Artykuł metodologiczny

Rozpraszanie i absorpcja światła w regolitach planetarnych

11.7K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/59607

⸱

1 lipca 2019

 ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  , 
1Department of Physics, University of Helsinki, 2Finnish Geospatial Research Institute FGI, National Land Survey, 3Max Planck Institute for Solar System Research, 4Institute of Physics and Technology, Ural Federal University, 5Institut für Geophysik und Extraterrestrische Physik, Technische Universität Braunschweig, 6Space Science Institute, 7Army Research Laboratory

W tym artykule

Podsumowanie

Przedstawiono metody numeryczne i eksperymentalne dla wielokrotnego rozpraszania światła w dyskretnych ośrodkach losowych gęsto upakowanych cząstek. Metody te są wykorzystywane do interpretacji obserwacji planetoidy (4) Westa i komety 67P/Czuriumow-Gierasimienko.

Streszczenie

Przedstawiono metody teoretyczne, numeryczne i eksperymentalne dla wielokrotnego rozpraszania światła w makroskopowych, dyskretnych ośrodkach losowych gęsto upakowanych mikroskopijnych cząstek. Metody teoretyczne i numeryczne stanowią ramy transferu radiacyjnego z transakcjami odwrotnymi (R2T2). Struktura R2T2 pociąga za sobą śledzenie oddziaływań w przestrzeni częstotliwości metodą Monte Carlo w porządku rozpraszania, przy założeniu, że podstawowe rozpraszacze i absorbery są elementami objętościowymi w skali długości fali złożonymi z dużej liczby losowo rozmieszczonych cząstek. Dyskretne nośniki losowe są w pełni wypełnione elementami woluminu. W przypadku cząstek sferycznych i niesferycznych oddziaływania w elementach objętościowych są obliczane dokładnie przy użyciu odpowiednio metody superpozycji matrycy T (STMM) i metody równania całkowania objętości (VIEM). Dla obu typów cząstek interakcje między różnymi elementami objętościowymi są obliczane dokładnie przy użyciu STMM. Ponieważ śledzenie odbywa się w dyskretnych ośrodkach losowych, wykorzystywane są niespójne pola elektromagnetyczne, to znaczy koherentne pole elementów objętościowych jest usuwane z oddziaływań. Metody eksperymentalne opierają się na lewitacji akustycznej próbek do bezkontaktowych, nieniszczących pomiarów rozpraszania. Lewitacja pociąga za sobą pełną ultradźwiękową kontrolę położenia i orientacji próbki, czyli sześciu stopni swobody. Źródłem światła jest napędzane laserowo źródło światła białego z monochromatorem i polaryzatorem. Detektor jest mini-fotopowielaczem umieszczonym na obrotowym kole, wyposażonym w polaryzatory. R2T2 jest walidowany za pomocą pomiarów dla sferycznej próbki w skali milimetrowej gęsto upakowanych sferycznych cząstek krzemionki. Po walidacji, metody te są stosowane do interpretacji obserwacji astronomicznych planetoidy (4) Westa i komety 67P/Churyumov-Gerasimenko (Rysunek 1), które zostały ostatnio odwiedzone odpowiednio przez misję NASA Dawn i misję ESA Rosetta.

Wprowadzenie

Asteroidy, jądra komet i bezpowietrzne obiekty Układu Słonecznego są pokryte planetarnymi regolitami, luźnymi warstwami cząstek o różnej wielkości, kształcie i składzie. W przypadku tych obiektów obserwuje się dwa wszechobecne zjawiska astronomiczne przy małych kątach faz Słońca (kąt Słońce-obiekt-obserwator). Po pierwsze, obserwuje się, że jasność rozproszonego światła w skali astronomicznej wzrasta nieliniowo w kierunku kąta fazy zerowej, co powszechnie nazywa się efektem opozycji1,2. Po drugie, rozproszone światło jest częściowo spolaryzowane liniowo równolegle do płaszczyzny rozpraszania (płaszczyzna Słońce-obiekt-obserwator), powszechnie nazywanej polaryzacją ujemną3. Zjawiska te od końcaXIX wieku nie mają interpretacji ilościowej dla efektu opozycji, a od początkuXX wieku dla negatywnej polaryzacji. Ich właściwa interpretacja jest warunkiem koniecznym do ilościowej interpretacji obserwacji fotometrycznych, polarymetrycznych i spektrometrycznych obiektów pozbawionych powietrza, a także rozpraszania radarowego od ich powierzchni.

Zasugerowano4,5,6,7 zasugerowano, że koherentny mechanizm rozpraszania wstecznego (CBM) w wielokrotnym rozpraszaniu jest przynajmniej częściowo odpowiedzialny za zjawiska astronomiczne. W CBM fale cząstkowe, oddziałujące z tymi samymi rozpraszaczami w przeciwnej kolejności, zawsze konstruktywnie interferują dokładnie w kierunku rozpraszania wstecznego. Wynika to z pokrywających się ścieżek optycznych wzajemnych fal. W innych kierunkach interferencja waha się od destrukcyjnej do konstruktywnej. Uśrednianie konfiguracyjne w dyskretnym ośrodku losowym cząstek powoduje zwiększone rozpraszanie wsteczne. Jeśli chodzi o polaryzację liniową, CBM jest selektywny i powoduje polaryzację ujemną w przypadku dodatnio polaryzujących pojedynczych rozpraszaczy, co jest powszechną cechą w rozpraszaniu pojedynczym (por. rozpraszanie Rayleigha, odbicie Fresnela).

Rozpraszanie i absorpcja fal elektromagnetycznych (światła) w makroskopowym ośrodku losowym mikroskopijnych cząstek stanowi otwarty problem obliczeniowy w astrofizyce planetarnej8,9. Jak pokazano powyżej, spowodowało to brak ilościowych metod odwrotnych do interpretacji naziemnych i kosmicznych obserwacji obiektów Układu Słonecznego. W niniejszym manuskrypcie przedstawiono nowatorskie metody wypełniania luki między obserwacjami a ich modelowaniem.

Eksperymentalne pomiary rozpraszania przez próbkę małych cząstek w kontrolowanej pozycji i orientacji (sześć stopni swobody) pozostały otwarte. Charakterystyki rozpraszania pojedynczych cząstek były wcześniej mierzone jako średnie zespołowe dla rozkładu rozmiaru, kształtu i orientacji10 poprzez wprowadzenie przepływu cząstek przez objętość pomiaru. Charakterystyki rozpraszania pojedynczych cząstek w lewitacji zostały przeprowadzone za pomocą np. lewitacji elektrodynamicznej11 i pęsety optycznej12,13,14. W niniejszym manuskrypcie zaproponowano nowatorską metodę eksperymentalną opartą na lewitacji ultradźwiękowej z pełną kontrolą pozycji i orientacji próbki15.

Niniejszy manuskrypt podsumowuje wyniki projektu finansowanego przez pięć lat w latach 2013-2018 przez Europejską Radę ds. Badań Naukowych (ERC): Rozpraszanie i absorpcja fal elektromagnetycznych w ośrodkach ParticuLate (SAEMPL, ERC Advanced Grant). W ramach projektu SAEMPL udało się osiągnąć trzy główne cele: po pierwsze, wyprowadzono nowatorskie numeryczne metody Monte Carlo do wielokrotnego rozpraszania przez dyskretne losowe media gęsto upakowanych cząstek16,17,18; Po drugie, opracowano i skonstruowano nowatorskie oprzyrządowanie eksperymentalne do kontrolowanych pomiarów laboratoryjnych próbek walidacyjnych w lewitacji15; Po trzecie, do interpretacji obserwacji astronomicznych zastosowano metody numeryczne i eksperymentalne19,20.

W dalszej części szczegółowo opisano protokoły wykorzystania eksperymentalnego potoku rozpraszania do pomiarów, odpowiadający mu potok obliczeniowy, a także potoki aplikacji. Potok obliczeniowy składa się z oprogramowania do asymptotycznie dokładnych obliczeń w przypadku skończonych układów cząstek (metoda superpozycji T-Matrix STMM21 i metoda równania całkowego objętości VIEM22) oraz przybliżonych obliczeń dla asymptotycznie nieskończonych dyskretnych mediów losowych cząstek przy użyciu wielu metod rozpraszania (SIRIS23,24, Transfer radiacyjny ze spójnym rozpraszaniem wstecznym RT-CB8,9, oraz transfer radiacyjny z transakcjami odwrotnymi R2T2 16,17,18). Rurociąg eksperymentalny obejmuje przygotowanie, przechowywanie i utylizację próbek, ich lewitację w objętości pomiarowej oraz wykonanie rzeczywistego pomiaru rozpraszania w zakresie kątów rozpraszania przy różnych konfiguracjach polaryzatorów. Pipeline aplikacyjny dotyczy wykorzystania potoków obliczeniowych i eksperymentalnych w celu interpretacji obserwacji astronomicznych lub pomiarów eksperymentalnych.

Protokół

1. Pomiar rozpraszania światła

  1. Ustawianie miernika rozproszenia do pomiaru (Rysunek 2)
    1. Aby rozpocząć, skonfiguruj rozpraszacz, włączając źródło światła, lampy fotopowielacza (PMT) i wzmacniacze. Pozwól systemowi ustabilizować się przez 30 minut.
    2. Wyrównaj i wyśrodkuj belkę padającą z otworami. Dwa otwory są przymocowane w odmierzonych punktach na obracającej się płytce stykowej, w odległości 180° od siebie i o tym samym promieniu. Wyśrodkuj wiązkę na pierwszym otworku i wyreguluj jego kąt tak, aby światło wpadało również przez drugi otworek.
  2. Ustawianie akustycznego lewitatora próbki
    1. Następnie skonfiguruj lewitator próbki akustycznej, wkładając mikrofon na środek lewitatora i uruchamiając skrypt kalibracyjny.
    2. Skalibruj lewitator akustyczny z szykiem fazowanym, mierząc ciśnienie akustyczne dla każdego elementu matrycy w zamierzonym miejscu lewitacji w funkcji napięcia sterującego. Użyj tej kalibracji, aby skompensować różnice między kanałami macierzy. Ustaw mikrofon kalibracyjny, centrując jego cień zarówno w wiązce, jak i w prostopadłej wiązce utworzonej z dwóch luster.
    3. Oblicz parametry sterujące dla matrycy, która tworzy asymetryczną pułapkę akustyczną i dostarcz je do elektroniki generującej sygnał. Osiąga się to poprzez zminimalizowanie potencjału Gor'kova25 i wyrównanie gradientów ciśnienia w miejscu lewitacji.
    4. Następnie wykonaj pomiar za pomocą pustego lewitatora. Przemiatanie ujawnia wszelkie sygnały generowane przez światło otoczenia, odbicia od otoczenia lub szumy elektryczne.
  3. Obchodzenie się z próbkami, wprowadzanie i pomiar
    1. Po ustawieniu użyj akustycznie przezroczystej łyżki siatkowej, aby wstrzyknąć próbkę do lewitatora akustycznego.
    2. Za pomocą kamery wideo i układu optycznego o dużym powiększeniu sprawdź orientację i stabilność próbki przed i po pomiarach rozpraszania.
    3. Wytrzymałość i asymetria pułapki akustycznej są zoptymalizowane pod kątem maksymalnej stabilności próbki. W związku z tym moc akustyczna jest ustawiona na jak najniższym poziomie.
    4. Jeśli próbka jest asymetryczna, obróć ją wokół osi pionowej, aby uzyskać informacje o jej kształcie. Wykonaj obrót, powoli zmieniając ustawienie pułapki akustycznej. Podczas obrazowania zastosuj dodatkowe oświetlenie, aby poprawić jakość obrazu.
    5. Następnie zamknij komorę pomiarową, aby zablokować światło zewnętrzne.
    6. Korzystając z interfejsu komputera, wybierz orientację próbki, a także rozdzielczość kątową i zakres pomiaru. Światło przychodzące i rozproszone jest filtrowane przez polaryzatory liniowe, które są zmotoryzowane.
    7. Uruchom automatyczne zamiatanie pomiarów. Spowoduje to zmierzenie czterech punktów dla każdego kąta z orientacjami polaryzatora (poziomy, poziomy), (poziomy, pionowy), (pionowy, pionowy) i (pionowy, poziomy).
    8. Powtórz każde zamiatanie trzy razy, aby wyeliminować wartości odstające. W przypadku próbek asymetrycznych należy powtórzyć pomiar przy różnych orientacjach próbki.
    9. Odzyskaj próbkę po pomiarze, wyłączając pole akustyczne i pozwalając próbce opaść na akustycznie przezroczystą tkaninę. Następnie wykonaj kolejny pomiar z pustym lewitatorem, aby wykryć ewentualne dryfowanie spowodowane warunkami oświetlenia otoczenia.
    10. Po zakończeniu zapisz dane. Przeanalizuj dane, aby obliczyć elementy macierzy Muellera dla każdego kąta za pomocą liniowej kombinacji intensywności przy różnych polaryzacjach1

2. Modelowanie gęsto upakowanych sferycznych mediów o rozmiarach mm, składających się z kulistych cząstek.

  1. Aby rozpocząć modelowanie, użyj dostępu SSH, aby połączyć się z klastrem CSC – IT Center for Science Limited, Taito. Pobierz i skompiluj wszystkie wymagane programy, które są wstępnie skonfigurowane dla Taito, uruchamiając bash compile.sh.
  2. Przejdź do katalogu roboczego, wykonując polecenie cd $WRKDIR.
  3. Pobierz pliki źródłowe za pomocą git (git clone git@bitbucket.org:planetarysystemresearch/protocol2.git protocol2).
  4. Przejdź do nowo utworzonego katalogu cd protocol2.
  5. Pobierz i skompiluj wymagane programy, uruchamiając compile.sh bash, które są wstępnie skonfigurowane dla Taito.
  6. Następnie otwórz edytor tekstu nano i ustaw parametry dla pojedynczego rozpraszacza, elementu objętościowego i badanej próbki tak, aby pasowały do badanej próbki poprzez modyfikację pliku PARAMS.
  7. Następnie uruchom potok, wykonując polecenie bash run.sh. Po zakończeniu zapisz pełną macierz Muellera próbki do folderu temp jako final.out.

3. Interpretacja widm odbicia dla planetoidy (4) Westa

  1. Wyznaczanie złożonych współczynników załamania światła dla howardytu.
    1. Pobierz SIRIS4 (git clone git@bitbucket.org:planetarysystemresearch/siris4.2.git).
    2. Skompiluj, wykonując polecenie make w folderze src. Zmień nazwę pliku wykonywalnego siris42 na siris4.
    3. W mainGo.f90 zmień wiersz 395 na r0=0.05*rmax*sqrt(ran2). Kompiluj, wykonując make.
    4. Pobierz potrzebne skrypty MATLAB, wykonując polecenie "git clone git@bitbucket.org:planetarysystemresearch/protocol4a.git".
    5. Skopiuj pliki wykonywalne utworzone w krokach 3.1.2. i 3.1.3. do folderu JoVEOptimize.
    6. Przejdź do folderu JoVEOptimize.
    7. W pliku input1.in ustaw promień na 30 μm dla wielkości cząstek howardytu i ustal rzeczywistą część współczynnika załamania światła na 1,8. W pliku input2.in ustaw promień na 15 000 μm.
    8. Oszacuj górną i dolną granicę dla wyimaginowanej części współczynników załamania światła i zapisz je w dwóch oddzielnych plikach. Kod wykorzystuje metodę bisekcji i używa tych wartości jako punktu wyjścia.
    9. W pliku optimizek.m ustaw nazwy plików górnej i dolnej granicy wyimaginowanej części współczynników załamania światła oraz nazwę pliku zmierzonego widma odbicia proszku howardytu. Ustaw zakres długości fali na 0,4–2,5 μm z krokami co 0,05 μm.
    10. Uruchom optimizek.m w MATLAB, aby uzyskać złożone współczynniki załamania światła dla howardytu (patrz Rysunek 3). Najpierw kod oblicza właściwości rozpraszania dla cząstek howardytu o wielkości 30 μm (promień), a następnie wykorzystuje te cząstki jako rozpraszacze dyfuzyjne wewnątrz objętości o wielkości 15 000 μm (promieniu). Kroki te są powtarzane dla każdej długości fali, aż obliczony współczynnik odbicia będzie zgodny ze zmierzonym współczynnikiem odbicia.
  2. Modelowanie widma odbicia Westy.
    1. Obliczanie właściwości rozpraszania cząstek howardytu z wykorzystaniem SIRIS4
      1. Wykorzystaj SIRIS4 do obliczenia właściwości rozpraszania cząstek howardytu, najpierw przenosząc plik wykonywalny siris4 do tego samego folderu z plikiem wejściowym i plikiem p-matrix. Następnie skopiuj pliki input_1.in i pmatrix_1.in z folderu testowego.
      2. W input_1.in ustaw liczbę promieni na 2 miliony, liczbę cząstek próbki na 1000, odchylenie standardowe promienia na 0,17, a indeks potęgowy funkcji korelacji na 3. Następnie ustaw rzeczywistą część współczynnika załamania światła na 1,8 i użyj wyimaginowanej części współczynnika załamania światła n zgodnie z opisem w protokole tekstowym.
      3. Następnie uruchom SIRIS4, wykonując pokazane tutaj polecenie dla każdej długości fali od 0,4 do 2,5 mikrona, używając zakresu rozmiarów od 10 do 200 mikronów o średnicy z krokiem próbkowania 10 mikronów.
      4. Następnie zapisz każdą obliczoną macierz faz rozpraszania P w pliku pmatrix_x.in. Znak x w nazwie pliku opisuje długość fali i mieści się w zakresie od 1 do 43 dla każdej wielkości cząstek. Plik będzie zawierał kąty rozpraszania, a także elementy macierzy rozpraszania P11, P12, P22, P33, P34 i P44 dla jednej długości fali i wielkości cząstek.
    2. Uśrednij uzyskane macierze rozproszenia, albedo pojedynczego rozproszenia i ścieżki wolne od średnich w rozkładzie wielkości prawa potęgowego o indeksie 3,219,24.
      1. Przenieś pliki pmatrix do folderów tak, aby każdy folder reprezentował jedną wielkość cząstki i zawierał obliczone macierze p dla wszystkich długości fal. Nazwij foldery fold1, fold2,..., foldN, gdzie N to liczba rozmiarów cząstek.
      2. Zapisz w jednym pliku wydajność rozpraszania i ekstynkcji qsca i qext, a także wartości promienia sfery o równej powierzchni rzutowanej rz plików wyjściowych Q do jednego pliku, Qscas.dat.
      3. Przejdź do folderu JoVEAverage, który został pobrany w kroku 3.1.4.
      4. Przenieś foldery i Qscas.dat do tego samego folderu za pomocą programu AvgPowerLaw.m.
      5. Uruchom program AvgPowerLaw.m w programie MATLAB. Kod oblicza uśrednione macierze rozpraszania, albedo pojedynczego rozpraszania i średnie długości ścieżek swobodnych w rozkładzie wielkości prawa potęgowego o indeksie 3,2.
    3. Obliczanie końcowego widma Westy za pomocą SIRIS4
      1. Użyj rozpraszaczy dyfuzyjnych wewnątrz objętości wielkości Westy o współczynniku załamania światła równym 1. W pliku wejściowym użyj uśrednionych albedo z pojedynczym rozproszeniem i średnich długości swobodnych ścieżek dla wewnętrznych rozpraszaczy.
      2. Następnie uruchom SIRIS4 na każdej długości fali, wykonując polecenie pokazane tutaj, gdzie X jest długością fali. Kod odczytuje uśrednione macierze rozpraszania jako dane wejściowe dla wewnętrznych rozpraszaczy dyfuzyjnych.
      3. Zbadaj bezwzględny współczynnik odbicia przy kącie fazowym 17,4 stopnia.
      4. Uzyskaj obserwowane widma Westy pod kątem fazowym 17,4 stopnia z NASA Planetary Data System26.
      5. Przeskaluj obserwowane widma Westy do geometrycznej wartości albedo 0,42327 przy 0,55 mikrona27. Aby uzyskać 17,4 stopnia, zastosuj współczynnik 0,491 na skalowanym spectra28. Porównaj zarówno modelowane, jak i obserwowane widma w całym zakresie długości fal.

4. Modelowanie fotometryczne i polarymetryczne (4) Westy

  1. Obliczanie właściwości rozpraszania dla pierwiastków objętościowych zawierających cząstki howardytu w kształcie Woronoja
    1. Połącz się z klastrem Taito CSC – IT Center for Science Ltd. za pośrednictwem dostępu SSH.
    2. Przejdź do katalogu roboczego, wykonując polecenie cd $WRKDIR.
    3. Pobierz pliki źródłowe (git clone git@bitbucket.org:planetarysystemresearch/jvie_t_matrix.git).
    4. Skompiluj, wykonując polecenie make w -folderze.
    5. Generuj elementy objętości, które zawierają cząstki howardytu w kształcie Woronoja, używając kodu MATLAB voronoi_element.m. W voronoi_element.m ustaw długość fali na 0,45 μm, N_elems na 128, parametr wielkości (elem_ka) na 10, indeks potęgowy na 3, minimalny promień cząstek na 0,143 μm, maksymalny promień cząstek na 0,35 μm, gęstość upakowania na 30% i użyj uzyskanego złożonego współczynnika załamania światła dla howardytu.
    6. Uruchom voronoi_element.m w programie MATLAB. Kod generuje 128 plików siatkowych dla elementów objętościowych z różnymi realizacjami cząstek Voronoi, używając rozkładu wielkości prawa potęgowego.
    7. Obliczanie macierzy T dla wygenerowanych elementów woluminu przy użyciu funkcji JVIE. W runarray_JVIE_T.sh ustaw array=1-128. Parametry to k = 13,962634, siatka = nazwa wygenerowanej siatki w 4.1.6, T_out = nazwa wyjściowej macierzy T, T_matrix = 1 i elem_ka = 10.
    8. Uruchom JVIE, wykonując runarray_JVIE_T.sh wsadowe.
    9. Obliczanie uśrednionych właściwości rozpraszania na podstawie macierzy T obliczonych za pomocą kodu JVIE. Wykonaj ./multi_T -N_Tin 128 w tym samym folderze, w którym znajdują się obliczone macierze T. Kod zapisuje uśrednioną niespójną macierz Muellera do output.txt, a przekroje i albedo do .
  2. Obliczenia RT-CB
    1. Zacznij od pobrania plików źródłowych za pomocą git (git clone git@bitbucket.org:planetarysystemresearch/protocol4b.git protocol4b) i przenieś pliki do pobranego katalogu protocol4b.
    2. Następnie pobierz i skompiluj wszystkie wymagane programy, uruchamiając compile.sh bash.
    3. Gdy wszystko będzie gotowe, skopiuj uśrednioną macierz rozpraszania wejściowego (krok 3.2.2.5) oraz macierz rozpraszania amplitudy (krok 4.1.9) do bieżącego katalogu roboczego.
    4. Następnie otwórz edytor tekstu, nano i zmodyfikuj plik PARAMS, aby ustawić żądane parametry.
    5. Uruchom potok, wykonując polecenie bash run.sh. Następnie zapisz pełną macierz Muellera do folderu temp jako rtcb.out.

5. Interpretacja obserwacji komety 67P/Czuriumow-Gierasimienko.

  1. Obliczanie niekoherentnych elementów objętościowych metodą szybkiej superpozycji T-macierz (FaSTMM) dla ziaren organicznych i cząstek
    1. Wykonaj ./incoherent_input –lambda 0.649 -m_r 2.0 -m_i 0.2 -density 0.3 -lowB 0.075 -upB 0.125 -npower 3 -S_out pmatrix_org.dat.
    2. Wykonaj ./incoherent_input –lambda 0.649 -m_r 1.6 -m_i 0.0001 -density 0.0375 -lowB 0.6 -upB 1.3 -npower 3 -S_out pmatrix_sil.dat.
  2. Obliczanie średniej niekoherentnej macierzy Muellera (pmatrix.in), albedo (albedo), średniej ścieżki swobodnej (mfp) i koherentnego efektywnego współczynnika załamania światła (m_eff)
    1. Uruchom program matlab. Wpisz polecenia:
      Sorg=obciążenie('pmatrix_org.dat');
      Ssil=obciążenie('pmatrix_sil.dat');
      s = (Sorg+Ssil)/2; save('pmatrix.in','S','-ascii');
      Csca = (Csca_sil + Csca_org)/2;
      Cext = (Cext_sil + Cext_org)/2;
      albedo = Csca/Cext;
      mfp = Vol/Cext;
      gdzie Csca_org i Cext_org są niespójnymi przekrojami czynnymi rozpraszania i ekstynkcji z kroku 5.1.2, a Csca_sil i Cext_sil są niespójnymi przekrojami czynnymi rozpraszania i ekstynkcji z kroku 5.1.3.
    2. Uruchom ./m_eff(Csca, r) w wierszu poleceń, aby uzyskać m_eff, gdzie jest promieniem elementu woluminu.
  3. Obliczanie właściwości rozpraszania cząstek komy.
    1. Ustaw wartości z kroku 5.2.1 i 5.2.2 (tj. albedo, mfp m_eff w pliku input.in).
    2. Ustaw indeks potęgowy dla długości korelacji na 3,5 w pliku input.in.
    3. Uruchom solver SIRIS4 (./siris4 input.in pmatrix.in) dla cząstek o rozmiarach od 5 μm do 100 μm, wykonując krok 5.
    4. Wyprowadź funkcje fazy komy z solwera SIRIS4.
  4. Obliczanie właściwości rozpraszania jądra
    1. Uruchom w MATLAB i uruchom procedurę uśredniania powerlaw_ave.m, aby uśrednić wyniki w rozkładzie wielkości potęgowym indeksu -3 po obliczeniu funkcji fazy komy (krok 5.3.4) z solvera SIRIS4. Oczekiwane rutynowe dane wyjściowe to pmatrix2.in, albedo i średnia swobodna ścieżka.
    2. Następnie ustaw wyniki z danych wyjściowych, albedo i średnią swobodną ścieżkę, w pliku input.in.
    3. Ustaw rozmiar na 1 miliard, a indeks potęgowy funkcji korelacji dla kształtu na 2,5. Następnie uruchom SIRIS4 za pomocą pokazanego tutaj wiersza poleceń, aby uzyskać funkcję fazy jądra.

Wyniki

Do naszego eksperymentu wybrano agregat składający się nominalnie z gęsto upakowanych sferycznych cząstek SiO2 o średnicy Ø=0.5 µm29,30, który następnie wypolerowano, aby przybliżyć go do kształtu sferycznego, po czym zcharakteryzowano poprzez ważenie i pomiar wymiarów (Rysunek 4). Niemal sferyczny agregat miał średnicę 1,16 mm i gęstość objętościową 0,47. Rozpraszanie światła zmierzono zgodnie z krokiem 1. Wiązka została przefiltrowana do 488±5 nm z widmem Gaussa. Pomiar uśredniono z trzech przejść, a od wyniku odjęto sygnał z pustego lewitatora.

Na podstawie natężeń z czterech różnych konfiguracji polaryzacji obliczono funkcję fazową, stopień polaryzacji liniowej dla niepolaryzowanego światła padającego -M12/M11 oraz depolaryzację M22/M11 w funkcji kąta fazowego (Rysunek 5, Rysunek 6, Rysunek 7). Jednym znanym źródłem błędu systematycznego w naszych pomiarach jest współczynnik ekstynkcji polaryzatorów liniowych, który wynosi 300:1. W przypadku tej próbki jest on jednak wystarczający, aby przeciek polaryzowanego światła znajdował się poniżej progu detekcji.

Modelowanie numeryczne składa się z wielu powiązanych ze sobą skryptami programów, które zarządzają przepływem informacji zgodnie z parametrami określonymi przez użytkownika. Skrypty i oprogramowanie są wstępnie skonfigurowane do pracy na klastrze Taito w CSC - IT Center for Science Ltd., a użytkownik musi samodzielnie zmodyfikować skrypty i pliki Makefile, aby narzędzie do modelowania działało na innych platformach. Narzędzie rozpoczyna pracę od uruchomienia solvera STMM20, który oblicza charakterystyki elementu objętościowego zgodnie z opisem Väisänen i wsp.18. Następnie charakterystyki rozpraszania i absorpcji elementu objętościowego są wykorzystywane jako dane wejściowe dla dwóch różnych programów. Solver rozpraszania Mie jest używany do wyznaczenia efektywnego współczynnika załamania poprzez dopasowanie spójnego przekroju czynnego rozpraszania elementu objętościowego do sfery Mie o tej samej wielkości20. Następnie agregat jest modelowany poprzez uruchomienie oprogramowania SIRIS4, w którym element objętościowy traktowany jest jako rozpraszacz dyfuzyjny, a na powierzchni agregatu przyjmuje się efektywny współczynnik załamania. Składnik spójnego rozpraszania wstecznego jest dodawany osobno, ponieważ nie istnieje oprogramowanie, które mogłoby jednocześnie uwzględniać efektywne ośrodek załamujący i spójne rozpraszanie wsteczne. Obecnie RT-CB nie jest w stanie uwzględnić efektywnego ośrodka załamującego, podczas gdy SIRIS4 nie uwzględnia spójnego rozpraszania wstecznego. Spójne rozpraszanie wsteczne jest jednak dodawane do wyników SIRIS423,24 w przybliżeniu poprzez przepuszczenie charakterystyk rozpraszania elementu objętościowego przez oprogramowanie do dekompozycji macierzy fazowych rozpraszania PMDEC, które wyznacza czyste macierze Muellera i Jonesa wymagane dla RT-CB9. Składnik spójnego rozpraszania wstecznego jest następnie wyodrębniany poprzez odjęcie składnika transferu radiacyjnego od wyników RT-CB. Wówczas wyodrębniony składnik spójnego rozpraszania wstecznego jest dodawany do wyników uzyskanych z SIRIS4.

Właściwości agregatu SiO2 o rozmiarze milimetrowym (promień 580 µm) zasymulowaliśmy numerycznie zgodnie z krokiem 2. Wykorzystaliśmy dwa rodzaje elementów objętościowych: jeden składający się z cząstek o nominalnie jednakowej wielkości (0,25 µm), a drugi składający się z cząstek o rozkładzie normalnym (średnia 0,25 µm, odchylenie standardowe 0,1 µm) ograniczonym do zakresu 0,1-0,2525 µm. Wprowadzenie tego drugiego rozkładu cząstek opiera się na fakcie, że w zasadzie wszystkie próbki SiO2 o danej nominalnej wielkości cząstek wykazują również istotny rozkład obcych mniejszych cząstek31. Łącznie z 128 pudełek okresowych, z których każde zawierało około 10 000 cząstek upakowanych do gęstości objętościowej v=47 %, pobrano 128 elementów objętościowych o rozmiarze kR0=10. Z specyfikacji materiału wynika, że dla długości fali 0,488 µm, która była stosowana w pomiarach, współczynnik załamania wynosi n=1,463+i0.

Dzięki SIRIS4 właściwości rozpraszania 100 000 agregatów o promieniu wynoszącym 580 µm, odchylenie standardowe 5.8 µmi rozwiązano oraz uśredniono, przyjmując wartość 2 dla wykładnika potęgowego funkcji korelacji. Wyniki te przedstawiono na wykresie (patrz Rysunek 5, Rycina 6, Rycina 7) z pomiarami eksperymentalnymi, a także dodatkową symulację bez zastosowania ośrodka efektywnego. Oba warianty rozkładu cząstek dają wyniki zgodne z pomierzoną funkcją fazową (patrz Rycina 5), choć skutkują one różnymi charakterystykami polaryzacyjnymi, co widać w Rysunek 6Różnice te mogą być wykorzystane do zidentyfikowania rozkładu cząsteczek w próbce. Najlepszym rozwiązaniem jest zastosowanie uciętego rozkładu normalnego zamiast cząsteczek o jednakowych rozmiarach (patrz Rysunek 6). Jeśli używa się wyłącznie znormalizowanych funkcji fazowych, podstawowe rozkłady są nierozróżnialne (porównać Rysunek 5, Rycina 6, Rycina 7). W Rycina 7 W przypadku depolaryzacji wyniki numeryczne wykazują cechy podobne do krzywej pomiarowej, jednak funkcje są przesunięte o 10° w kierunku rozpraszania wstecznego. Efektywny współczynnik załamania światła dodatnio koryguje wyniki, co widać na przykładzie symulacji przeprowadzonych z uwzględnieniem i bez uwzględnienia ośrodka efektywnego (patrz Rycina 5, Rysunek 6, Rycina 7). Różnice w polaryzacji (Rycina 6) wskazują na to, że próbka posiada prawdopodobnie bardziej złożoną strukturę (np. oddzielny płaszcz i jądro) niż nasz model homogeniczny. Obecne metody mikroskopowe służące do charakteryzacji próbek nie pozwalają jednak na odtworzenie rzeczywistej struktury agregatu. Koherentne rozproszenie wsteczne dodano do wyników oddzielnie. W pomiarach brakuje widocznego piku intensywności obserwowanego pod kątami rozproszenia wstecznego, jednak stopień polaryzacji liniowej jest bardziej ujemny w zakresie 0-30° których nie można uzyskać bez koherentnego rozpraszania wstecznego (porównać „rozkład” z „brakiem cb”, patrz Rycina 5, Rycina 6, Rycina 7).

W zastosowaniach dotyczących układu słonecznego porównaliśmy obserwowane widma Vesty z widmem modelowym uzyskanym zgodnie z protokołem 3. Wyniki przedstawiono na Rysunku 3 oraz Rysunku 8; sugerują one, że w regolicie Vesty dominują cząstki howardytu, z których ponad 75% ma rozmiar mniejszy niż 25 µm. Chociaż ogólna zgodność jest dość zadowalająca, widma modelowe i obserwowane nieco się różnią: centra pasm absorpcyjnych widma modelowego są przesunięte w stronę dłuższych długości fal, a minima i maksima widmowe mają tendencję do bycia płytszymi w porównaniu z widmami obserwowanymi. Różnice w minimach i maksimach można wyjaśnić faktem, że nie uwzględniono efektów wzajemnego zacieniania się cząstek regolitu: efekty te są silniejsze przy niskich wartościach odbicia i słabsze przy wysokich wartościach odbicia i, w sensie względnym, po uwzględnieniu w modelowaniu zmniejszyłyby minima widmowe i zwiększyły maksima widmowe. Ponadto urojona część złożonych współczynników załamania dla howardytu została wyprowadzona bez uwzględnienia szorstkości powierzchni w skali długości fali, w związku z czym otrzymane wartości mogą być zbyt małe, aby wyjaśnić minima widmowe. Przy dalszym wykorzystaniu tych wartości w naszym modelu z zastosowaniem optyki geometrycznej, głębokości pasm w widmie modelowym mogą stać się zbyt małe. Te efekty w skali długości fali mogłyby również odgrywać rolę przy dłuższych długościach fal, wraz z niewielnym wkładem z dolnego końca widma emisji termicznej. Różnice mogą być również spowodowane niedopasowaniem składu naszej próbki howardytu do minerałów Vesty oraz inną dystrybucją rozmiarów cząstek wymaganą dla modelu. Wreszcie, widma odbicia Vesty były obserwowane w temperaturze 180-200 K, a naszą próbkę howardytu mierzono w temperaturze pokojowej. Reddy i wsp.32 wykazali, że centra pasm absorpcyjnych przesuwają się w stronę dłuższych długości fal wraz ze wzrostem temperatury.

Obserwacje krzywej fazowej fotometrycznej i polarymetrycznej dla asteroidy (4) Vesta pochodzą odpowiednio od Gehrelsa33 oraz z węzła Small Bodies Node w systemie NASA Planetary Data System (http://pdssbn.astro. umd.edu/sbnhtml). Ich modelowanie przebiega zgodnie z krokiem 4 i rozpoczyna się od współczynnika załamania światła oraz rozkładu wielkości cząstek uzyskanych z modelowania spektrometrycznego dla długości fali 0,45 µm. Cząstki te mają rozmiary większe niż 5 µm, czyli znacznie większe niż długość fali, i znajdują się zatem w reżimie optyki geometrycznej, określanym jako populacja dużych cząstek. Do modelowania krzywej fazowej włączono również dodatkową populację małych cząstek o skali subfalowej, gęsto upakowanych, zwracając należytą uwagę na uniknięcie konfliktów z powyższym modelowaniem spektrometrycznym.

Złożony współczynnik załamania światła ustalono na poziomie 1.8+i0.000168. Efektywne rozmiary cząstek i albedo pojedynczego rozpraszania w populacjach cząstek dużych i małych wynoszą odpowiednio (9.385 µm, 0.791) oraz (0.716 µm, 0.8935). Średnie drogi swobodne w ośrodkach z cząstkami dużymi i małymi wynoszą odpowiednio 16.39 µm i 0.56 µm. Ośrodek z cząstkami dużymi ma gęstość objętościową 0.4, natomiast ośrodek z cząstkami małymi ma gęstość objętościową 0.3. Przyjęto, że udziały ośrodków z cząstkami dużymi i małymi w regolicie Vesty wynoszą odpowiednio 99% i 1%, co daje całkowite albedo pojedynczego rozpraszania równe 0.815 i całkowitą średnią drogę swobodną wynoszącą 12.78 µm. Po wykonaniu kroku 4 okazuje się, że geometryczne albedo Vesty przy 0.45 µm wynosi 0.32, co jest zgodne z obserwacjami (por. Rysunek 8 po ekstrapolacji do kąta fazowego zero).

Rycina 9, Rycina 10 oraz Rycina 11 przedstawiają modelowanie krzywej fazowej fotometrycznej i polarymetrycznej dla Westy. W przypadku fotometrycznej krzywej fazowej (Rycina 10, lewa strona), do modelowej krzywej fazowej z RT-CB dodano liniową zależność w skali wielkości gwiazdowej (współczynnik nachylenia -0,0179 mag/°), co imituje efekt zacieniania w gęsto upakowanym regolicie o wysokim albedo. W odniesieniu do stopnia polaryzacji nie wprowadzono żadnych zmian (Rycina 10, prawa strona; Rycina 11). Model pomyślnie wyjaśnia obserwowane fotometryczne i polarymetryczne krzywe fazowe oraz oferuje realistyczną prognozę maksymalnej polaryzacji w pobliżu kąta fazowego 100° oraz charakterystyk przy małych kątach fazowych <3°.

Uderzające jest to, jak niewielka frakcja populacji małych cząstek jest w stanie w pełni wyjaśnić przebieg krzywych fazowych (Rycina 10, Rycina 11). Wiążą się z tym intrygujące aspekty modelowania. Po pierwsze, jak pokazano na Rycini 9 (po lewej), funkcje fazowe pojedynczego rozpraszania dla populacji dużych i małych cząstek są bardzo podobne, podczas gdy elementy polaryzacji liniowej różnią się znacząco. Po drugie, w obliczeniach RT-CB obie populacje cząstek przyczyniają się do efektów koherentnego rozpraszania wstecznego. Po trzecie, aby uzyskać realistyczne maksima polaryzacji, w regolicie musi znajdować się znacząca populacja dużych cząstek (co jest zgodne z modelowaniem spektralnym). Przy obecnym niezależnym mieszaniu mediów z małych i dużych cząstek nadal możliwe jest przypisanie części wkładu małych cząstek powierzchniom dużych cząstek. Jednakże, aby mogły wystąpić efekty koherentnego rozpraszania wstecznego i wyjaśnić obserwacje, niezbędne jest uwzględnienie populacji małych cząstek.

Misja Rosetta Europejskiej Agencji Kosmicznej (ESA) do komety 67P/Churyumov-Gerasimenko stworzyła okazję do pomiaru fotometrycznej funkcji fazowej komy i jądra w szerokim zakresie kąta fazowego w ciągu zaledwie kilku godzin34. Zmierzone funkcje fazowe komy wykazują silne zmienności w czasie oraz w zależności od lokalnego położenia statku kosmicznego. Funkcję fazową komy pomyślnie zamodelowano20, stosując model cząsteczkowy składający się z organicznych i krzemianowych cząstek o rozmiarach submikrometrycznych przy użyciu metod numerycznych (kroki 5 i 2), jak pokazano na Rysunku 12. Wyniki sugerują, że rozkład wielkości pyłu w komie zmienia się ze względu na aktywność komety i dynamiczną ewolucję pyłu. Modelując rozproszenie przez obiekt o rozmiarze 1 km, którego powierzchnia pokryta jest cząsteczkami pyłu, wykazaliśmy, że rozproszenie przez jądro komety jest zdominowane przez ten sam typ cząstek, który dominuje również w rozproszeniu w komie (Rysunek 13).

figure-results-1
Rycina 1: Asteroida (4) Vesta (po lewej) i kometa 67P/Czuriumowa-Gerasimenki (po prawej) odwiedzone odpowiednio przez misję NASA Dawn oraz misję ESA Rosetta. Źródło obrazu: NASA/JPL/MPS/DLR/IDA/Björn Jónsson (lewa), ESA/Rosetta/NAVCAM (prawa). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-2
Rycina 2: Przyrząd do pomiaru rozpraszania światła. Zdjęcie (powyżej) i schemat z widokiem z góry (poniżej) przedstawiają: (1) źródło światła z kolimatorem sprzężone światłowodem, (2) soczewkę skupiającą (opcjonalnie), (3) filtr pasmowy do wyboru długości fali, (4) regulowaną aperturę do kształtowania wiązki, (5) zmotoryzowany polaryzator liniowy, (6) szybką kamerę, (7) obiektyw o dużym powiększeniu, (8) lewitator akustyczny do pułapkowania próbki, (9) głowicę pomiarową, składającą się z filtra IR, zmotoryzowanej migawki, zmotoryzowanego polaryzatora liniowego oraz lampy fotopowielającej (PMT), (10) zmotoryzowany stół obrotowy do regulacji kąta głowicy pomiarowej, (11) płytkę optyczną do odbicia Fresnela, (12) filtr neutralny oraz (13) referencyjną lampę PMT do monitorowania natężenia wiązki. System jest podzielony na trzy zamknięte komory w celu wyeliminowania światła rozproszonego. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-3
Rycina 3: Część urojona współczynnika załamania światła dla howardytu w funkcji długości fali. Część urojona współczynnika załamania Im(n) uzyskana dla minerału howardytu zgodnie z protokołem 3.1. Współczynnik załamania jest wykorzystywany w modelowaniu charakterystyki rozpraszania asteroidy (4) Vesta. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-4
Rysunek 4: Próbka pomiarowa składająca się z gęsto upakowanych sferycznych cząstek SiO2 . Próbka została starannie wypolerowana w celu uzyskania niemal sferycznego kształtu, który umożliwia zarówno efektywne eksperymenty rozpraszania, jak i modelowanie numeryczne. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tego rysunku.

figure-results-5
Rycina 5: Funkcja fazowa. Funkcje fazowe agregatu próbki otrzymane zgodnie z protokołami eksperymentalnymi 1 oraz krokiem 2 modelowania numerycznego. Funkcje fazowe zostały znormalizowane tak, aby ich całka w przedziale od 15.1° do 165.04° wynosiła jedność. Kliknij tutaj, aby zobaczyć powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-6
Rysunek 6: Stopień polaryzacji liniowej. Podobnie jak na Rysunku 5, przedstawiono stopień polaryzacji liniowej dla niepolaryzowanego światła padającego -M12/M11 (w %). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.

figure-results-7
Rysunek 7: Depolaryzacja. Analogicznie jak na Rysunku 5 w przypadku depolaryzacji M22/M11. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tego rysunku.

figure-results-8
Rycina 8: Widma odbicia absolutnego. Modelowane i obserwowane widma odbicia absolutnego asteroidy (4) Vesta przy kącie fazowym 17,4 stopnia. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-9
Rysunek 9: Funkcja fazowa rozpraszania P11 or stopień polaryzacji liniowej dla niepolaryzowanego światła padającego -P21/P11 w funkcji kąta rozpraszania dla elementów objętości dużych cząstek (czerwone) i małe cząsteczki (niebieski) w regolicie planetoidy (4) Vesta. Linia przerywana oznacza hipotetyczną izotropową funkcję fazową (lewa strona) oraz zerowy poziom polaryzacji (prawa strona). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-10
Rycina 10: Obserwowana (niebieska) i modelowana (czerwona) całkowita jasność tarczy w skali magnitudy oraz stopień polaryzacji liniowej dla niepolaryzowanego światła padającego w funkcji kąta fazowego dla asteroidy (4) Vesta. Obserwacje fotometryczne i polarymetryczne pochodzą odpowiednio z pracy Gehrels (1967) oraz z Small Bodies Node systemu Planetary Data System (http://pdssbn.astro.umd.edu/sbnhtml). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

figure-results-11
Rysunek 11: Stopień polaryzacji liniowej. Stopień polaryzacji liniowej dla asteroidy (4) Vesta przewidziany dla dużych kątów fazowych na podstawie numerycznego modelowania wielokrotnego rozpraszania. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tego rysunku.

figure-results-12
Rysunek 12: Modelowane i zmierzone fotometryczne funkcje fazowe w komie komety 67P/Churyumov-Gerasimenko. Zmiany w zmierzonych funkcjach fazowych w czasie można wyjaśnić zmiennym rozkładem wielkości pyłu w komie. Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.

figure-results-13
Rycina 13: Funkcje fazowe. Modelowane i zmierzone funkcje fazowe jądra komety 67P. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Dyskusja

Przedstawiono eksperymentalne, teoretyczne i obliczeniowe metody rozpraszania światła przez dyskretne ośrodki losowe cząstek. Metody eksperymentalne zostały wykorzystane do walidacji podstawowych pojęć w metodach teoretycznych i obliczeniowych. Te ostatnie metody zostały następnie z powodzeniem zastosowane w interpretacji obserwacji astronomicznych planetoidy (4) Westa i komety 67P/Czuriumow-Gierasimienko.

Eksperymentalny rozpraszacz opiera się na ultradźwiękowo kontrolowanej lewitacji próbki, która pozwala na pomiary matrycy Muellera dla agregacji próbki w pożądanej orientacji. Kruszywo może być wielokrotnie wykorzystywane w pomiarach, ponieważ możliwe jest zachowanie kruszywa po każdym zestawie pomiarów. Jest to pierwszy raz, kiedy takie bezkontaktowe, nieniszczące pomiary rozpraszania są przeprowadzane na próbce pod pełną kontrolą.

Metody teoretyczne i obliczeniowe opierają się na tzw. niekoherentnych procesach rozpraszania, absorpcji i ekstynkcji w ośrodkach losowych. Podczas gdy dokładne oddziaływania elektromagnetyczne zawsze zachodzą koherentnie, w nieskończonym ośrodku losowym po uśrednieniu konfiguracyjnym, między elementami objętościowymi cząstek pozostają tylko oddziaływania niespójne. W niniejszej pracy niekoherentne oddziaływania między tymi pierwiastkami są dokładnie wyjaśnione za pomocą równań Maxwella: po odjęciu pól koherentnych od pól w wolnej przestrzeni, pozostają pola niekoherentne w ośrodku losowym. Leczenie zostało obecnie doprowadzone do całkowitego rygoru w tym, że interakcje, jak również współczynniki ekstynkcji, rozpraszania i absorpcji ośrodka, są wyprowadzane w ramach oddziaływań niespójnych. Ponadto wykazano, że uwzględnienie efektów pola koherentnego na granicy faz między przestrzenią swobodną a ośrodkiem losowym skutkuje udanym ogólnym leczeniem ograniczonego ośrodka losowego.

Zastosowanie metod teoretycznych i obliczeniowych zostało zilustrowane do pomiarów eksperymentalnych sferycznego agregatu próbki w skali milimetrowej złożonego z submikronowych sferycznych cząstek SiO2 . Z wniosku wynika jednoznacznie, że agregat próbki musi składać się z rozkładu cząstek o różnych rozmiarach, a nie z równo ugrupowanych cząstek sferycznych. Wynik ten może mieć daleko idące konsekwencje dla charakterystyki ośrodków losowych: prawdopodobne jest, że media są znacznie bardziej złożone niż to, co zostało wcześniej wydedukowane przy użyciu najnowocześniejszych metod charakteryzacji.

Synoptyczna interpretacja widma planetoidy (4) Westa w zakresie widzialnym i bliskiej podczerwieni, a także fotometryczne i polarymetryczne krzywe fazowe Westy na długości fali 0,45 μm pokazuje, że praktyczne jest wykorzystanie metod numerycznych do ograniczania składu minerałów, rozkładu wielkości cząstek, a także gęstości objętościowej regolitu na podstawie odległych obserwacji astronomicznych. Takie poszukiwania są dodatkowo wzmocnione przez symultaniczną interpretację fotometrycznych krzywych fazowych komety 67P/Czuriumow-Gierasimienko dotyczących jej komy i jądra. Ostatecznie uzyskano realistyczne modelowanie polarymetrycznej krzywej fazowej 67P20. Istnieją duże perspektywy na przyszłość w zastosowaniu obecnych metod w interpretacji obserwacji obiektów Układu Słonecznego jako całości.

Istnieją perspektywy na przyszłość dla obecnego, połączonego podejścia eksperymentalnego i teoretycznego. Ponieważ niezwykle trudno jest dokładnie scharakteryzować losowe ośrodki składające się z niejednorodności w skali poniżej długości fali, kontrolowane pomiary matrycy Muellera mogą stanowić narzędzie do pozyskiwania informacji o gęstości objętościowej i rozkładzie wielkości cząstek w ośrodku. Ilościowe odwrócenie tych parametrów fizycznych jest ułatwione dzięki nowatorskim metodom numerycznym.

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Badania wspierane przez ERC Advanced Grant No 320773. Dziękujemy Laboratorium Chronologii Fińskiego Muzeum Historii Naturalnej za pomoc w scharakteryzowaniu próbek.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
10GL08NewportPolaryzator kalcytowy
12-krotny zoom Tubus korpusu 1-50487ADObiektyw mikroskopuNavitar
43-412-000OptykaPłaski optyczny
8MPR16-1StandaZmotoryzowany rotator polaryzacyjny
8MRB240-152-59DStandaStopień obrotu
8SMC5-ETHERNETStandaSterownik silnika
Digi-pas DWL3500XYDigi-pasCyfrowy 2-osiowy niwelator
DMT 65-D25-HiDSOwisStopień obrotu optyki
EQ-99 LDLSEnergetiqŹródło światła
FL488-10Thorlabs Laserowyfiltr liniowy
IBM 65-D0-35-HiDSOwisZmotoryzowana przysłona migawka
LPVISE100-APolaryzator foliiThorlabs
microPMT H12403-01Lampa fotopowielaczaHamamatsu
NI PXIe-5171RNational Instruments Oscyloskopcyfrowy
NI PXIe-8880National InstrumentsObudowa PXIe
Phantom v611Vision ResearchSzybka kamera
PS 10-32-DCOwisSterownik silnika
RC08FC-P01ThorlabsKolimator światłowodowy
SET-NDF-D22-G25OwisFiltr o neutralnej gęstości
TIA60Wzmacniacz ThorlabsPMT
Edmund

Bibliografia

  1. Gehrels, T. Photometric studies of asteroids. V. The light-curve and phase function of 20 Massalia. Astrophysical Journal. 123, 331-338 (1956).
  2. Barabashev, N. P. Astronomische Nachrichten. 217, 445(1922).
  3. Lyot, B. Recherches sur la polarisation de la lumiere des planetes et de quelques substances terrestres. Annales de l’Observatoire de Paris. 8 (1), 1-161 (1956).
  4. Shkuratov, Y. G. Diffractional model of the brightness surge of complex structures. Kinematika i fizika nebesnyh tel. 4, 60-66 (1988).
  5. Shkuratov, Y. G. A new mechanism of the negative polarization of light scattered by the surfaces of atmosphereless celestial bodies. Astronomicheskii vestnik .23. , 176-180 (1989).
  6. Muinonen, K. Electromagnetic scattering by two interacting dipoles. Proceedings of the 1989 URSI Electromagnetic Theory Symposium. , Stockholm. 428-430 (1989).
  7. Muinonen, K. Light Scattering by Inhomogeneous Media: Backward Enhancement and Reversal of Polarization. , PhD-thesis, University of Helsinki, Finland. (1990).
  8. Muinonen, K., Mishchenko, M. I., Dlugach, J. M., Zubko, E., Penttilä, A., Videen, G. Coherent backscattering numerically verified for a finite volume of spherical particles. Astrophysical Journal. 760, 118-128 (2012).
  9. Muinonen, K. Coherent backscattering of light by complex random media of spherical scatterers: Numerical solution. Waves in Random Media. 14, 365-388 (2004).
  10. Muñoz, O., Volten, H., de Haan, J. F., Vassen, W., Hovenier, J. W. Experimental determination of scattering matrices of olivine and Allende meteorite particles. Astronomy & Astrophysics. 360, 777-788 (2000).
  11. Sasse, C., Muinonen, K., Piironen, J., Dröse, G. Albedo measurements on single particles. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 55, 673-681 (1996).
  12. Gong, Z., Pan, Y. -L., Videen, G., Wang, C. Optical trapping and manipulation of single particles in air: Principles, technical details, and applications. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 214, 94-119 (2018).
  13. Nieminen, T. A., du Preez-Wilkinson, N., Stilgoe, A. B., Loke, V. L. Y., Bui, A. A. M., Rubinsztein-Dunlop, H. Optical tweezers: Theory and modelling. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 146, 59-80 (2014).
  14. Herranen, J., Markkanen, J., Muinonen, K. Dynamics of interstellar dust particles in electromagnetic radiation fields: A numerical solution. Radio Science. 52 (8), 1016-1029 (2017).
  15. Maconi, G., et al. Non-destructive controlled single-particle light scattering measurement. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 204, 159-164 (2018).
  16. Muinonen, K., Markkanen, J., Väisänen, T., Peltoniemi, J., Penttilä, A. Multiple scattering of light in discrete random media using incoherent interactions. Optics Letters. 43, 683-686 (2018).
  17. Markkanen, J., Väisänen, T., Penttilä, A., Muinonen, K. Scattering and absorption in dense discrete random media of irregular particles. Optics Letters. 43, 2925-2928 (2018).
  18. Väisänen, T., Markkanen, J., Penttilä, A., Muinonen, K. Radiative transfer with reciprocal transactions: Numerical method and its implementation. Public Library of Science One (PLoS One). 14, e0210155(2019).
  19. Martikainen, J., Penttilä, A., Gritsevich, M., Videen, G., Muinonen, K. Absolute spectral modelling of asteroid (4). Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 483, 1952-1956 (2019).
  20. Markkanen, J., Agarwal, J., Väisänen, T., Penttilä, A., Muinonen, K. Interpretation of phase functions of the comet 67P/Churyumov-Gerasimenko measured by the OSIRIS instrument. Astrophysical Journal Letters. 868 (1), L16(2018).
  21. Markkanen, J., Yuffa, A. J. Fast superposition T-matrix solution for clusters with arbitrarily-shaped constituent particles. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 189, 181-188 (2017).
  22. Markkanen, J., Ylä-Oijala, P. Numerical Comparison of Spectral Properties of Volume-Integral-Equation Formulations. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 178, 269-275 (2016).
  23. Lindqvist, H., Martikainen, J., Räbinä, J., Penttilä, A., Muinonen, K. Ray optics for absorbing particles with application to ice crystals at near-infrared wavelengths. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 217, 329-337 (2018).
  24. Martikainen, J., Penttilä, A., Gritsevich, M., Lindqvist, H., Muinonen, K. Spectral modeling of meteorites at UV-vis-NIR wavelengths. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. 204, 144-151 (2018).
  25. Gor'kov, L. P. On the forces acting on a small particle in an acoustical field in an ideal fluid. Soviet Physics Doklady. 6, (1962).
  26. Reddy, V. Vesta Rotationally Resolved Near-Infrared Spectra V1.0. EAR-A-I0046-3-REDDYVESTA-V1.0. NASA Planetary Data System. , (2011).
  27. Tedesco, E. F., Noah, P. V., Noah, M., Price, S. D. IRAS Minor Planet Survey. IRAS-A-FPA-3-RDR-IMPS-V6.0. NASA Planetary Data System. , (2004).
  28. Hicks, M. D., Buratti, B. J., Lawrence, K. J., Hillier, J., Li, J. -Y., Vishnu Reddy, V., Schröder, S., Nathues, A., Hoffmann, M., Le Corre, L., Duffard, R., Zhao, H. -B., Raymond, C., Russell, C., Roatsch, T., Jaumann, R., Rhoades, H., Mayes, D., Barajas, T., Truong, T. -T., Foster, J., McAuley, A. Spectral diversity and photometric behavior of main-belt and near-Earth vestoids and (4) Vesta: A study in preparation for the Dawn encounter. Icarus. 235, 60-74 (2014).
  29. Weidling, R., Güttler, C., Blum, J. Free collisions in a micro-gravity many-particle experiment. I. Dust aggregate sticking at low velocities. Icarus. 218, 688-700 (2012).
  30. Blum, J., Beitz, E., Bukhari, M., Gundlach, B., Hagemann, J. -H., Heißelmann, D., Kothe, S., Schräpler, R., von Borstel, I., Weidling, R. Laboratory drop towers for the experimental simulation of dust-aggregate collisions in the early solar system. Journal of Visualized Experiments (JoVE). (88), e51541(2014).
  31. Poppe, T., Schräpler, R. Further experiments on collisional tribocharging of cosmic grains. Astronomy & Astrophysics. 438, 1-9 (2005).
  32. Reddy, V., Sanchez, J. A., Nathues, A., Moskovitz, N. A., Li, J. -Y., Cloutis, E. A., Archer, K., Tucker, R. A., Gaffey, M. J., Mann, J. P., Sierks, H., Schade, U. Photometric spectral phase and temperature effects on Vesta and HED meteorites: Implications for Dawn mission. Icarus. 217, 153-168 (2012).
  33. Gehrels, T. Minor planets. I. The rotation of Vesta. Photometric studies of asteroids. Astronomical Journal. 72, 929-938 (1967).
  34. Bertini, I., La Forgia, F., Tubiana, C., Güttler, C., Fulle, M., Moreno, F., Frattin, E., Kovacs, G., Pajola, M., Sierks, H., Barbieri, C., Lamy, P., Rodrigo, R., Koschny, D., Rickman, H., Keller, H. U., Agarwal, J., A'Hearn, M. F., Barucci, M. A., Bertaux, J. -L., Bodewits, D., Cremonese, G., Da Deppo, V., Davidsson, B., Debei, S., De Cecco, M., Drolshagen, E., Ferrari, S., Ferri, F., Fornasier, S., Gicquel, A., Groussin, O., Gutierrez, P. J., Hasselmann, P. H., Hviid, S. F., Ip, W. -H., Jorda, L., Knollenberg, J., Kramm, J. R., Kührt, E., Küppers, M., Lara, L. M., Lazzarin, M., Lin, Z. -Y., Lopez Moreno, J. J., Lucchetti, A., Marzari, F., Massironi, M., Mottola, S., Naletto, G., Oklay, N., Ott, T., Penasa, L., Thomas, N., Vincent, J. -B. The scattering phase function of comet 67P/Churyumov-Gerasimenko coma as seen from the Rosetta/OSIRIS instrument. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 469, 404-415 (2017).

Przedruki i uprawnienia

Tagi

Rozpraszanie światłatransfery promieniowaniaśledzenie metodą Monte Carlosuperpozycyjna metoda T-matrixrównanie całkowe objętościowelewitacja akustycznaanaliza macierzy Muelleraasteroida Vestakometa 67P
Rozpraszanie i absorpcja światła w regolitach planetarnych
Skontaktuj się z nami
Poleć bibliotece

Prywatność

Warunki korzystania z usługi

Zasady

Prawa autorskie © 2026 MyJoVE Corporation. Wszelkie prawa zastrzeżone.