215, № 5. C. 1097–1100.

Сафронов В. С. Рост планетезималей в транснептуновой зоне // Астрон. вестн. 1994. Т. 28, № 6. C. 3–9.

Сафронов В. С. Аккумуляция малых тел на внешней границе планетной системы // Астрон. вестн. 1996. Т. 30, № 4. C. 291–298.

Симоненко В. А. Предотвращение опасных космических столкновений с помощью ядерных взрывов: возможности и проблемы // Тезисы доклада на Международной конференции «100 лет Тунгусскому феномену: прошлое, настоящее, будущее», 26–28 июня, 2008, Москва.

Симоненко В. А., Ногин В. Н., Петров Д. В., Шубин О. Н. Воздействие ядерных взрывов на опасные космические объекты // Доклад на Международной конференции «Проблемы защиты Земли от ОКО». Снежинск, 1994.

Скребушевский Б. С. Космические энергетические установки с преобразованием солнечной энергии. — М.: Машиностроение, 1992. 222 с.

Соколов Л. Л., Башаков А. А., Питьев Н. П. Особенности движения астероида 99942 Apophis // Астрон. вестн. 2008. Т. 42, № 1. C. 20–29.

Сокольский А. Г. и др. Астероидно-кометная опасность. — СПб.: ИТА, 1996, 244 с.

Субботин М. Ф. Введение в теоретическую астрономию. — М.: Наука, 1968. 800 c.

Таганов Г. И. О взаимодействии движущейся ударной волны с тонким слоем переменной плотности, покоящимся вблизи твердой границы // Всесоюзный съезд по теоретической и прикладной механике. Москва. 27 января — 3 февраля 1960. Аннот. докл. М.: АН СССР, 1960. C. 114.

Теребиж В. Ю. Современные оптические телескопы. — М.: ФИЗМАТЛИТ, 2005. 80 с.

Терентьева А. К. Орбиты малых метеорных роев (дополнение) // Астрон. циркуляр АН СССР. 1963. № 264. C. 1–8.

Терентьева А. К. Малые метеорные рои // Исследование метеоров. № 1. Серия «Результаты исследований по международным геофизическим проектам». М.: Наука, 1966. C. 62–132.

Терентьева А. К., Барабанов С. И. Комплексы SOHO комет и метеорных тел // Сб. трудов конференции «Околоземная астрономия — 2007». Нальчик: Изд. М. и В. Котляровы, 2008. C. 167–170. Фесенков В. Г. О природе комет и Тунгусском явлении // Астрон. вестн. 1969. Т. 3, № 4. C. 211–213. Филин В. М. Путь к Энергии. — М.: Логос, 2001. 200 с. Хайкин С. Э. Общий курс физики. Механика. Т. I. М.—Л.: ГИТТЛ, 1947. 575 с. Херрик С. Астродинамика. Т. 2. Пер. с англ. — М.: Мир, 1977. Холшевников К. В., Кузнецов Э. Д. Обзор работ по орбитальной эволюции больших планет Солнечной системы // Астрон. вестн. 2007. Т. 41, № 4. C. 291–329. Цеплеха З. Болиды Европейской сети // Метеоритика. 1978. Вып. 37. C. 60–68.

Чернетенко Ю. А. Эффект Ярковского в движении астероидов // Тр. Всерос. астрономической конф. «ВАК-2007», Казань, 2007. C. 103–104.

Чурюмов К. И. О природе комет после космических миссий «Стардаст», «Дип Импакт» и перед «Розеттой» // Физика космоса: Тр. 38-й Междунар. студ. науч. конф., Екатеринбург, 2–6 февраля 2009. Изд-во Уральского ун-та, 2009. C. 242–261.

Шестака И. С. Статистическое подтверждение эволюции метеорных роев // Астрон. циркуляр АН СССР. 1990. № 1543. C. 34–36.

Шойгу С. К., Воробьев Ю. Л., Владимиров В. А. Катастрофы и государство. — М.: Энергоатомиздат, 1997. 160 с.

Шокин Ю. И., Чубаров Л. П., Марчук А. Г., Симонов К. В. Вычислительный эксперимент в проблеме цунами. — Новосибирск: Наука, 1989.

Щиголев Б. М. Математическая обработка наблюдений. — М.: Физматгиз, 1962. 344 c.

Эльясберг П. Е. Введение в теорию полета искусственных спутников Земли. — М.: Наука, 1965. 540 с.

Эльясберг П. Е. Определение движений по результатам измерений. — М.: Наука, Физматлит, 1976. 416 c.

Сведения об авторах

Шустов Борис Михайлович, чл.−корр. РАН, директор ИНАСАН

Рыхлова Лидия Васильевна, д. ф.−м. н., ИНАСАН

Артемьева Наталья Анатольевна, к. ф.−м. н., ИДГ РАН

Баканас Елена Сергеевна, к. ф.−м. н., ИНАСАН

Барабанов Сергей Иванович, к. ф.−м. н., ИНАСАН

Витязев Андрей Васильевич, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Волков Виктор Александрович, д. т. н., ОАО «ГРЦ им. акад. В. П. Макеева»

Глазачев Дмитрий Олегович, ИДГ РАН

Дегтярь Владимир Григорьевич, чл.−корр. РАН, ОАО «ГРЦ им. акад. В. П. Макеева»

Емельяненко Вячеслав Васильевич, проф., д. ф.−м. н., ИНАСАН

Иванов Борис Александрович, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Кочетова Ольга Михайловна, к. ф.−м. н., ИПА РАН

Куликова Нелли Васильевна, проф., д. ф.−м. н., ИАТЭ

Медведев Юрий Дмитриевич, д. ф.−м. н., ИПА РАН

Нароенков Сергей Александрович, к. ф.−м. н., ИНАСАН

Немчинов Иван Васильевич, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Печерникова Галина Викторовна, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Поль Вадим Георгиевич, к. ф.−м. н., НПО им. С. А. Лавочкина

Попова Ольга Петровна, к. ф.−м. н., ИДГ РАН

Светцов Владимир Владимирович, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Симонов Александр Владимирович, НПО им. С. А. Лавочкина

Соколов Леонид Леонидович, д. ф.−м. н., НИАИ СПбГУ

Тимербаев Роланд Махмутович, д. ист. н., Чрезвычайный и Полномочный Посол в отставке, Председатель Совета ПИР-Центра, Старший советник ПИР-Центра

Чернетенко Юлия Андреевна, д. ф.−м. н., ИПА РАН

Шор Виктор Абрамович, д. ф.−м. н., ИПА РАН

Шувалов Валерий Викторович, д. ф.−м. н., ИДГ РАН

Content

Авторский коллектив
АСТЕРОИДНО-КОМЕТНАЯ ОПАСНОСТЬ
вчера, сегодня, завтра

Предисловие

Глава 1 Что такое астероидно-кометная опасность?

1.1. Понятие астероидно-кометной опасности (АКО)

1.2. Астрономический аспект проблемы АКО

1.3. Геофизический аспект

1.4. Немного истории

1.5. Современное состояние исследований по проблеме АКО

Глава 2 Малые тела Солнечной системы

2.1. Классификация малых тел Солнечной системы

2.2. Происхождение малых тел, их эволюционная взаимосвязь

2.3. Связь и различия между малыми телами

2.4. Миграция малых тел в Солнечной системе

2.5. Свидетельства столкновений малых тел с планетами, их спутниками и между собой

Глава 3 Астероиды

3.1. Историческое введение

3.2. Главный пояс астероидов. Пояс Эджворта — Койпера

3.3. Астероиды, сближающиеся с Землей

3.4. Неустойчивость движения АСЗ

3.5. Динамика тел в Главном поясе. Механизм переноса вещества в область планет земной группы

3.6. Роль эффекта Ярковского в транспортировке вещества из пояса астероидов

3.7. Блеск, абсолютная звездная величина и альбедо астероидов

3.8. Диаметры астероидов

3.9. Массы и плотности астероидов

3.10. Вращение астероидов

3.11. Показатели цвета астероидов

3.12. Физическая классификация астероидов

Глава 4 Кометы

4.1. Кометы как опасность для Земли

4.2. Физические характеристики, строение ядра

4.3. Негравитационные эффекты. Космические экспедиции к ядрам комет

4.4. Орбитальные параметры комет

4.5. Источники околоземных комет

4.6. Кометы, «царапающие Солнце»

Глава 5 Метеороиды

5.1. Метеороиды, метеоры, метеориты

5.2. Методы изучения метеоров и характеристики метеоров

5.3. Свойства метеорных потоков и метеорных роев

5.4. Кометы как родоначальницы метеорных роев

Глава 6 Обнаружение и мониторинг опасных небесных тел

6.1. Существующие службы наблюдений АСЗ

6.2. Условия наблюдений и требования к перспективным наблюдательным системам

6.3. Перспективные проекты

6.4. Проекты систем космического базирования для обнаружения объектов, сближающихся с Землей

6.5. Российские информационные системы для работы с орбитальными и физическими характеристиками малых тел Солнечной системы

Глава 7 Определение и уточнение орбит небесных тел и прогноз столкновений

7.1. Определение предварительной орбиты и ее последующие уточнения. Оценка точности элементов орбиты

7.2. Нелинейный характер распространения ошибок начальных данных. Поиск потенциально опасных сближений астероидов с Землей и оценка вероятности столкновений

7.3. Возмущения, которые необходимо учитывать при уточнении орбиты и прогнозе движения

7.4. Траектория сближения тела с Землей и другими массивными телами. Гравитационный маневр. Радиус захвата. Плоскость цели

7.5. Эллипс рассеяния в плоскости цели. Оценка вероятности столкновения

7.6. Потоки виртуальных астероидов, следующие различными динамическими путями

7.7. Опасный астероид (99942) Апофис

7.8. Астероид 2008 ТС3

Глава 8 Последствия падений крупных небесных тел на землю

8.1. Явления, связанные с падением небесных тел

8.2. Последствия ударов о поверхность

8.3. Выброс струй воды и цунами, вызванные ударами

8.4. Уязвимые объекты на поверхности Земли

8.5. Региональные и глобальные катастрофы

8.6. Массовые вымирания

Глава 9 Частота столкновений малых тел с Землей и оценки рисков

9.1. Статистика метеоритных кратеров на небесных телах

9.2. Оценки риска погибнуть в результате столкновения небесного тела с Землей

9.3. Туринская шкала

9.4. Палермская техническая шкала для оценки угрозы столкновения Земли с астероидами и кометами

Глава 10 Современные возможности противодействия астероидной опасности

10.1. Проблема противодействия — общие аспекты

10.2. Механика коррекции орбиты угрожающего тела

10.3. Эффективность импульсного воздействия на орбиту астероида

10.4. Эффективность непрерывного воздействия на орбиту астероида

10.5. Эффективность кинетического воздействия на астероид

10.6. Возможности доставки средства противодействия к астероиду

10.7. Модельное рассмотрение основных схем противодействия

10.8. Задачи увода реального угрожающего объекта

10.9. Сравнительная характеристика способов противодействия

10.10. Миссия посещения и исследования астероида Апофис

Глава 11 Проблема АКО: перспективы кооперации

11.1. Необходимость и перспективы международной кооперации

11.2. Кооперация в масштабах России

Приложение 1 Список потенциально опасных астероидов (по данным на 1 июня 2010 г., http://neo.jpl.nasa.gov). Даны сведения об астероидах, опасность которых шкале не превышает значения –4

Приложение 2 Зафиксированные сближения комет и астероидов с Землей

Приложение 3 Организации в России, участвующие в разработке Федеральной целевой научно-технической программы «Астероидно-кометная безопасность России»

Приложение 4 Основные ресурсы в сети Интернет, содержащие информацию по проблеме астероидно-кометной опасности

Приложение 5 Данные о количественном составе основных групп астероидов (по данным каталога Центра малых планет на 1 июня 2010 г.)

Приложение 6 Каталог импактных структур Земли (по данным http://www.unb.ca/passc/ImpactDatabase/)

Литература

Сведения об авторах