postępy astronomii

Transkrypt

postępy astronomii

POSTĘPY
A STRO N O M II
CZASOPISMO
PO Ś WI Ę C O N E U P O W S Z E C H N I A N I U
WI E D Z Y A S T R O N O M I C Z N E J
PTA
i
i
T OM VII — Z ES Z Y T 2
1
K R A K Ó W
9
5
9
— K W I E C I E Ń — CZERWIEC
PAŃSTWOWE
WYDAWNICTWO
u n iw e r s y t e c k a i
* • 0 * Toruniu
1959
NAUKOWE
sns
2
TREŚCI ZESZYTU
ARTYKUŁY
A. G. P ac ho lo zy k, Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki
ruchu laminarnego, rozdział I I I .....................................................
J. Sm ak, Zagadnienia fizyki gwiazd w gromadach otwartych. . .
67
110
Z PRACOW NI I OBSERW ATORIÓW
A. G. P ac h o lczy k , Międzygwiazdowe pasmo A 4430 a polaryzacja
światła g w ia z d ................................................................................
M. M ontygie rd , Długość geograficzna Obserwatorium Astronomicz
nego w Białkowie.................................................................... . .
125
131
Z LIT E R A T U R Y N A U K O W EJ
J. Sm ak, Populacje gwiezdne; „Tydzień Badań" Akademii Papies
kiej — Watykan — maj 1957 ...................................... ' .................
133
K R O N IK A
S. G rzę d zie łs k i, Rewizja współrzędnych galaktycznych...............
t
138
POLSKIE
TOWARZYSTWO
ASTRONOMICZNE
POSTĘPY
ASTRONOMII
KWA R T A L N I K
T O M VII — Z E S Z Y T 2
KRAKÓW
• KWIECIEŃ — CZERWIEC
PAŃSTWOWE
WYDAWNICTWO
1959
NAUKOWE
KOLEGIUM REDAKCYJNE
Redaktor Naczelny:
Stefan Piotrowski, Warszawa
Członkowie:
Józef W itkowski, Poznań
Włodzimierz Zonn, Warszawa
Sekretarz Redakcji:
Kazimierz Kordylewski, Kraków
Adres Redakcji: Kraków 2, plac N a Groblach 8 m . 4
Adres Sekretariatu: Kraków 2, ul. Kopernika 27 m. 4
P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O N A U K O W E -O D D Z . W K R A K O W I E
K raków , ul. Sm oleńsk 14
N akład 450+130 egz.
P odpisano do d ruku 13. V . 1959
A rk . w yd. 4,75 ark. druk. 4 Z\4
D ru k ukończono w m a ju 1959
P a p ier druk. sat. 70 g, k l .V , 70 x 100
N r zam ówienia 91/59
D o składania 4. I I . 1959
Cena zł. 10.—
C-8
D R U K A R N I A UN I W E R S Y T E T U JAO I ELL. W K R A K O W I E
Wybrane
zagadnienia
magnetohydrodynamiki
ruchu laminarnego
ANDRZEJ G. PAOHOLCZYK
R o z d z ia ł III
OGÓLNE REGULARNE POLE MAGNETYCZNE GALAKTYKI
§ 1. D a n e o b s e r w a c y j n e ś w i a d c z ą c e p o ś r e d n i o o i s t n i e n i u
ogólnego pola m agn ety czn eg o w G alaktyce
Do chwili obecnej nie ma bezpośrednich dowodów na istnienie międzygwiazdowych pól magnetycznych w Galaktyce. Istnieje jednak szereg
zjawisk, do wyjaśnienia których wygodne, a nieraz konieczne jest zało
żenie obecności pola magnetycznego w Galaktyce, przy czym dla w y
jaśnienia każdego z tych zjawisk wymagane jest pole magnetyczne tego
samego rzędu wielkości. Zjawiska te to:
1. międzygwiazdowa polaryzacja światła,
2. orientacja włókien mgławic gazowych i gazowo-pyłowych,
3. izotropia i wielkie energie pierwotnych promieni kosmicznych,
4. sferyczna składowa promieniowania radiowego Galaktyki.
W niniejszym paragrafie postaramy się omówić kolejno powyższe
zjawiska.
1. Między gwiazdowa polaryzacja światła
Pierwszym pośrednim argumentem za istnieniem pól magnetycznych
w Galaktyce jest odkryte stosunkowo niedawno przez I l i l t n e r a [1]
i H a l l a [2] zjawisko międzygwiazdowej polaryzacji światła. Szczegóło
wemu omówieniu zagadnień mechanizmu powstawania polaryzacji światła
gwiazd poświęcona jest przeglądowa praca [3] (ten sam problem będzie
też przedmiotem artykułu [4], który niedługo ukaże się w „Postępach
Astronomii11), dlatego też tutaj ograniczymy się do bardzo szkicowego
przedstawienia najogólniejszych problemów związanych z mechanizmem
powstawania polaryzacji światła gwiazd i jego związkiem z galaktycz
nymi polami magnetycznymi.
Niektóre obserwacje, odnoszące się do polaryzacji światła gwiazd
będą omówione w § 4, pełny ich przegląd znaleźć można w pracach [5],
F
68
A . G. Pacholczyk
[6], [3]. Zależność polaryzacji światła od współrzędnych galaktycznych
(§ 4), [9]-[14], a także jej korelacja z międzygwiazdową absorpcją [34],
[32], [11], i międzygwiazdowymi pasm am i [15], [10], [14] bezspornie
śwdadczą o jej międzygwiazdowym pochodzeniu.
Międzygwiazdowa polaryzacja światła może być wyjaśniona przez
przyjęcie, że:
1. poszczególne cząstki pyłu międzygwiazdowego posiadają, pewną
anizotropię optyczną,
2. istnieje czynnik zewnętrzny, odpowiednio porządkujący anizotro
powe cząstki pyłu.
N ajprostszym powodem postulowanej dla wyjaśnienia zjawiska pola
ryzacji anizotropii optycznej może być anizotropia geom etryczna cząstek
międzygwiazdowego pyłu, polegająca na odchyleniach ich kształtu od
formy sferycznej. Dla takich niesferycznych cząstek, uporządkowanych
w określony sposób, absorpcja zależy od kierunku drgań świetlnych.
W w arunkach między gwiazdowych, jeżeli abstrahow ać od wysuniętej
w 1950 r. hipotezy P l a t t a ([141], patrz np. [143]), przyjęte rozm iary
cząstek pyłu są rzędu długości fali światła. W chwili obecnej istnieją
duże trudności m atem atyczne, utrudniające wyliczenie procesu absorpcji
światła dla cząstek o takich rozmiarach, ta k że ekstrapoluje się wyniki
otrzym ane dla cząstek znacznie mniejszych od długości fali świetlnej
przez G a n s a [17] dla elipsoidów (teoria D a v i s a - G r e e n s t e i n a [20])
i S c h a e f f e r a i G r o s s m a n a [18] dla nieskończenie długich cylindrów
o przekroju kołowym (teoria van de H u l s t a [21]).
Jeżeli dla jednakowych sferoidalnycli cząstek o wielkich osiach rów
nych 2a, i prostopadłych do nich osiach równych 2 b przekroje czynne
na absorpcję dla drgań świetlnych zachodzących w tych kierunkach
wynoszą odpowiednio aa i ab, to stosunek stopnia polaryzacji do absorpcji
będzie dany przez:
-1
C onst-J1- cos2r- — ---&a
2
—
-A-v
(3.1)
Ob
7Z
K ierunek biegu prom ienia świetlnego tworzy tu k ą t - + r z kierunkiem,
dokoła którego na skutek działania odpowiedniego mechanizmu orientu
jącego cząstki (mechanizm ten będzie omówiony dalej) osie momentów
pędu cząstek zataczają stożki o rozwartości fi (precesja). Dokoła osi mo
m entów pędu poruszają się wielkie osie sferoidów po stożkach o roz
w artości # (nutacja), (rys. 7). Oczywiście k ąty fl i ■& mogą być różne dla
różnych cząstek, i właśnie w ystępujący we wzorze (3.1) czynnik F jest
zależny od statystycznego rozkładu ilości cząstek po kątach /9 i 0. Czyn-
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki ruchu laminarnego
09
nik ten charakteryzuje więc stopień uporządkowania cząstek w danym
kierunku. W przypadku braku oddziaływania z zewnętrznym polem,
rozkład cząstek po kątach /S i & jest określony warunkiem ekwipartycji
energii uzyskiwanej przez pyłek w procesach zderzeń z otaczającymi
atomami. W tym wypadku czynnik F ma wartość zero. Jeżeli natomiast
oddziaływanie pyłków z zewnętrznym polem jest dostatecznie silne na to,
aby uporządkowanie pyłków było całkowite (w przypadku mechanizmu
Rys. 7. Ilustracja do mechanizmu ustawiania się cząstki pyłu w zewnętrznym polu
Davisa-Greensteina opartego na zjawisku paramagnetycznej relaksacji
oznacza to ustawienie wielkich osi wszystkich cząstek prostopadle do kie
runku zewnętrznego pola magnetycznego), to wtedy czynnik F osiąga
maksymalną wartość równą ł/3. Oczywiście postać czynnika F zależy
istotnie od mechanizmu porządkującego cząstki; zagadnieniem tym zaj
miemy się niżej.
Stosowanymi w pracy Davisa-Greensteina wartościami aa i ab są
wartości dane przez teorię Gansa [17]. Oczywiście w rozwiniętej przez
Davisa-Greensteina teorii mogą być stosowane wartości aa i ab otrzymane
w zupełnie inny sposób. Tak np. C ay re l i S c h a t z m a n [22] próbują
tłumaczyć polaryzację obecnością w przestrzeni między gwiazdowej kry
ształków grafitu. Absorpcja fal świetlnych w graficie w przypadku, gdy
wektory elektryczne mają odpowiedni względem kryształu kierunek ma
charakter dielektryczny, natomiast w kierunkach prostopadłych ma cha
rakter metaliczny. Koncepcja Cayrela i Schatzmana wymaga więc przy
jęcia we wzorze (3.1) odpowiednich dla grafitu wartości aa i ab.
Uporządkowanie polaryzujących cząstek pyłu może być spowodowane
oddziaływaniem ich z jakimś polem w przestrzeniach międzygwiazdowych,
które, aby prawidłowo wyjaśnić dane obserwacyjne, musi być względnie
jednorodne na dostatecznie dużych obszarach przestrzeni międzygwiazdo-
70
A . G. Pacholczyk
wej (rzędu 500—1000 pc). Z powyższego p u n k tu w idzenia jedynie dw a
pola mogą, być b ran e pod uw agę: pole m agnetyczne B ( H i l t n e r [2 8])
i p o le p rędkości v ( G o l d [23]). Z atrz y m a jm y się przez chwilę za v a n
d e H u l s t e m [8] n a d zagadnieniem oddziaływ ania cząstki z ty m i polam i.
A sym etryczne cząstki p yłu podlegają nieustannie uderzeniom o tac z a
jących atom ów gazu; zderzenia te d o d a ją pew ne przyczynki do m om entu
pęd u cząstek. Jeżeli energia oddziaływ ania cząstki z polem m agnetycznym
je st znacznie w iększa niż energia ro ta c y jn a uzyskiw ana przez cząstkę
w w yniku zderzeń, to cząstka będzie jedynie oscylow ać wokół k ierunku
zew nętrznego pola m agnetycznego i nie zostanie w praw iona w ru ch obroB
B
(ST)
(DG)
(G )
Rys. 8. Zderzenia atomów gazu z cząstkam i pyłu, znajdującymi się w polach: m agne
tycznym Ii lub prędkości V, w g van de Hulsta [8]. Litery ST, DG i G- odpowiadają
mechanizmom Spitzera i Tukeya, D avisa i Greensteina oraz Golda
to w y (rys. 8 ST). T a k a sy tu a c ja zacłiodzi właśnie w w ypadku m echanizm u
S p i t z e r a i T u k e y a [19], k tó ry zak ład a ferrom agnetyczne pyłki o n a
m agnesow aniu rów noległym do wielkich osi cząstek oraz w ym aga silnego
zew nętrznego pola m agnetycznego o natężeniu rzędu 10~3—10-4 gauss,
prostopadłego do płaszczyzny G alaktyki. F erro m ag n ety zm pyłków , ja k
rów nież i ta k silne pole m agnetyczne w G alaktyce są m ało praw dopo
dobne, z drugiej zaś stro n y przyjęcie m echanizm u S pitzera i T ukeya
nie tłum aczyłoby obserw ow anych zależności polaryzacji św iatła od w spół
rzędnych galaktycznych (§ 4). Jeżeli oddziaływ anie cząstki z polem m ag
nety czn y m je st słabe (np. p a ra m ag n e ty c zn a cząstk a w polu m ag n ety cz
nym ) to zderzenia z a to m a m i b ęd ą n ieustannie w prow adzać cząstkę
w ruch obrotow y o prędkości kątow ej rzędu 1—10+4 sek -1. J e d n a k k ażd y
o b ró t cząstki dokoła osi, nie pokryw ającej się z kierunkiem zew nętrznego
71
pola magnetycznego będzie powodował przemagnesowywanie się wszyst
kich elementów objętości cząstki podczas każdego obrotu. Ta zmiana
namagnesowania będzie poprzez efekt paramagnetycznej relaksacji [25]
działała hamująco na ruch cząstki. W ten sposób cząstki będą miały
tendencję do ustawiania się swoimi małymi osiami w kierunku pola (me
chanizm Davisa-Greensteina [20], rys. 8 DG). Wyliczenia Davisa-Greensteina oparte na zjawisku paramagnetycznej relaksacji prowadzą do
czynnika F we wzorze (3.1) postaci:
oraz
F = 1/3
dla
F i > 1 /3 ,
(3.2)
F —Fi
dla
F i < 1/3 ,
(3.3)
przy czym parametr F i dany jest przez poniższe wyrażenie:
f , = Cons
B2
(3.4)
gdzie B jest natężeniem zewnętrznego pola magnetycznego (interpretacja
danych obserwacyjnych wymaga przyjęcia pola B równoległego do płasz
czyzny Galaktyki i skierowanego wzdłuż ramienia spiralnego, patrz § 4),
T jest tu temperaturą gazu, nH — gęstością gazu, Tg — temperaturą
ziaren, zaś a — średnimi rozmiarami ziaren.
Przy następujących wartościach występujących w równaniu (3.4) pa
rametrów: B = 7 -10-6 gauss, T = 60°K , nH = 8 i Ta > 5° K i całkowitym
uporządkowaniu (F = >) otrzymuje się wartość a < 3 10-* cm, a więc
mniejszą od zwykle przyjmowanej. Dla wyjaśnienia obserwowanego sto
sunku polaryzacji do absorpcji wystarczy przyjąć F ^ 0,04, skąd przy
Ta — 10° K oraz a = 1,25 10-5 cm dostaje się wartość natężenia pola [26]
B = 0 ,7 -10“6 gauss .
(3.5)
W wypadku, gdy energia oddziaływania cząstki z polem magnetycznym
znika (np. gdy nie ma pola), rozkład osi obrotów cząstek w danym mo
mencie czasu jest izotropowy przy założeniu, że rozkład kierunków pręd
kości uderzającycli atomów jest też izotropowy. Silna anizotropia roz
kładu kierunków prędkości uderzających w cząstkę atomów (obecność
np. ponaddźwiękowego, jednorodnego na odpowiednio dużych obszarach,
pola prędkości obłoków względem gazu) może być powodem anizotropii
rozkładu osi momentów pędu poszczególnych cząstek (cząstki będą obra
cać się wokół osi prostopadłych do kierunku pola prędkości), co w re
zultacie będzie prowadziło do pewnego uporządkowania tych cząstek
(teoria G ol da [23], [24], rys. 8 G). Teoria Golda wymaga ruchu obłoków
w kierunku prostopadłym do płaszczyzny Galaktyki z prędkościami
rzędu 80 km/sek. Tak dużych prędkości obłoków w kierunku prostopad-
72
A . G. Pacholczyh
łym do płaszczyzny G alaktyki nie można pogodzić z obserwowanym
rozkładem obłoków, które koncentrują się w płaszczyźnie G alaktyki tw o
rząc warstwę grubości kilkuset ])arseków. Z drugiej strony mechanizm
Golda nie jest w stanie wyjaśnić obserwowanej wartości stosunku pola
ryzacji do absorpcji i zależności polaryzacji od współrzędnych galak
tycznych (§4). Poza ty m istnienie ponaddźwiękowych prędkości gazu
względem pyłu jest tru d n e do przyjęcia.
Najpraw dopodobniejszym zatem mechanizmem, produkującym pola
ryzację światła gwiazd w ydaje się być mechanizm Davisa-Greensteina,
wym agający równoległego do płaszczyzny G alaktyki pola m agnetycz
nego o natężeniu
B ~ 10~5 gauss
(3.6)
i możliwej do przyjęcia param agnetyczności ziaren pyłu.
2. Orientacja włókien mgławic gazowych i gazowo-pyłowych
Większość dyfuzyjnych mgławic gazowych m a wyciągniętą włóknistą
formę, przy czym spotyka się głównie niewielkie nachylenia włókien
mgławic do rów nika galaktycznego. S h a j n [39]—[43b] zauważył, że kie
runki włókien mgławic gazowych i gazoAvo-pylowych są wyraźnie skore
lowane z kierunkam i płaszczyzny drgań spolaryzowanego światła gwiazd
(rys. 9). To wskazywałoby na związek kierunków włókien mglaAvic z kie
runkiem linii sił pola magnetycznego. Z drugiej strony ta k wydłużone
tw ory, jakim i są włókna mgławic gazowych (ich rozm iary podłużne są
o dwa rzędy wielkości większe niż rozm iary poprzeczne) powinny być
niestabilne ze względu na poprzeczne zaburzenia (patrz § 2). J a k to bę
dzie pokazane w § 2, pole magnetyczne skierowane wzdłuż włókna, będzie
wywierało działanie stabilizujące. Przyjęcie zatem obecności międzygwiazdowych pól m agnetycznych umożliwiłoby wyjaśnienie obserwowa
nych wydłużonych kształtów włókien.
W Plejadach obserwuje się bardzo cienkie i wydłużone włókna p y
łowe, m ające w yraźną krzywiznę. W łókna te prawdopodobnie pow stają
na skutek oddziaływania pyłu z polem prędkości gazu. Ze względu na
duże zakrzywienie tych włókien (promień krzywizny rzędu r ~ l pc)
pow staje problem stabilności tych włókien pod działaniem siły odśrod
kowej. W ychodząc z w arunku stabilności tychże włókien pyłowych P a r
k e r [183] oszacował natężenie pola magnetycznego, koniecznego do za
chowania obserwowanej postaci włókien pyłowych. Opór, jaki staw ia gaz
poruszającym się cząstkom pyłu, może bowiem być istotnym powodem
stabilności włókien pyłowych dopiero przy gęstościach gazu rzędu 1600
atomów na cm8. W artość ta jest dla wielu obszarów tru d n a do przyjęcia.
D latego racjonalniej jest przyjąć tu obecność pola magnetycznego B
skierowanego wzdłuż kierunku ruchu cząstek pyłu. Cząstki pyłu uzy-
73
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki rucliu laminamego
gkują podczas ruchu w atmosferze gazu pewien ujemny ładunek elek
tryczny q [131]—[134], rzędu jednego albo dwóch ładunków elementar
nych. Jeżeli teraz masa cząstki jest m, to siła odśrodkowa, której podlega
ta cząstka wynosi v\v2/r i jest prostopadła do pola magnetycznego. Siła
“7^
5J'\S 0C
Ąh
0’
-5'
W
"^ 5
W 7
5 )
"
c\
X
-
%
10
—
■
_
°
15‘
yhi:
_z___
Rys. 9. Korelacja pomiędzy włóknami mgławic, gazowych w Per i Tau z kierunkami
płaszczyzny drgań spolaryzowanego światła gwiazd, wg Shajna [40]
ta w obecności pola magnetycznego B powoduje przesuwanie się cząstki
w kierunku prostopadłym do kierunku działania siły odśrodkowej i kie
runku pola z prędkością
mt’2
VD = ^T5(3-‘ )
W czasie rjp, gdy strumień cząstek pyłu przebędzie drogę równą w mierze
łukowej jednemu radianowi, przesunięcie każdej cząstki w kierunku pros
topadłym do siły odśrodkowej i do kierunku pola magnetycznego wyniesie
r
urw
(3.8)
S = VD - = — .j .
v
qB
Żądając, by s < \l, gdzie Zjest szerokością włókna pyłowego otrzymuje się
warunek stabilności, wyznaczający dolną granicę natężenia pola magne
tycznego [183]
,mi)
(3.9)
B >2
q l'
74
A . G. Paclwlczyk
skąd przy obserwowanej wartości Z ~0,01 lat świetlnych otrzymuje się
B > 0,25 •10-B gauss .
(3.10)
Tak więc wytłumaczenie obserwowanych form i kierunków włókien mgła
wic gazowych i gazowo-pyłowych wymaga przyjęcia galaktycznego pola
magnetycznego o natężeniu danym przez (3.10).
3. Izotropia i w ielkie energie pierwotnych prom ieni kosmicznych
Obserwacyjne dane odnośnie do pierwotnego promieniowania kosmicz
nego można streścić w następujących punktach:
a)
W skład pierwotnego promieniowania kosmicznego wchodzą głównie
protony i cząstki a. Względną zawartość jąder w pierwotnym promie
niowaniu kosmicznym daje tablica I, [45]. W składzie pierwotnego pro
mieniowania kosmicznego nie obserwuje się elektronów o dużych ener
giach (wyjaśnienie tego faktu będzie dane w punkcie 4 niniejszego pa
ragrafu).
T a b l ic a I
Skład pierwotnego promieniowania kosmicznego
(liczby j uder na 105 protonów)
Liczba atomowa Z
pierwiastka
Względna liczba jąder
w prom. kosmicznym
1
2
3 -5
6 -9
1 0 -2 5
26
>30
105
10*
<200
500
160
30
<1
b) W idmo energetyczne pierwotnego promieniowania kosmicznego może
być w obszarze energii 1010 < ć < 1018 eV przedstawione w następują
cej wykładniczej postaci
N ( ć ) = Const ć -5',
(3.11)
gdzie wykładnik y = 2 —3. Widmo to dane jest na rysunku 10, [45].
c) Charakterystyczną cechą pierwotnego promieniowania kosmicznego
jest jego wysoka izotropia. Współczynnik anizotropii, określony jako
t
max
min
ó==---------- F -----------’
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki ruchu laminamego
75
gdzie F max i Fmin są odpowiednio maksymalnym i minimalnym strumie
niem F energii promieni kosmicznych w odpowiednich kierunkach, wynosi:
dla energii ~1()17 eV
dla energii ~ 1 0 18 eV
Ó < 0,1
ó < 0,01 .
Promienie kosmiczne nie wykazują więc związku z płaszczyzną Galaktyki
i kierunkiem na centrum Galaktyki.
N
cm - 2 sek - 1 srd
-1
10
10
10
10
-1
-2
-3
\
-4
0'1
10
100
1000 B e v
Rys. 10. Integralne widmo pierwotnego promieniowania kosmicznego według Ginzburga [45]. Ilość cząstek N dana jest w funkcji energii kinetycznej protonów ć'k
d) Gęstość energii pola promieni kosmicznych wynosi w okolicy
Słońca 1 eY/cm® (nie wliczona jest tu składowa słoneczna). Porównanie
gęstości energii różnych pól w otoczeniu Słońca daje tablica II **).
T a b li c a II
Gęstości energii w otoczeniu Słońca
Gęstość energii pola w otoczeniu
Słońca, eY/cm3
Rodzaj pola
pole
pole
pole
pole
promieniowania kosmicznego
promieniowania świetlnego *)
prędkości ruchów turbulentnycb
magnetyczne (B = 0 ,5 -10-5 gauss)
j
1
0,3
1
1
*) W artość ta jest prawdziwa w pobliżu płaszczyzny Galaktyki, a więc i w oto
czeniu Słońca.
**) 1 eV = 1,6-10-1* erg.
76
A . O. Pacholczylc
Wyjaśnienie powyższych faktów obserwacyjnych przez założenie, że
promienie kosmiczne nie są związane z Galaktyką, lecz przychodzą z prze
strzeni metagalaktycznych wymagałoby niemożliwych do przyjęcia za
łożeń o wydajności źródeł promieniowania kosmicznego. Dopiero zało
żenie obecności pola magnetycznego w Galaktyce, które po pierwsze
utrzymuje w granicach Galaktyki promienie kosmiczne, a po drugie
przyśpiesza te promienie w wyniku działania określonego mechanizmu
(mechanizm Fermiego, [46], [47]) pozwala na poprawną interpretację
danych obserwacyjnych.
Relatywistyczne cząstki o ładunku Ze poruszają się w polu magne
tycznym wzdłuż linii sil po liniach śrubowych; promienie krzywizny
torów dane są wtedy przez równanie
gdzie ć jest energią cząstki, zaś 0 kątem pomiędzy kierunkiem linii sił
i kierunkiem prędkości cząstki. Żądanie, by promień krzywizny r nie
przewyższał grubości podsystemu obłoków gazu rzędu 100 pc prowadził
do natężenia międzygwiazdowego pola magnetycznego rzędu
I i > 10-6 gauss
(3.12)
przy czym pole to musi być obecne nie tylko w obłokach, lecz w całej
przestrzeni wypełnionej gazem [198]. *)
Zasada zachowania momentu pędu dla ruchu cząstki w polu magne
tycznym wymaga, aby
w ciągu całego ruchu. Otóż jeżeli pole magnetyczne jest niejednorodne
i np. cząstka porusza się w kierunku, w którym pole wzrasta, to dla
zachowania warunku (3.13) tor cząstki musi się zacieśniać, sin# musi
7Z
rosnąć. Wzrost wyrażenia sin# jest ograniczony: gdy d — —, sin# przyj-*
muje maksymalną wartość równą jedności. Cząstka zatem nie może dalej
przejść do obszaru o większym natężeniu pola, i odtąd ruch je j może się
odbywać jedynie w kierunku powrotnym, [46]. Tak więc cząstka jakby
„odbiła się“ od niejednorodności pola magnetycznego (odbicie typu A,
rys. 11 A).
,■ ' . ' i ' ' . .
'
4
.
■
V
' '
*) G alaktyczne pole m agnetyczne je s t regularne w ram ionach spiralnych (§ 4),
ram iona te zajm u ją jedynie ok. 1% objętości sferycznego podsystemu, wypełnionego
promieniami kosmicznymi. W dalszych rozważaniach nad przyśpieszaniem cząstek za
kładać się będzie, że pole pomiędzy obłokami je s t prawie jednorodne na odległościach
rzędu odległości pomiędzy obłokami gazu (100 pc), po czym w istotny sposób zmienia
się kierunek pola.
77
Energia cząstki przed i po odbiciu jest jednakowa pod warunkiem ,
że pole jest stacjonarne. W wypadku, gdy niejednorodność pola m agne
tycznego porusza się *) (np. w ośrodku rozchodzi się uderzeniowa fala
m agnetohydrodynam iczna), w tedy przy odbiciu ty p u A cząstka uzyskuje
przyrost rDĆ energii równy
gdzie £ jest energią cząstki liczoną wraz z energią spoczynkową, u jest
prędkością przemieszczania się niejednorodności pola, zaś v jest pręd
kością postępowego ruchu cząstki w polu, przy czym u < c. Jeżeli teraz
A
B
K ys. 11. Ilustracja do m echanizm u F erm iego [46] przyśpieszania naład ow an ych cząstek
w p olach m ag n ety czn y ch . O bjaśnienia w tek ście
u > 0, to przyrost energii cząstki na skutek odbicia będzie dodatni, gdy
u < O, to CDC< 0. Ponieważ ilość zderzeń „napotykających11 (u > 0) jest
większa od ilości zderzeń „doganiających14 (u < 0), przeto średnio przy
izotropowym rozkładzie prędkości cząstka uzyska dodatni przyrost energii
równy co do rzędu wielkości
< f 2 > £ > .~ 2 -ć .
<r
(3.14)
Analogiczne procesy zachodzą, gdy cząstka porusza się po zakrzy
wionej linii sił (rys. 11 B), zaś zakrzywienie linii sił porusza się względem
*) M am y tu n a m y śli układ odniesienia zw iązan y z Ziem ią. W układzie porusza
ją cy m się wraz z niejednorodnością p ola zm iana energii D ć . cząstk i je st rów na zeru.
W w ystęp u ją cy ch dalej w zorach w szy stk ie w ielk ości odniesione są do układu zw ią
zanego z Ziem ią.
V
A . G. Pacholczyk
obserwatora (strzałki na rysunku 11 B). Mamy wtedy tzw. odbicie typu B,
przy czym przy ruchu niejednorodności w kierunku oznaczonym na
rys. 11 B literą a przyrost energii jest dodatni.
Duży wkład w proces przyśpieszania cząstek wnoszą zjawiska, w któ
rych cząstki są akcelerowane w tzw. pułapkach, tzn. pomiędzy dwoma
zbliżającymi się do siebie czołami fal uderzeniowych, [47].
Wobec (3.14) przyrost średniej energii cząstki w jednostce czasu będzie
(1C
u2
~d t ~
~
aC
(3-15)
gdzie t jest efektywnym czasem pomiędzy dwoma zderzeniami z nie
jednorodnościami pola (p. np. [45]). Powyższe wyrażenie na przyrost
energii cząstki przyśpieszanej przy pomocy mechanizmu F e r m ie g o [46],
[47] prowadzi do widma przyśpieszanych cząstek typu (3.11) ze współ
czynnikiem y równym
y= 1+
-aT ’
( 3 -1 6 )
gdzie T jest średnim czasem, w ciągu którego cząstka jest przyśpieszana
przy pomocy mechanizmu Fermiego (p. np. [72]). Czas ten dla promieni
kosmicznych jest określony nie tyle ich ucieczką z Galaktyki, ile pro
cesami przemian jądrowych [45]. Tak więc za T można przyjąć średni
czas życia cząstki. Wtedy obserwowana wartość y = 2 —3 daje dla proto
nów współczynnik a rzędu 10~16 sek, coprowadzi do podwojenia się energii
cząstki w okresie 1()7 lat.
Przyśpieszanie cząstek w mechanizmie Fermiego jest efektywne je
dynie wtedy, gdy straty energii cząstki pomiędzy zderzeniami (straty
na jonizację, promieniowanie hamowania, odwrotny efekt Comptona itp.)
są mniejsze, niż energia uzyskiwana na skutek zderzenia. Efektywnie
będą więc przyśpieszane tylko te cząstki, których energia będzie większa
od pewnej krytycznej wartości (tzw. energii injekcji). Jest to związano
z tym, że straty energii (główną rolę grają tu straty na jonizację napot
kanych cząstek) są w pierwszym przybliżeniu niezależne od energii cząstki,
podczas gdy przyrost energii cząstki przyśpieszanej w wyniku działania
mechanizmu Fermiego jest proporcjonalny do energii cząstki (3.15).
Energia injekcji zależy od gęstości ośrodka i od wartości współczynnika a.
Dla protonów wynosi ona 200 MeV. Mechanizm Fermiego jest bardziej
efektywny w otoczkach supernowych, gdzie a > 10~10, niż w materii
między gwiazdowej. Otoczki supernowych mogą być więc wstępnym
akceleratorem promieni kosmicznych. Czytelników zainteresowanych bliż
szymi szczegółami tego problemu odsyłamy do zamieszczonej na końcu
rozdziału literatury. Tamże Czytelnicy znajdą omówienie problemów po-
79
chodzenia promieni kosmicznych; zagadnienie to w niniejszym artykule
pomijamy jako niezwiązane bezpośrednio z ogólnym polem magnetycz
nym Galaktyki.
Reasumując niniejszy punkt można powiedzieć, że przyjęcie obec
ności pola magnetycznego w przestrzeniach międzygwiazdowych pozwala
poprzez mechanizm Fermiego na wyjaśnienie obserwowanych dużych
energii promieni kosmicznych i ich izotropii.
4. Promieniowanie radiowe relatywistycznych elektronów
Promieniowanie radiowe Galaktyki nie może być w całości utożsa
mione z promieniowaniem termicznym, powstającym na skutek swobodno-swobodnych przejść elektronów w polach protonów. Widmo pro
mieniowania termicznego ma bowiem w pewnym obszarze częstości zu-
R y s. 12. W idm o p rom ien iow an ia radiow ego G a la k ty k i w g S k h lovsk iego [72], T e m
p e ra tu r a an ten y w y k reślon a je s t w fu n k cji częstości d la dw óch obszarów n ie b a:
1 : 1 = 300°, b = - 2 ° oraz 2: l = 180°, b = 0°.
D la porów n an ia n aniesiono 3: w idm o p rom ien iow an ia term icznego sw obodnych elektronów
pełnie inny charakter niż widmo promieniowania radiowego Galaktyki
(rys. 12). Mechanizm termiczny jest w stanie wyjaśnić obserwowane na
falach krótkich (do 2—3 m) promieniowanie galaktyczne, podczas gdy
na falach 3 m i dłuższych stanowi już tylko 60% i mniej całkowitego
promieniowania. Mechanizm termiczny może być odpowiedzialny za skła
dową płaską promieniowania radiowego, powstającą w obszarach równi
kowych o dużej gęstości zjonizowanego wodoru, podczas gdy mechanizm
80
A . G. Pacholczyk
generacji składowej pochodzącej z obszarów podsystem u sferycznego p o
zostaje niewyjaśniony *).
A l f v e n i H e r lo f s o n [67] oraz K ip e ń h e u e r [68] wysunęli myśl,
że składowa sferyczna promieniowania radiowego Galaktyki może być
spowodowana efektem spowalniania relatywistycznych elektronów w ko
smicznych polach m agnetycznych (promieniowanie betatronowc). W nierelatyw istycznym przypadku elektron, poruszając się wzdłuż pola m ag
netycznego po linii śrubowej, promieniuje dipolowo z częstością larmorowską równą
co/f = — —.
mc
(3.17)
Natom iast elektrony o wielkich energiach (tzw. relatywistyczne elektrony,
dla których Ć > mc2), zupełnie inaczej zachowują się w polach m agne
tycznych. Ich promieniowanie jest silnie anizotropowe, jest ono zawarte
w stożku o bardzo małej rozwartości 0:
wid2,
( f " 1’
( 3 -1 8 )
przy czym kierunek osi tego stożka pokrywa się z kierunkiem chwilowej
prędkości elektronu. W relatyw istycznym przypadku zmienia się też
częstość w// larmorowskiej precesji elektronu wokół kierunku pola magne
tycznego, m ianowicie w ystępuje zależność tej częstości od energii elek
tronu. Przeliczenia wykazują [74]—[77], że relatyw istyczny elektron
o energii <f wy prom ienio wuj e w jednorodnym polu m agnetycznym B
w ciągu 1 sek w jednostkowym interwale częstości energię równą
'
P( v, <S) = 1 6 ^ p ( w « 0
mc2 1
sek. Hz
..(3.19)
'
'
gdzie B ± jest składową pola prostopadłą do orbity elektronu, zaś p daną
na rys. 13 funkcją argumentu
(3.20)
Funkcja ta ma maksimum przy w • co/f =
Jak widać z rys. 13 relaty
w istyczny elektron promieniuje w polu m agnetycznym głównie w ob
szarze widmowym dokoła częstości
Ć
2
*) Istnieje jeszcze trzecia składowa promieniowania radiowego Galaktyki — skła
dowa m etagalaktyczna, posiadająca na fali 1,2 m maksima natężenia w pobliżu rów
nika układu lokalnego galaktyk [79], [80],
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki ruchu laminamego
81
która to wobec <f > mc2 może wielokrotnie przewyższać częstość larmorowską
elektronu w przypadku nierelatywistycznym. Tak np. w polu
o natężeniu B = 10~5 gauss nierelatywi,styczny elektron promieniuje z czę
stością około 30 Hz (długość fali 104 km), podczas gdy elektron o energii
10® eV może wysyłać częstość rzędu 120 MHz, co odpowiada fali radiowej
długości 2,5—3 m [72],
Rys. 13. Przebieg funkcji P (3.19)
Obserwowane natężenie promieniowania radiowego, powstające w wy
niku hamowania relatywistycznych elektronów w polach magnetycznych
może być zapisane jako
P ( v , ć ) N ( C , s)ds
(3.22)
przy czym N ( ć , s ) jest gęstością elektronów o energii zawartej w prze
dziale C, 6 + 0)6 w punkcie odległym o s od miejsca obserwacji *). Współ
czynnik —* wynika z założonej tu izotropii promieniowania, spowodowanej przypadkowymi orientacjami składowej „turbulentnej“ (§ 4.1) międzygwiazdowego pola magnetycznego. Postać funkcji JV(ć) jest przyjm o
wana przez analogię z postacią widma energetycznego pierwotnej składo
wej promieniowania kosmicznego, obserwowaną w pobliżu Ziemi, tzn.
N ( ć )
=
k ć ~ r .
(3.23)
Przyjęcie (3.23) prowadzi do (3.22) postaci (p. np. [72]):
l+Y
1—'Y
1+Y
I ^ k B 2 ■v 2 ^ h B 2
Y—1
2
erg
cm2 sek steradian
(3.24)
D la składowej sferycznej promieniowania radiowego Galaktyki obserwacje
d ają wartość
J ~ X 0'82
(3.25)
*) Materia międzygwiazdowa jest praktycznie przezroczysta dla promieniowania
o falacli w rozpatrywanym zakresie długości fal.
Postępy Astronomii t. VII, z. 1
g
82
A . G. Pachulczyk
w zakresie częstości od 2 do 500 m egacykli. Zgodnie z rów naniem (3.24)
odpow iada to p rzy założeniu pola m agnetycznego o natężeniu
_B~~10-5 gauss
(3.26)
w idm u energetycznem u elektronów ty p u (3.23) ze w spółczynnikiem
7=2,6
(3.27)
dla zakresu energii elektronów od 1,5 • 10s do 6 • 10° eV. W yliczone przy
pow yższych w artościach Ii i y gęstości elektronów o energiach w iększych
od 107 eV i 10° eV Avynoszą odpow iednio [72]:
N ( ć > 107) = 2,2 • 10 -11 elektronów /cm 3 ,
(3.28)
N ( ć > 109) = 1 ,3 - 10~13 elektronów /cm 3 .
(3.29)
W artości te odpow iadają obserw ow anym w pobliżu Ziem i w artościom
gęstości protonów w pierw otnych prom ieniach kosm icznych.
T ak więc przyjęcie naszkicow anego wyżej m echanizm u nieterm icznej
em isji radiow ej w G alaktyce i założenie pola m agnetycznego o n a tę ż e
n iu (3.26) pozw alałoby ń a w yjaśnienie radiow ych d anych obserw acyj
nych *), jednocześnie tłum aczyłoby obserw ow aną m ałą gęstość re la ty
w istycznych elektronów w p ierw otnym prom ieniow aniu kosm icznym
w pobliżu Ziem i **).
5. Możliwość bezpośredniego pomiaru natężenia między gwiazdowych pól
magnetycznych
M edaw no J . G. B o l t o n i J . P . W ild [81] wskazali n a możliwość
bezpośredniego p om iaru natężen ia m iędzygw iazdow ycli pól m ag n ety cz
nych poprzez efekt Zeem anow ski wodorowej linii 21 cm. Słabe pole m ag
netyczne pow oduje rozszczepienie linii H I 21 cm n a trz y składow e o czę
stościach v0 (nieprzesunięta częstość podstaw ow a, składow a n) i v0±: elljm c
(składow e a), H jest t u podłużną składow ą p o la m agnetycznego [82].
R óżnica częstości pom iędzy obiem a składow ym i a przy spodziew anej
w artości natężenia m iędzygwiazdow ego pola m agnetycznego rzędu
10-5 gauss wynosi około 30 H z. Poniew aż m iędzygw iazdow e profile
21 centym etrow e są bardzo rozszerzone n a sk u te k efektu D opplera,
*) Promieniowanie hamowania relatywistycznych elektronów jest liniowo spolary
zowane, przy czym w ektor elektryczny drga w płaszczyźnie orbity elektronu. A ktualnie
czynione są próby wykrycia polaryzacji promieniowania radiowego G alaktyki (całko
w ita polaryzacja powinna mieć miejsce w większych elementach turbulencji, w których
pole B jest jednorodne). Niektóre z tych prób były uwieńczone pozytywnym rezulta
tem (np. [78]), aczkolwiek wyniki te wym agają potwierdzenia.
**) Nad problemem pochodzenia relatywistycznych elektronów w Galaktyce nie
będziemy się tu zatrzymywać odsyłając Czytelnika do umieszczonej na końcu rozdziału
literatury.
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki ruclm laminarnego
83
przeto B olton i W ild p ro p o n u ją dokonanie pom iaru n a ostry ch sto su n
kowo (szerokość połów kow a rzęd u 10 Hz) abso rp cy jn y ch liniach 21 cm
radioźródła w K asjopei. Jeżeli zastosuje się m etodę analogiczną do m e
to d y B a b c o c k a, polegającą n a odbieraniu n a przem ian sygnałów spola
ryzow anych kołowo w przeciw nych k ierunkach, to możliwe jest n a 45 m e
tro w y m reflektorze w ykrycie efektu Z eem ana spowodow anego polem rzędu
3 • 10~6 gauss (a stanow iącego około 1 % szerokości linii).
§ 2. R a m i o n a s p i r a l n e j a k o n i e s k o ń c z o n e c y l i n d r y w p o l u
magnetycznym
P o p rzed n i p a ra g ra f zaw ierał om ów ienie szeregu fak tó w obserw acyj
nych, k tó ry c h w yjaśnienie w ym agało przy jęcia istn ien ia pól m ag n e ty cz
ny ch w p rzestrzen iach m iędzygw iazdow ych. W niniejszym p arag rafie
b ęd ą p o dane pew ne p rzesłanki n a tu r y teo rety czn ej, św iadczące za istn ie
niem ty chże pól.
W niniejszym p aragrafie będziem y aproksym ow ali ram ię spiralne G a
la k ty k i przez pew ien bardzo uproszczony m odel, a następnie zbadam y
za C h a n d r a s e k h a r e m i F e r m i m [84] n iektóre jego własności w w y
p ad k u , gdy zn ajd u je się on w odpow iednio skierow anym polu m agne
tycznym . N iech ram ię spiralne G alak ty k i będzie reprezentow ane przez
nieskończenie długi cylinder o stałej średnicy 2 R 0 ( = 250 pc =
= 7,7 • 1020 cm), zbudow any z idealnej plazm y (patrz rozdział I, § 5)
o gęstości q = 2 • 10~24 g/cm 3. W tej plazm ie niech b ęd ą rozrzucone gw iazdy,
p rzy czym gęstość sum aryczna m aterii niecli będzie d a n a przez qt =
= {?+ Qs = 6 • 10"24 g/cm 3, qs jest tu średnią gęstością m aterii gw iazdow ej.
N iech plazm a w ram ien iu spiralnym porusza się ru ch am i tu rb u le n tn y m i
ze średnią prędkością v = 5 • 105 cm /sek. Założym y teraz, że cylinder te n
zn ajd u je się w jedn o ro d n y m polu m agnetycznym B , którego linie sił
są równoległe do osi walca. J a k to będzie pokazane w § 4, p rz y ję ty k ie
ru n ek pola m agnetycznego jest uzasadniony danym i obserw acyjnym i
(pom iary m iędzygw iazdow ej polaryzacji św iatła).
W arunkiem stabilności powyższego m odelu ram ien ia spiralnego je st
żądanie, a b y ciśnienie g raw itacyjne, pochodzące od m asy w alca i dzia
łające n a plazm ę było rów now ażone przez ciśnienie kinetyczne, pocho
dzące od tu rb u le n tn y c h ruchów plazm y oraz przez ciśnienie spow odow ane
oddziaływ aniem pola m agnetycznego n a plazm ę. W aru n ek te n
'Pgraw
—
P k in
'
P m ag
(3.30)
m ożna zapisać w postaci
nGf)QtB o
1,5
=
^
QV~. +
0,2
2“
B2
(3.31)
1,3 • 1 0 -12 dy n /cm 2
6*
84
A . G. Pacliolczyk
skąd łatwo otrzymać oszacowanie wartości pola magnetycznego
B = 0,6 •10-B gauss
(3.32)
(przenikliwość magnetyczna fi jest przyjęta jak dla próżni).
Podobne oszacowanie wartości pola magnetycznego można wyprowa
dzić bezpośrednio z równań ruchu cieczy idealnej (1.16). Mianowicie trze
cie z równań (1.16) przy uwzględnieniu potencjału sił grawitacyjnych
można dla wyżej określonego modelu ramienia spiralnego, posiadającego
symetrię osiową, sprowadzić do postaci
(3.33)
gdzie ostatni człon jest gradientem osiowo-symetrycznego potencjału gra
witacyjnego, zaś m (r) oznacza masę jednostki długości, zawartą wewnątrz
cylindra o promieniu r. W równaniu tym wszystkie zmienne zależą je
dynie od odległości r od osi cylindra. Z równania (3.33) drogą prostych
przekształceń (przemnożenie obu stron przez 2nr2dr i scałkowanie po dr
w granicach od zera do B 0) łatwo dostaje się tzw. twierdzenie o wiriale
dla układu o symetrii osiowej, uogólnione na przypadek magnetohydrodynamiczny
I + Ć m a a - l 0 M ^
(3.34)
U
gdzie °I3 jest momentem bezwładności walca względem jego osi, M masą
jednostki długości walca, zaś Ckin i ć mag są odpowiednio energiami ki
netyczną i magnetyczną liczonymi na jednostkę długości walca. W przy
padku równowagi dynamicznej lewa strona równania (3.34) znika (Ekin jest
energią radialnych ruchów laminarnych), pierwszy wyraz po prawej stronie
jest dodatni, zatem górna granica wartości energii magnetycznej jest
dana przez
(3.35)
ć mag = \GM*,
skąd średni kwadrat pola magnetycznego
<B2) =
^ n fiG ^ R ^ .
(3.36)
Powyższe oszacowanie różni się od (3.31) nieuwzględnieniem przyczynku
pochodzącego od prędkości turbulentnych oraz nieuwzględnieniem efek
tów grawitacyjnych, pochodzących od gwiazd.
W dalszym ciągu zajmiemy się zagadnieniem stabilności dynamicznej
przyjętego uprzednio modelu ramienia spiralnego Galaktyki ze względu
na periodyczne transwersalne oscylacje, przy dodatkowym założeniu nie
ściśliwości plazmy. Dowolna perturbacja, jakiej może podlegać ramię
spiralne, rozważane jako nieskończony cylinder, może być przedstawiona
Wybrane zagadnienia magnetoliydrodynamiki ruclm laminarnego
85
w postaci fourrierowskiej superpozycji elementarnych zaburzeń, defor
mujących pobocznicę walca w sposób określony równaniem
r = R + a„coskzcosn{),
(3.37)
an<B,
współrzędne cylindryczne r, &, z wprowadzone są tak, że oś 2 pokrywa się
z osią walca, zaś i) liczone jest od jakiegoś ustalonego kierunku. Chand
rasekhar i Fermi [84] badali stabilność cylindra ze względu na zaburzenia
typu (3.37) w przypadku n — 0, tzn. zaburzeń symetrycznych względem
osi z. Przeprowadzone przez nich badanie stabilności polega na wylicze
niu przyrostów cDĆ'm<w i cDCvot energii magnetycznej i potencjalnej (liczo
nych oczywiście na jednostkę długości walca), spowodowanych pertur
bacją. Przyrosty te są funkcją liczby falowej k zaburzenia i funkcją na
tężenia pola magnetycznego B
cM maa + cDćpot = <DC{Jk, B)
(3.38)
O ile teraz przyrost energii walca na skutek zaburzenia (3.37) jest do
datni, Q)£ > 0, to układ będzie miał tendencję do powrotu do pierwot
nego stanu o niższej wartości energii. W tym wypadku układ będzie
więc stabilny. Jeżeli natomiast (/)ć < 0, wtedy pod wpływem perturbacji
układ będzie przechodził do stanu o niższej wartości energii niż stan pier
wotny. W tym przypadku układ będzie więc niestabilny, raz powstałe
zaburzenie typu (3.37) będzie amplifikowane i amplituda jego będzie
szybko rosła z czasem.
Wobec powyższego problem stabilności dynamicznej naszego modelu
ramienia spiralnego sprowadza się do znalezienia znaku funkcji Q)ć(fc, B)
dla poszczególnych przedziałów argumentu. Eaczej skomplikowane prze
liczenia Chandrasekhara i Fermiego [84] prowadzą do wniosku, że <T)ć < 0
dla k < A'„(/:>*), czyli że rozważany cylinder jest niestabilny dla zaburzeń
typu (3.37) przy n — 0, o długościach fal X większych od granicznej dłu
gości X* równej
<3 -3 9 ’
Amplituda zaburzeń
a 0~ e x p ( ± < $ )
(3.40)
rośnie eksponencjalnie z czasem w przypadku niestabilnym (q rzeczy
wiste dodatnie), przy czym wartość q osiąga maksimum dla liczby falowej
kmax(B) < fr*
(3-41)
Zatem dla X = Xmax tempo rozpadu rozważanego modelu ramienia spiral
nego jest największe.
gQ
A. G. Pacholczylc
Poniższa ta b e lk a [84] d aje zależność p aram etró w A*, Amax i gmL od
w artości natężen ia pola B
T a b l i c a III
Zależność p aram etrów X*, Xmax i (/m!lx od natężen ia pola m agnetycznego B.
B
(gauss)
X*
(parseków)
(parseków)
(lat)
0
5 ,0 -10~6
7 ,5 -1 0 -'
10,0- jo - 6
1 ,5 -103
1,7-10*
2.1-10*
6,9-10*
2 ,7 -103
2 ,8 -104
3 ,4 -105
1,1 - 107
1 ,0 -109
8 ,7 -108
1,1 ■1010
3 ,5 -1011
^niax
9 max
P rz y p rzy ję ty c h w artościach gęstości plazm y w cylindrze i prom ienia
cylindra m odel ram ien ia spiralnego je st dla natężen ia pola m ag n ety cz
nego rzędu 7 • 10~6 ganss n iestabilny dla zaburzeń ty p u (3.37) (przy
n — 0) o długościach fali w iększych od 200 kiloparseków , zaś stała czasow a
m aksym alnego te m p a ro zp ad u naszego m odelu wynosi q^lx — 1010 lat.
Z atem już dla w artości pola m agnetycznego rzędu 7 • 10~6 gauss rozw a
żany m odel ram ienia spiralnego m ożna uw ażać p rak ty czn ie za stabilny.
D la ogólnego p rzy p a d k u zaburzenia postaci (3.37) p rzy n ^ 0 podobne
b a d a n ia stabilności ram ien ia spiralnego przeprow adził R . S. O g a n e s j a n
[85]. O trzy m an y przez niego wynik w skazyw ał n a stabilność g raw ita
cyjną. m odelu ze w zględu n a zaburzenia ty p u (3.37) p rzy n ^ 0 dla
w szystkich w artości liczby falowej Tc niezależnie od natężenia pola m ag
netycznego.
M ag netograw itacyjną stabilność cylindra ze ściśliwej plazm y w rów
noległym do jego osi jedn o ro d n y m polu m agnetycznym ze w zględu n a
podłużne fale, rozchodzące się av kieru n k u pola b ad ał D i b a i [86]. Z li
nearyzow ał on u k ład rów nań (1.16) przez założenie, że pole m agnetyczne,
p o ten cjał graw itacy jn y , gęstość i ciśnienie podlegają niew ielkim odchy
leniom od sta n u stacjonarnego, a n astęp n ie o trzy m ał rozw iązania tego
u k ład u rów nań we w spółrzędnych cylindrycznych w postaci płaskich fal
podłużnych, rozchodzących się w k ieru n k u osi cylindra. Je d n y m z o trz y
m an y ch rozw iązań b y ła fala alfvenow ska, drugim — fala dźw iękow a ro z
chodząca się z prędkością
f
2==72
_
^
+ (F8
(3.42)
W rów naniu pow yższym trzeci człon po praw ej strom e uw zględnia odbicie
fali n a granicy cylindra, ^ jest pierw szym pierw iastkiem rów nania
Bessela, Ic — liczbą falow ą zaburzenia. C ylinder będzie niestabilny, gdy
87
V będzie urojone (określenie niestabilności Jean sa), czyli gdy długość
fali zaburzenia będzie większa od
(3.43)
W powyższym wzorze nie występuje pole magnetyczne — niestabilność
cylindra nie zależy więc od obecności pola. Je s t to zupełnie zrozumiale
wobec wmrożenia pola w materię (założenie idealnej plazmy), bowiem
rozpatrywany ruch zachodzi wzdłuż linii sił. Kryterium (3.43) przy
i?0-*oo daje kryterium Jean sa stabilności nieograniczonego ośrodka
ze względu na zaburzenia rozchodzące się wzdłuż pola magnetycznego
[95], [100].
Magnetograwitacyjna stabilność ośrodka o symetrii osiowej znajdują
cego się w stanie różniczkowej rotacji dokoła osi symetrii była przed
miotem prac P a c h o l c z y k a i S t o d ó ł k i e w i c z a [200]. Autorzy rozważali
ten problem dwuwymiarowo przy założeniu, że linie sił pola magnetycz
nego tworzą koncentryczne okręgi o środku w osi symetrii układu.
Otrzymali oni dosyć skomplikowane kryterium niestabilności przy zało
żeniu zaburzenia o symetrii osiowej (zaburzenie takie odpowiada proce
sowi powstawania ramienia spiralnego w Galaktyce). D la dużych od
ległości od osi symetrii układu kryterium to przyjm uje prostą postać:
rozważany układ jest niestabilny ze względu na takie zaburzenia o sy
metrii osiowej, których długość fali przewyższa krytyczną wartość daną
przez następujące wyrażenie
(3.43a)
gdzie
r = - j L (or)-n,
(3.43b)
zaś Q jest prędkością kątową obrotu, G ~ stałą grawitacji. Wyrażenie
(3.43a) świadczy o stabilizującym działaniu pola magnetycznego na za
burzenia o rozważanej postaci. Przy danej wartości gęstości ośrodka
i danym przebiegu prędkości kątowej w funkcji odległości od osi obrotu
można z (3.43a) znaleźć wartość natężenia pola magnetycznego, przy
której amplifikowanie się zaburzenia o ustalonej długości fali X jest nie
możliwe. W zastosowaniu do gazowej protogalaktyki, w której m ają
powstawać ramiona spiralne kryterium (3.43a) określałoby górną granicę
natężenia pola magnetycznego. Istnienie pola o natężeniu większym od
granicznego uniemożliwiałoby powstanie ramion spiralnych w takiej
protogalaktyce. Jeżeli założymy, że gęstość gazu w protogalaktyce wy
nosiła w otoczeniu Słońca 4,2 • 10~24 g.cm r3 (jest to wartość gęstości
88
A . G. Pacholczyk
m ate rii m iędzygw iazdow ej plus gęstość m ate rii gw iezdnej w ty m że
m iejscu w naszej G alaktyce w jej obecnym stanie), to a b y ram io n a spi
raln e o obserw ow anych ro zm iarach rzę d u 1 kpc m ogły u tw o rzy ć się,
pole m agnetyczne p ro to g a lak ty k i nie m ogło przew yższać w artości rów nej
B =
1,0 • 10~5 gauss .
(3.43c)
§ 3. F a l e m a g n e t o h y d r o d y n a m i c z n e w m a t e r i i m i ę d z y g w i a z
dowej
Gaz m iędzygw iazdow y tw orzy w G alaktyce podsystem płaski, p rzy
ty m rozkład jego gęstości je st w yraźnie niejednorodny. M ateria m iędzygw iazdow a posiada zagęszczenia w kształcie spiral; w yraźnie w skazują
n a to obserw acje radioastronom iczne n a fali 21 cm [101]—[115]. Gazowe
ram io n a spiralne m a ją rozm iary poprzeczne w płaszczyźnie G alaktyki
rzędu 500—1000 pc, zaś pro sto p ad le do tej płaszczyzny rzędu 200 pc [120].
L okalne zagęszczenia m aterii w ram ionach spiralnych m a ją rozm iary
rzęd u 100 pc. Skład chem iczny gazu m iędzygw iazdow ego p o d aje t a b
lica IV [116],
T a b l i c a IV
Skład chem iczny gazu międzygwiazdowego
P ierw iastek
Gęstość w stosunku
do gęstości w odoru
H
He
Ne, O, każdy
C, Mg, F e, każdy
Ar
N
Si, S, k ażdy
1
0,54
0,01
0,001
0,002
0,004
0,0006
M iędzygw iazdow y w odór n a przew ażającym obszarze przestrzeni m ię
dzygw iazdow ej zn ajd u je się w stanie praw ie całkow icie n e u tra ln y m
(obszary H I). J a k to p okazał S t r ó m g r e n [124], w odległościach rzędu
20—150 pc od gw iazd w czesnych ty p ó w (odległości te są fu n k cją gęstości
ośrodka i jasności absolutnej — ty p u widm owego gwiazdy) w odór je s t
p r a w e całkow icie zjonizow any (obszary I I I I ) . G ranice pom iędzy ty m i
dw om a ty p a m i obszarów są bardzo ostre, spadek sto p n ia jonizacji z od
ległością je st n a granicach pom iędzy H I I i H I gw ałtow ny. F izyczne
Własności gazu w obszarach H I i H I I podsum ow uje tab lic a V. W zw iązku
z dan y m i t ablicy Y należy zwrócić uw agę n a to , że w obszarach H I, p rzy
średnim sto p n iu jonizacji rzęd u 10-3 (zjonizow ane m etale i w n iek tó ry ch
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki rucliu laminarnego
89
m iejscach Avęgiel) p rzy te m p e ra tu ra c h rzęd u 102 stopni oddziaływ ania
coulom bow skie pom iędzy naładow anym i cząstkam i (przekrój czynny
rzędu 10~10 cm 2) [200] odgryw ają w iększą rolę niż oddziaływ ania pom ię
dzy cząstkam i n e u tra ln y m i (przekrój czynny ~ 1 0 -15 cm 2) [200], s tą d duże
przew odnictw o elektryczne. Z rów nania (1.18) w idać, że n aw et p rzy p rze
w odnictw ie elektrycznym rzęd u 10~12 sek -1 czas relaksacji pola m ag n ety cz
nego w obłoku H I jest wielki (rzędu 1029sek), pole je st zatem p rak ty czn ie
w m rożone w ośrodek I I I , s tra ty zaś n a ciepło J o u le ’a są znikom e. M ożna
z atem obszary I I I , ta k ja k i obszary H I I z dostatecznie dobrym p rzy b li
żeniem uw ażać za składające się z plazm y.
Załóżm y, że m ate ria m iędzygw iazdow a zn ajd u je się w słabym p ie r
w o tn y m polu m egnetycznym . Słabość tego pola oznacza, że
i?P < 1 ,
(3.44)
(p atrz I, § 1). Obecność pierw otnego słabego pola m agnetycznego w G a
lak ty ce m oże być spow odow ana różnym i czynnikam i, ja k obecnością
lokalnych gradientów te m p e ra tu ry czy ciśnienia, różniczkow ym obrotem
G alak ty k i (efekt te n m ógłby być odpow iedzialny za pow stanie pola rzędu
10-16 gauss w ciągu 3-10° la t [200]), ruchem naładow anych cząstek p y łu
(ruch cząstek p y łu różni się od ru c h u gazu n a sk u tek znacznie w ięk
szej m asy cząstek), czy wreszcie w yrzucaniem nam agnesow anej m aterii
z gwiazd. T en o sta tn i proces w ydaje się być najbardziej efektyw nym
czynnikiem , um ożliw iającym w ytłum aczenie obecności pierw otnego pola
m agnetycznego w G alaktyce.
Słabe pole spełniające w arunek (3.44) p rak ty czn ie nie w pływ a n a sta n
ruchu ośrodka m iędzygw iazdow ego (p atrz rozdział I, § 1). N a to m iast
odw rotne oddziaływ anie jest silne: „w m rożone" w ośrodek linie sił pola
m agnetycznego są „zap ląty w an e“ na sk u tek tu rb u le n tn y c h ruchów
ośrodka. Linie te b ę d ą rozciągane i w ydłużane. W w yniku tego natężenie
pola będzie rosnąć z czasem aż do chwili, gdy
i? „ ~ l,
(3.45)
tz n ., gdy pole m agnetyczne będzie n a ty le silne, że zacznie tłum ić t u r
bulencję, począw szy od najm niejszych jej elem entów . W obecnej chwili
w G alaktyce tłum ione są ru ch y tu rb u le n tn e o rozm iarach m niejszych
od 100 pc. E n erg ia pola m agnetycznego, generow anego n a sk u tek „zap lą ty w a n ia “ w ruchu tu rb u le n tn y m linii sił jest czerpana z energii kin e
tycznej ru ch u tu rb u len tn eg o ośrodka. N ie będziem y t u zajm ow ać się
szczegółowo ty m procesem generacji pola w G alaktyce, jak o w ykracza
jący m w pew nym sensie poza zakres lam inarnej m agnetohydrodynam iki.
L ite ra tu rę n a te n te m a t znaleźć m ożna w [200] oraz w [II. 31].
90
A . G. Pacholczyk
T a b lic a V
Własności fizyczne gazu w obszarach HI 1 H II *)
O b sz a r HI
Zajmowany procent objętości Galaktyki
Średni stopień jonizacji
Liczba atomów wodoru (cm-3)
Liczba protonów
„
Liczba elektronów
„
Liczba innych jonów
„
Liczba innych atomów
„
Liczba ziaren pyłu
„
Średnia droga swobodna elektronów (j. astr.)
Średnia droga swobodna atomów wodoru (j. astr.)
Średnia droga swobodna ziaren pyłu (j. astr.)
Temperatura kinetyczna (stopni K)
Ciśnienie kinetyczne (dyn/cm 2)
Średnia prędkość ruchów turbulentnych (km/sek)
Prędkość dźwięku (km/sek)
Skala elem entów turbulencji (cm)
Przewodnictwo elektryczne (j. es. (sek-1))
Lepkość (g. cin-1 sek-1)
Liczba Reynoldsa (dla L = 10 pc)
Dyssypacja energii ruchu turbulentnego (erg -g-1 sek-1 )
(erg-cm -3 sek-1)
90
10-3
1
0
5 - 10-4
5 • 10-4
1,5 - 10-3
10-12
2 , 8 - 10-3
20
1
102
10-13
5
1,2
1016—1017
1011
0,5 • 10-4
0 ,5 - 106
4 - 10-3
4 - 10-27
[200 ]
[ 119]
[ 117]
[ 126]-[ 129]
[ 117]
[ 123]
[ 200 ]
[ 200 ]
[ 191]
[ 191]
[191]
[ 191]
*) 1 jedn. astr. = 1,5 • 1013 cm
1 pc = 3,08 • 1018 cm
1 rok = 3,16 • 107 sek
O b sz a r HII
Zajmowany procent objętości Galaktyki
Średni stopień jonizacji
Liczba atomów wodoru (cm-3)
Liczba protonów
„
Liczba elektronów
„
Liczba innych jonów
„
Liczba innych atomów
„
Liczba ziaren pyłu
„
Średnia droga swobodna elektronów (j. astr.)
Średnia droga swobodna protonów (j. astr.)
Średnia droga swobodna ziaren pyłu (j. astr.)
Temperatura kinetyczna (stopni K)
Ciśnienie kinetyczne (dyn-cm -2)
Prędkość dźwięku (km -sek-1)
Skala elementów turbulencji (cm)
Przewodnictwo elektryczne (j. es. (sek-1))
10
1
0
1
1
2 • 10-3
0
10-12
5 , 6 - 10-2
5 , 6 - 10-2
8,1 - 10-2
104
10- 13- 10-11
19
1013- 1014
1013
[ 124]
[ 119]
[ 117]
[ 126]-[ 129]
[ 117 ]
[ 123]
[200 ]
[200 ]
W ybrane zagadn ien ia nuujnetohydrodynam iki ruchu laminarnego
91
Z w aru n k u (3.45), tzn .
(3.46)
m ożna oszacow ać rzą d wielkości natężenia pola m agnetycznego, p o d sta
w iając q = 1 0 -23 g/cm 3 oraz w artość prędkości tu rb u le n tn e j 106 cm /sek.
O trzy m a się w tedy:
B ~ 10 ~5 gauss .
(3.47)
J a k ju ż było o ty m w spom inane w yżej, p rzy spełnieniu w aru n k u (3.45)
oddziaływ anie m agnetohydrodynam iczne jest w zajem ne, tzn . ru c h y gazu
są ham ow ane przez pole m agnetyczne. Oczywiście ham ow ane są tylko
ta k ie ru c h y gazu, k tó re m a ją składow ą prędkości p ro sto p a d łą do k ie
ru n k u pola m agnetycznego. W czasie ruchów wzdłuż linii sił oddziały
w anie m agnetohydrodynam iczne nie przejaw ia swojej obecności. Zjawisko
to pow inno wobec istnienia regularnego pola m agnetycznego G alak ty k i
skierow anego wzdłuż ram ien ia spiralnego ( §4) w pływ ać n a prędkości
obłoków gazu. E y s. 14 przedstaw ia d a n y przez P i c k e l n e r a i M e t i k a [185]
ro zk ład prędkości radialnych obłoków w k ierunkach p ro sto p ad ły m i rów
noległym do k ieru n k u ram ien ia spiralnego. W idać, że w k ieru n k u rów no
ległym ilość obłoków z dużym i prędkościam i rad ialn y m i jest większa niż
w k ieru n k u p ro sto p ad ły m do ram ien ia spiralnego.
R u c h y m ate rii w k ierunku p ro sto p a d ły m do k ieru n k u regularnego
pola m agnetycznego G alak ty k i pow odują odchylenia linii sił rów noleg
łych do k ieru n k u ram ienia spiralnego. O dchylenia te m ogą być uw ażane
za falę m ag u etohydrodynam iczną (II, § 2), rozchodzącą się w kieru n k u
regularnego pola z prędkością
(3.48)
[84]. Jeżeli z je st w spółrzędną Uczoną w k ieru n k u ram ien ia spiralnego,
to rów nanie linii sił będzie
y
acm k(z-W t) ,
(3.49)
(p. np. [0.1]), p rzy czym , ja k łatw o spraw dzić
(3.50)
U średniając pow yższe m ożem y przyrów nać dyjdz do średniego nachylenia
linii sil a (nachylenie to łatw o m oże być w yznaczone z obserw acji k ątó w
pozycyjnych spolaryzow anego św iatła gwiazd), prędkość dyjdt m ożna zaś
p rzyrów nać do średniej prędkości ru c h u gazu w d an y m k ierunku, rów
nej vj-]/3. W te n sposób dostaje się rów nanie
II DO R A M I E N I A
50
1
II DO R A M I E N I A
-
~
40
30
-
20
-
10
130°
110°
350 °
I
330°
II
Vr > 0
O
Vr < o
Rys. 14. Rozkład prędkości radialnych obłoków międzygwiazdowych w obszarach
^ — 110°—130°, 330°—360°, 20°—50° wg Pickelnera i Metika [185]. Kółka oznaczają
główne składowe prędkości radialnych
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynaviiki ruchu laminarnego
93
m ogące być pom ocnym p rzy szacow aniu rzę d u wielkości natężen ia pola
m agnetycznego w G alaktyce. D a v i s [199] p rzy jm u jąc n a podstaw ie obser
w acji H i l t n e r a [28], [27] w artość a = 0 , 2 ra d ia n a oraz q > 10~23 g/cm 3
i v
20 km /sek o trzym ał
B ^ I O - 10“5 gauss .
(3.52)
C h a n d r a s e k h a r i F e r m i [84] przyjęli w ynikające z obserw acji ra d io
astronom icznych w artości q ^ 2 • 10-24 g/cm 3 oraz v ~ 5 km /sek, w r e
zultacie czego dostali w artość
B ^ 0,7 • 10~5 gauss .
(3.53)
S t r a n a h a n [201] obliczył dla czterech w ybranych pól w artości średnich
k w adratow ych odchyleń k ą tó w polaryzacji. O trzy m an a przez niego w a r
tość a = 0,1 rad ia n a prow adzi do natężen ia pola
B ę* 1,4 • l o - 5 gauss .
(3.54)
S e r k o w s k i [196], [197] używ ając o trz y m an ą n a podstaw ie sta ty sty c z n ej
an alizy polaryzacji św iatła gw iazd w podw ójnej grom adzie w P erseuszu
w artość a = 0,71 ± 0 ,0 0 radianów uzyskał natężenie pola
B
0,5 • 10-5 gauss ,
(3.55)
p rzy q ^ 2 • 10~24 g/cm 3 i v ^ 12 km /sek. W szystkie te oszacow ania n a
tężen ia pola zgodne są co do rzędu wielkości.
S e r k o w s k i [196], [197] pokazał, że sta ty sty c z n a analiza danych
obserw acyjnych, dotyczących polaryzacji św iatła gw iazd podw ójnej gro
m ad y w Perseuszu nie pozw ala na po p raw n ą in terp retację ty c h danych
p rzy założeniu, że n a regularne pole m agnetyczne G alak ty k i (patrz § 4)
n a k ła d a ją się izotropow e flu k tu a cje tego pola. N a to m iast zgodny z ob
serw acjam i je st m odel pola, zakład ający flu k tu a cje pro sto p ad łe do kie
ru n k u regularnego pola. M odel te n odpow iada m agnetohydrodynam icznej
fali alfvenow skiej (II, § 2) rozchodzącej się w zdłuż regularnego pola
(tj. w zdłuż spiralnego ram ienia G alaktyki, § 4).
W niniejszym a rty k u le nie b ęd ą om aw iane zagadnienia m agnetoh ydrodynam icznych fal uderzeniow ych i ich zw iązku ze s tru k tu rą m gła
wic gazow ych. Pom inięcie ty ch zagadnień wiąże się bezpośrednio z p ro
je k te m pośw ięcenia im n a łam ach „Postępów A stronom ii" w najbliższej
przyszłości osobnego om ówienia.
§ 4. C h a r a k t e r
Galaktyki
ogólnego
regularnego
pola
magnetycznego
1. Pole regularne i pole „turbulentne“
J a k ju ż było o ty m m ów ione w § 3, tu rb u le n tn e r uc hy ośrodka międzygw iazdow ego pow odują zaplątyw anie się linii sił pola m agnetycznego
n a sk u tek w m rożenia ty c h o sta tn ic h w m aterię (I, § 6). D latego też ga-
94
A . 6 . Pachólczylc
laktyczne pole m agnetyczne, ja k n a to w skazują obserw acje polaryzacji,
ro zp atry w an e n a stosunkow o niew ielkich obszarach przestrzeni m iędzygwiazdowej posiada dosyć nieregularny c h a ra k te r. Pom im o tego u śre d
nione po w iększych obszarach w artości natężen ia i kieru n k u linii sil pola
w ykazują w yraźne regularności. D latego w ygodnie będzie podzielić m y
ślowo ogólne pole m agnetyczne G alak ty k i n a dwie składow e: składow ą
regularną, do b ad an ia k tó rej m ożna stosow ać a p a ra t lam inarnej m agnetoh y d ro d y n am ik i, oraz n a składow ą (nazw ijm y) tu rb u le n tn ą , k tó ra w p o
staci flu k tu a cji n ak ład a się n a średnie pole (składow ą regularną). *) Do
b a d a n ia składow ej tu rb u le n tn e j pola m agnetycznego używ a się m etod
staty sty czn y ch .
W dalszym ciągu niniejszego p arag rafu om ów im y niek tó re zag ad
nienia dotyczące c h a ra k te ru regularnego pola m agnetycznego G alaktyki,
m. in. topografię linii sił składow ej regularnej w otoczeniu Słońca. O czy
wiście o ile wnioski przedstaw ione av p u n k ta c h 2, 3, 6 m ogą odnosić się
do pola m agnetycznego całego system u galaktycznego, o ty le w nioski
zaw arte w p u n k ta c h 4 i 5 są słuszne lokalnie, w otoczeniu Słońca i uogól
nianie ich n a obszar całej G alaktyki je st nie zawsze uzasadnioną eks
trap o lacją.
2. Natężenie pola
E óżne m eto d y oszacow ania w artości natężen ia regularnego pola m ag
netycznego G alak ty k i podaliśm y wyżej w § 1 (3.5), (3.10), (3.12), (3.26)
§ 2 (3.32), (3.36) oraz § 3 (3.47), (3.52), (3.53), (3.54), (3.55). Są one ob
ciążone dużym i niepew nościam i. Tym niem niej w szystkie te oszacow ania
są zgodne co do rzędu wielkości: te n rząd wielkości natężen ia pola m ag
netycznego w G alaktyce w ynosi:
gauss .
(3.56)
3. Podsystem
U trzy m an ie prom ieni kosm icznych w naszej G alaktyce w ym aga obec
ności pola m agnetycznego nie tylko w obłokach gazu, ale i w ośrodku
m iędzyobłocznym , bardzo rozrzedzonym . Pole m agnetyczne pow inno się
rozciągać nie ty lk o w obfitujących w obłoki obszarach w pobliżu płasz
czyzny G alaktyki, ale i w rozrzedzonej gazowej koronie G alak ty k i [144]—
[146]. A naliza danych radiow ych w skazuje n a to , że gęstość em isji w po
bliżu płaszczyzny G alak ty k i (podsystem płaski rozciągający się do w y
sokości z = 1 kpc) jest ty lk o około 5 do 10 razy większa, niż w dużych
odległościach od płaszczyzny G alak ty k i (z = 10 kpc). P rz y Avidmie re la
tyw istycznych elektronów p ostaci (3.23) natężenie prom ieniow ania radio*) Podział ten jest bardzo sztuczny. Bliżej o regularnym i turbulentnym charak
terze miedzy gwiazd owego pola m agnetycznego mówią m. in. prace [204], [205].
wego
nego
Jeżeli
jąć k
95
jest dane przez (3.24), gdzie B jest natężeniem pola m agnetycz
(patrz § 1). Dane obserwacyjne prowadzą do wartości y = 2,6.
teraz założyć, że gęstość elektronowa maleje ze wzrostem z i przy
~ B [146], to otrzym a się
I ~ £ 2>8 ,
(3.57)
skąd, wykorzystując obserwowane wartości gęstości energii emitowanej
w częstościach radiowych na obu wysokościach (1 kpc i 10 kpc) ponad
płaszczyzną Galaktyki, otrzymuje się
B ( e = 1) = 2 - j B( * = 10)
(3.58)
D la B( z = 1) == 0 ,6 -10-5 gauss jest B( z — 10) = 0,3 10-5 gauss. Ciśnienie
m agnetyczne pola o tym natężeniu równoważy wraz z ciśnieniem pro
mieni kosm icznych ciężar m asy gazu leżącej powyżej poziomu z = 10 kpc;
ten warunek równowagi graAvitacyjnej pozwala na znalezienie gęstości
gazu na wysokości 2 = 10 kpc; gęstość ta wynosi [146]
n( z — 10) — 0,6 10~2 atom ów/cm 3 .
(3.59)
Tak więc dane obserwacyjne o emisji radiowej wskazują na to, że pole
m agnetyczne tworzy podsystem sferyczny.
4. Struktura spiralna pola
H i l t n e r , H a l l i M i k e s e l l [32] [34] zauważyli, że płaszczyzna drgań
wektora elektrycznego jest równoległa do równika Galaktyki w pewnych
zakresach długości galaktycznej, mianowicie w tych, dla których kąt
pom iędzy kierunkiem widzenia i kierunkiem ramienia spiralnego jest
bliski kąta prostego. Rysunki 15 i 16 wzięte z [32], pokazują orientację
płaszczyzny drgań wektora elektrycznego w stosunku do równika ga
laktycznego w przypadku, gdy patrzym y prostopadle do ramienia spi
ralnego (rys. 15) i wzdłuż tego ramienia (rys. 16). Przypadkowe rozrzu
cenie kierunków na rys. 16 i dobre ich uporządkowanie na rys. 15 świad
czyć mogą o tym , że porządkujące ziarna pyłu pole m agnetyczne jest
skierowane właśnie wzdłuż ramienia spiralnego. Pyłki te muszą być
uporządkowano na całej drodze, jaką światło przebywa od gwiazdy do nas.
W zasadzie do wytłum aczenia zjawiska polaryzacji światła w ystarczyłoby
przyjęcie regularnego pola m agnetycznego jednorodnego na obszarach
rzędu 1 kpc, znajdującego się jedynie w obłokach materii międzygwiazdowej, przy czym jednakowa orientacja pola w poszczególnych obłokach
m ogłaby być wytłum aczona jakimiś system atycznym i ruchami tych ob
łoków. Istnieją jednak dane obserwacyjne, świadczące o tym , że regu
larne pole Galaktyki jest zewnętrznym polem, i jako takie istnieje nie
tylko wewnątrz obłoków, ale i pom iędzy nimi (§ 4, 3). Do tych danych
96
A . G. Pacholczrjk
Rys. 15. Położenie płaszczyzny drgań spolaryzowanego światła gwiazd, dla którycli
kierunek promienia widzenia tworzy z kierunkiem pola magnetycznego kąt bliski pro
stem u, w g Hiltnera [32]. Długość kresek jest proporcjonalna do stopnia polaryzacji
należą (poza izotropowością promieni kosmicznych i charakterem emisji
radiowej) dane o kierunkach włókien mgławic gazowych i gazowo-pyło
wych (§ 1), a także zauważona przez S h a j n a [39]—[43b] (rys. 9) kore
lacja pomiędzy kierunkiem włókien mgławic i kierunkiem płaszczyzny
drgań spolaryzowanego światła gwiazd.
97
Rys. 16. Położenie płaszczyzny drgań spolaryzowanego światła gwiazd, dla których
kierunek promienia widzenia tworzy niewielki k ą t z kierunkiem pola magnetycznego,
wg Ililtn era [32]. Długość kresek jest proporcjonalna do stopnia polaryzacji
Z agadnieniem k ieru n k u linii sił regularnego pola zajm iem y się nieco
szerzej. T eoria D a v is a - G reensteina [20] m iędzygw iazdow ej polaryzacji
św iatła prow adzi do następującego w yrażenia na stosunek p rzy ro stu
polaryzacji dp do p rz y ro stu absorpcji d A po przebyciu przez św iatło
Postępy Astronomii t. VII, z. 1
7
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamilci ruchu laminarnego
99
jednostkowej drogi (patrz § 1):
dp _ q B 2cos2ł>
(IA ~
T llsTgna
(3.60)
B jest tu natężeniem pola magnetycznego porządkującego polaryzujące
ziarna pyłu, (n/2 —v) jest kątem, jaki tworzy promień widzenia gwiazdy
z kierunkiem pola magnetycznego, T i Ta odpowiednio temperaturami
międzygwiazdowego gazu i ziaren, zaś nH jest gęstością gazu. C jest stałą
zależną jedynie od rozmiarów i składu chemicznego ziaren pyłu. Sto
sunek (3.60) nie zależy od gęstości ziaren pyłu. Jeżeli teraz założymy,
że wpływ zmian wartości iloczynu T112 Tg nH w przestrzeni międzygwiazdowej na stosunek pjA jest zaniedbywalny w interesującym nas
pierwszym przybliżeniu (o wielkości tego wpływu można się zorientować
Rys. 18. Zależność średnich stosun
ków polaryzacji do absorpcji
/-4>
od długości galaktycznej i wg Bielic
kiej i Serkowskiego [12]
na podstawie prac [13], [14]) oraz że pole magnetyczne jest jednorodne,
to możemy napisać następujące wyrażenie na średnią (dla danej grupy
gwiazd) wartość stosunku polaryzacji do absorpcji (nawias łamany jest
symbolem uśredniania)
^ > = DJB2cos2v ,
(3.61)
gdzie D jest stalą. Jeżeli teraz założymy, że pole magnetyczne B jest
skierowane wzdłuż ramienia spiralnego Galaktyki (przy czym nie uwz
ględniamy tu krzywizny tego ramienia), wtedy v = L —l, gdzie L jest
długością galaktyczną normalnej do ramienia spiralnego, zaś Z bieżącą
długością galaktyczną. Zatem w przypadku, gdyby to założenie było
słuszne powinniśmy otrzymać przebieg średnich wartości stosunku pola
ryzacji do absorpcji z długością galaktyczną postaci:
= D B 2cos2{L—l ) .
(3.62)
Istotnie: dane obserwacyjne potwierdzają wyraźnie powyższą zależność,
sytuację tę obrazuje rysunek 18, wzięty z pracy [12]. Wyznaczona w tejże
7*
100
A . G. P acholczyk
p rac y w artość kieru n k u L norm alnej do m agnetycznego ram ienia spi
ralnego wynosi:
£ = 112° ± 4 ° .
(3.63)
Słuszne je st więc założenie spiralnej s tru k tu ry regularnego pola m agne
tycznego G alak ty k i przynajm niej w otoczeniu .Słońca (w prom ieniu
rzędu 4 kpc).
5. Średni równik magnetyczny
Średnie k ą ty pozycyjne # płaszczyzny drgań w ektora elektrycznego
spolaryzow anego św iatła gw iazd (G. A. S h a j n ) , ja k też i średnie p a ra
m etry Stokesa U *) (S. L. P i o t r o w s k i ) w ykazują niewielkie system a-
Rys. 19. Zależność średnich ką
tów pozycyjnych płaszczyzny
drgań świetlnych <#'> od dłu
gości galaktycznej l wg Shajna
' [43 b]
tyczne odchylenia od k ieru n k u rów nika galaktycznego, zm ieniające się
z długością g alak ty czn ą ja k fu n k cja sinus. Zależność od długości g a la k
tycznej uśrednionych po gru p ach gw iazd k ą tó w pozycyjnych płaszczyzny
d rg ań w ek to ra elektrycznego p rzedstaw ia rys. 19 w zięty z p racy
S h a jn a [43b]. Przebieg zależności przedstaw ionej na ry su n k u 19 w ska
zuje n a to , że średnia płaszczyzna pola m agnetycznego je st nachylona
do płaszczyzny G aląktyki. K ą t pom iędzy rów nikiem g alak ty czn y m i rów
nikiem m agnetycznym w ynosi 18°, p rzy czym węzły m a ją długości g a
lak ty czn e \ ~ 15° i l2 ~ 195°. B iegun m agnetyczny m a w spółrzędne
105°
■ 72°
(3.64)
czyli
32h
■46°
(3.65)
*) Parametr Stokesa U jest określony jako U = C p sin ($ —90°), gdzie p jest stop
niem polaryzacji światła gwiazdy, & — kątem pozycyjnym płaszczyzny drgań wektora
elektrycznego, zaś O stałą.
Wybrane zagadnienia magnetoliydrodynamiki ruchu laminarnego
101
Położenie bieguna magnetycznego nie wydaje się być związane z poło
żeniem bieguna układu lokalnego, ani innych układów szczególnych
gwiazd. Jego związek z układem obłoków międzygwiazdowego gazu
(m agnetohydrodynam iczny efekt wmrożenia pola w gaz, rozdz. I, § 6)
powinien być przedm iotem aktualnych badań.
6. Składowa pionowa
D la pól m agnetycznych ciał rotującycli o rozm iarach kosmicznych
(Ziemia, Słońce, gwiazdy m agnetyczne) spełniony jest następujący zwią
zek pomiędzy mom entem m agnetycznym
*) i obrotowym m om entem
mechanicznym P m
(3.66)
P jest tu stałą bliską jedności. Je s t on spełniony i dla zmiennych m ag
netycznych, o ile m om ent f2m będzie obliczony dla pola magnetycznego B 0
będącego pierwszym wyrazem rozwinięcia na szereg ty p u
(3.67)
zmiennego pola B w funkcji fazy zmian a. Związek (3.66) można też
wyprowadzić teoretycznie dla rotującycli kosmicznych mas przy pomocy
analizy wymiarowej ( I d lis [203]). P. M. S. B l a c k e t t [202] uważa naw et
związek (3.66) za nowe ogólne prawo przyrody, wiążące pola m agne
tyczne z graw itacyjnym i.
A bstrahując od tego, czy związek (3.66) jest istotnie ogólnym prawem
przyrody, a biorąc jedynie pod uwagę fakt, że jest on em pirycznym
związkiem spełnianym przez pola kosmicznych rotującycli mas, może
być interesujące oszacowanie rzędu wielkości przyczynku do ogólnego
pola magnetycznego G alaktyki, wynikającego z przyjęcia reguły (3.66).
M oment m agnetyczny pola pochodzącego z (3.66) będzie skierowany
wzdłuż osi obrotu G alaktyki jako całości. Dlatego też nazwijmy to pole
składową pionową regularnego pola Galaktyki. Odpowiednie przeliczenia
wykonał Idlis [203] przyjm ując model G alaktyki, w którym p u nkty
*) P rzypom inam y definicję m om entu m agnetycznego J l :
gdzie l je st odległością pom iędzy dw om a m asam i m agnetycznym i m m o przeciw nych
znakach. N atężenie pola n a pow ierzchni kuli o prom ieniu J i , w środku której zn ajd u je
się dipol o m om encie
w ynosi
(p atrz np. [0.1]).
102
A . G. Paclvolczylc
leżące poza płaszczyzną równikową obracają się z tą samą prędkością
co punkty leżące w płaszczyźnie Galaktyki, będące tak samo oddalone
od osi obrotu. Otrzymał on następujące wartości:
moment magnetyczny Galaktyki:
£* = 1,8-10“ gauss-cm3
(3.68)
natężenie pola magnetycznego na biegunach Galaktyki:
B p = 1 -10“8 gauss
(3.69)
natężenie pola magnetycznego w centrum Galaktyki:
Bc = 2 •10~7 gauss
(3.70)
Widzimy więc, że ponieważ składowa pionowa pola magnetycznego Ga
laktyki (o ile istnieje) jest o dwa rzędy wielkości mniejsza od składowej
spiralnej, można ją zatem spokojnie zaniedbać przy rozważaniach topo
grafii pola magnetycznego w okolicy Słońca.
LITERATURA
W poniższym spisie literatury następujące publikacje oznaczane są przy pomocy
skrótów :
Problems of Cosmical Aerodynamics. Proceedings of the symposium on the motion
of gaseus masses of cosmical dimensions held a t Paris, August 16—19, 1949, Dayton,
Ohio, 1951 = PCA (z podaniem num eru strony).
Les Particules solides dans les astres. Sixieme Coiloque International d ’Astrophysique tenu a Liege, 15—17 juillet 1954. Memoires de la Societe Royale des Sciences
de Liege, Tome XV, 1955 = Ltóge coll. (z podaniem numeru strony).
Gas Dynamics of Cosmic Clouds. A Symposium held a t Cambridge, England, July
6—11, 1953, N orth Holland Pub. Co. Amsterdam, 1955= GDCC (z podaniem n u
meru strony).
Proceedings of the Third Symposium on Cosmical Gas Dynamics held a t the Smitsonian Astrophysical Observatory, Cambridge, Massachusetts, June 24—29, 1957,
Revievs of Modern Physics 30, No. 3, 1958 = Rev. Mod. Phys. 30, 1958 (z podaniem
num eru strony).
Polaryzacja światła gwiazd odkryta została przez H iltnera i Halla:
[1] W . A. H il t n e r , Science, 109, 165, 1949.
[2] J . S. H a ll, Science 109, 166, 1949.
Przeglądowe prace na tem at międzygwiazdowej polaryzacji to:
[3] S. B. P ic k e ln e r , U. P. N. 58, 285, 1956.
[4] K. S e rk o w s k i, Postępy Astronomii t. V II, z. 3 (w przygotowaniu).
[5] L. D a v is , Vistas in Astronomy, Vol. I., 1955.
[6] L. D a v is , Lićge coll. s. 584.
[7] S. B. P ic k e ln e r , Lifege coll. s. 595.
[8] H. C. van de I l u l s t , Lifege coll. s. 609.
Wybrane zagadnienia magnetohydrodynamiki ruoliu laminarnego
[9]
[10]
[11]
[12]
[13]
[14]
103
P rzegląd danych obserw acyjnych polaryzacji św iatła gw iazd m ożna znaleźć
w pracach [3]—[5]. Zależność polaryzacji od w spółrzędnych galaktycznych je st
poruszana w pracach [32], [34], [35] oraz w n astęp u jący ch p ublikacjach:
H . M. J o h n s o n , P A S P 69, 130, 1957.
G-. A. S h a jn , A. Ż. 32, 381, 1955.
T h. S c h m id t , Zs. f. Ap. 46 , 145, 1958.
K . B i e l i c k a , K . S e r k o w s k i , P o stęp y A stronom ii 5, 174, 1957.
A. G-. P a c h o l c z y k , A cta A str. 9, No. 1, 1959.
A. G. P a c h o l c z y k , A cta A str. 9, No. 2, 1959.
K orelacja polaryzacji z m iędzygw iazdow yini pasm am i poruszana je st m. in. w n a
stępujących pracach:
[15] J . L . G r e e n s t e i n , L . H . A lle r , Ap. J . Ill, 1, 1950.
[16] A. B. U n d e r h i l l , P u b . DAO V ictoria, 10 , No. 8, 1956, oraz w p racach [14] i [34],
T eoria rozpraszania św iatła na anizotropow ych cząstkach je st tem atem p rac:
[17] R . G a n s , A nn. d. Pliys. 37, 881, 1912.
[18] C. S c h a e f f e r , F . G r o s s m a n , A nn. d. P hy s. 31, 455, 1910.
[19]
[20]
[21]
[22]
[23]
[24]
P ierw sza z nich d aje przekroje czynne na absorpcję dla dielektrycznych steroidów,
druga dla nieskończonych cylindrów .
Różne m echanizm y m iędzygwiazdowej polaryzacji dane są w:
L . S p i t z e r i J . W . T u k e y , Ap. J . 114, 187, 1951.
L . D a v is , J . L . G r e e n s t e i n , Ap. J . 114, 206, 1951.
H . C. v a n de H u l s t , Ap. J . 112 , 1, 1950.
R . C a y r e l, E . S c h a t z m a n , Ltóge coli. s. 601.
T. G o ld , M. N. 112 , 215, 1952.
T. G o ld , Lifege coli. s. 591.
Zjawisko param agnetycznej relaksacji je st przedm iotem m onografii G ortera:
[25] C. J . G o r t e r , Paramagnetic Relaxation, N ew Y ork, 1947.
Oszacowanie w artości n atężen ia pola m agnetycznego, w ym aganego przez teorię
D a v is a - G reensteina było dokonane przez:
[26] G. R. B u r b i d g e , Ap. J . 118 , 575, 1953.
[27]
[28]
[29]
[30]
[31]
[32]
[33]
[34]
[35]
[36]
[37]
[38]
W yniki pom iarów polaryzacji św iatła gw iazd są dane m . in. w n astęp u jący ch
p ra c a c h :
W . A. H i l t n e r , Plxys. Rev. 78 , 170, 1950.
W . A. H i l t n e r , Ap. J . 109, 471, 1949.
W . A. H i l t n e r , A p. J . 114 , 241, 1951.
W . A. H i l t n e r , Ap. J . 120, 41. 1954.
W . A. H i l t n e r , Ap. .1. 120, 454, 1954.
W . A. H i l t n e r , Ap. J . suppl. No. 24, 1956.
J . S. H a ll , A. H . M ik e s e ll, A. J . 54, 187, 1949.
J . S. H a ll, A. H . M ik e s e ll, P u b . US N av al Obs. 17 , 1, 1950.
E . v a n P . S m ith , Ap. J . 124 , 43, 1956.
W . A. D o m b r o w s k i j , DAN A rm . SSR 12, No. 4, 1950.
W . A. D o m b r o w s k ij, A. Ż. 30 , 603, 1953.
W . A. D o m b r o w s k i j , DAN SSSR 82 , 537, 1952.
N astępujące prace poświęcone są problem om k sz ta łtu m gław ic gazow ych i g a
zow o-pyłow ych a tak że zw iązku kierunków ich włókien z kierunkam i płaszczyzny
drgań spolaryzow anego św iatła gw iazd:
[39] G. A. S h a j n , A. Ż. 32, 110, 1955.
[40] G. A. S h a j n , A. Ż. 32, 381, 1955.
104
A . G. Paclwlczylc
[41] G. A. S h a jn , A. Ż. 32, 489, 1955.
[42] G. A. S h a jn , A. Ż. 33, 210, 1956.
[43] G. A. S h a jn , A. Ż. 33, 469, 1956.
[43b] G. A. S h a jn , A. Ż. 34, 3, 1957.
Oszacowanie natężenia pól m agnetycznych, koniecznych do w yjaśnienia obserw o
w anej krzyw izny w łókien m gław ic pyłow ych było dokonane przez P a rk e ra
w p rac y [183]. Zagadnieniom przyśpieszania prom ieni kosm icznych pośw ięcony
je st szereg artykułów przeglądow ych, m . in.:
[44] Y. L . G in z b u r g , U FN 51, 343, 1953.
[45] Y. L . G in z b u r g , U FN 62, 37, 1957,
gdzie p o d an a je st pełna lite ra tu ra zagadnienia.
W niniejszym spisie zacy tu jem y więc ty lk o klasyczne prace z tej dziedziny:
[46] E . F e r m i, P hys. R ev. 75, 1169, 1949.
[47] E . F e r m i, Ap. J . 119, 1, 1954.
[48] R . R i c l i t m y e r , E . T e l le r , P hys. R ev. 75, 1729, 1949.
[49] L . S p i t z e r , P hy s. Rev. 76, 583, 1949.
[50] A. U n s o ld , P hy s. Rev. 82, 857, 1951.
[51] G. C o c c o n i, P hy s. Rev. 83, 1193, 1951,
oraz nowsze prace, nie objęte spisem [45]:
[52] P . M o r r is o n , R ev. Mod. P hys. 29, 235, 1957.
[53] G. R. B u r b i d g e , F . l l o y l e , A. J . 62, 9, 1957.
P rzeglądow a p rac a pośw ięcona składow i pierw otnego prom ieniow ania kosm icz
nego to p raca:
[54] S. V e r n o v , V. L . G in z b u r g , U FN 63, 131, 1957.
tem u sam em u problem ow i pośw ięcony je st zbiór p rac:
[55] P ierviinoe kosmiveshoe izlućenije, sbornik sta te j, M oskva 1956.
Problem pochodzenia prom ieni kosm icznych i relatyw istycznych elektronów
i zw iązane z ty m zagadnienia m echanizm u św iecenia m gław ic p lan etarn y ch ,
a w szczególności m gław icy Crab, rozw ażany je st w przeglądow ej n o tatce:
[56] T. J a r z ę b o w s k i , P o stęp y A stronom ii 6, 166, 1958.
[57]
[58]
[59]
[60]
[61]
[62]
[63]
[64]
[65]
[66]
[67]
[68]
[69]
[70]
[71]
p o d an ą ta m lite ra tu rę niech uzupełnią poniższe pozycje:
I. S. S h k l o v s k y , DAN SSSR, 90, 983, 1953.
R. H . B r o w n , H . P . P a l m e r , M. N. 115, 487, 1955.
S. I l a y a k a w a , P rogr. T heor. 1’hys. 15, 111, 1956.
G. R. B u r b i d g e , Ap. J . 124, 416, 1956.
M, T. M a r te l, CR (Paris) 243, 1726, 1956.
G. W e s t e r h o u t , BAN 12, 309, 1956.
J . H . P i d d i n g t o n , A ustr. Jo u rn . P hy s. 10, 530, 1957.
S. I l a y a k a w a , Y . T e r a s h i m a , Progr. T heor. P h y s. 18, 555, 1957.
C. H . M a y e r , T. P . Mc. C u llo u g ł) , R. M. S l o a n k e r , A p. J . 126, 468, 1957.
G. R. B u r b i d g e , Ap. J . 127, 48, 1958.
M echanizm prom ieniow ania ham ow ania relatyw istycznych elektronów w p rze
strzeniach kosm icznych podany przez:
II. A lf v e n , N. I l e r l o f s o n , P hys. Rev. 78, 616, 1950.
K . K i e p e n l i e u e r , P hys. R ev. 79, 738, 1950.
i rozw inięty w pracach:
V. L . G in z b u r g , DAN SSSR 76, 377. 1951.
G. G. G e t m a n t z e v , DAN SSSR 83, 557. 1952.
V. L . G in z b u r g , M. I. F r a d k i n , DAN SSSR 92. No. 3, 1953,
W ybrane zagadnienia magnetohydrodyiiamiki ruchu laminamego
je st om ów iony w następujących pracach przeglądow ych:
[72] I. S. S h k l o v s k y , Kosmićeskoje radioizlueenije, M oskva 1956.
[73] G. A. G u r z a d i a n , Badioastrofizika, E rev an , 1956
oraz w p rac y [45].
T eorią prom ieniow ania be ta tro nowego zajm ow ali się:
[74] L . A. A r c im o v i t c l i , I. J . P o m e r a n t c h u k , Ż E T F 16, 379, 1949.
[75] D . I. I v a n e n k o , A. A. S o k o lo v , DAN SSSR 59, 1551, 1948.
[76] V. V. V l a d i m i r s k i j , Ż E T F 18, 398, 1948.
[77] J . S c h w in g e r , P hys. R ev. 75, 1912, 1949.
P om iar polaryzacji prom ieniow ania ham ow ania w G alaktyce b y ł dokonany przez:
[78] V. A. R i a z in , A. Ż. 35, 241, 1958.
Składow ą m etag alak ty czn ą prom ieniow ania radiow ego zajm ow ano się w p racach :
[79] J . K r a u s , H . K o , N a tu re 172, 538, 1953.
[80] I. S. S h k lo v s k y , Radio A str. Sym posium No. IV, s. 241, 1957.
Możliwość bezpośredniego pom iaru natężenia m iędzygw iazdow ych pól m agne
tycznych była w skazana przez:
[81] J . G. B o l t o n , J . P . W ild , Ap. J . 125, 296, 1957.
E fe k t zeem anow ski dla linii I II 21 cm b y ł liczony przez:
[82] J . E . N a f e , E . B. N e ls o n , P hy s. Rev. 73, 718, 1948.
Oszacowanie w artości n atężen ia pola m agnetycznego w ew nątrz cylindrycznego
ram ienia spiralnego zbudow anego z plazm y dali:
[83] S. C h a n d r a s e k h a r , E . F e r m i, A p ..J. 118, 113, 1953.
[84] S. C h a n d r a s e k h a r i E . F e r m i, A p. J . 118, 116, 1953.
[85]
[86]
[87]
[88]
[89]
[90]
[91]
[92]
[93]
B ad an ia stabilności ram ienia spiralnego ze w zględu n a m ałe zaburzenia p rze
prow adzili C handrasekhar i F erm i [84] oraz:
R. S. O g a n e s ja n , A. Ż. 33, 928, 1956.
E . A. D ib a i , A. Z. 35. 253, 1958.
R adialne pulsacje cylindra z plazm y w polu m agnetycznym rów noległym do jego
osi oprócz wyżej podanej pracy 84 były rozw ażane w:
E . L y t t k e n s , Ap. J . 119, 413, 1954.
K. P . C h o p r a , S. P . T a l w a r , Proc. N at. In st, of Sci In d ia, 21, 491, 1955.
K. K ó r p e r , Z. N a t u r f , 12a, 815, 1957.
P . L. B l i a t n a g a r , R. S. N a g p a u l , Zs. f. Ap. 43, 273, 1957.
R. S im o n , A p. J . 128, 375, 1958.
E . J e n s e n , A stroph. N orv. 5, 289, 1957.
przy czym p rac a Je n sen a rozw aża cylinder z p lazm y zn a jd u ją cy się w rów now adze
tem peraturow ej z o taczającą plazm ą o większej gęstości niż gęstość plazm y
w ew nątrz cylindra. P rzy p ad ek te n m a zastosow ania heliofizyczne.
Osiowo sym etryczne rozw iązania rów nań m agnetohydrodyiiam iki z p rąd am i
pow ierzchniow ym i były dane przez:
L . B i e r m a n n , K . H a in , K . J ó r g e n s , R . L iis t , Z. N atu rf. 12a, 826, 1957.
Osiowo sym etryczne konfiguracje równow agi rozw ażali:
[94] R. L iis t , A. S c lil u te r , Z. N atu rf. 12a, 850, 1957.
Stabilność nieograniczonej plazm y rozw ażali:
[95] J . H . J e a n s , A stronom y and Cosmogony, Cam bridge, 1928,
zaś przy obecności pola m agnetycznego:
[96] A. B. S e v e r n y , T ru d y II Sov. po vopr. kosmogonii, M oskva 1953, s. 363.
[97] A. B. S e v e r n y , lz v . KAO 11, 129, 1954;
106
A . G. Pacholozyk
przy obecności sil Coriolisa przy obrocie sztywnym
[98] S. C h a n d r a s e k h a r , Vistas in Astronomy, Vol. I, 1955;
przy obecności sil Coriolisa pochodzących od obrotu różniczkowego:
[99] N. B el, E. S c lia tz m a n , Rev. Mod. Phys. 30, 1015, 1958.
Ogólny przypadek przy obecności jednocześnie sił Coriolisa (obrót sztywny)
i pola magnetycznego był przedmiotem pracy:
[100] S. C h a n d r a s e k h a r , Ap. J . 119, 7, 1954.
Tenże przypadek przy jednoczesnym uwzględnieniu lepkości ośrodka był roz
ważany przez:
[100a] A. G. P a c lio lc z y k , J . S. S to d ó łk ie w ic z , Bull. Pol. Acad. Sci. 1959 (w druku).
Spiralna struktura gazu międzygwiazdowego wg obserwacji radioastronomicz
nych na fali 21 cm omawiana jest w pracach:
[101] H. C. van de l l u l s t , 0. A. M u lle r, J . H. O o rt, BAN 12, 117, 1954.
[102] K. K. K w ee, C. A. M u lle r, G. W e s te r h o u t, BAN 12, 211, 1954.
[103] J . II. O o rt, GD CC s. 20.
[104] M. S c h m id t, BAN 13, 15, 1956.
[105] 0.- A. M u lle r, G. W e s te r h o u t, BAN 13, 151, 1957.
[106] A. O llo n g re n , II. C. van de H u ls t, BAN 13, 196, 1957.
[107] G. W e s te r h o u t, BAN 13, 201, 1957.
[108] M. S c h m id t, BAN 13, 247, 1957.
[109] W. C. E r ic k s o n , II. L. H e ife r, H. E. T a te l, preprint from the Carnergie Inst,
of W ashington, 1957.
[110] P. J . K e rr, J . V. H in d m a n , M. S t a h r C a r p e n te r , N ature 180, 677, 1957.
[111] H .v a n W o e rd e n , G. W. R o u g o o r, J . H. O o rt, CR (Paris) 244. 1691, 1957.
[112] G. S. G um , F. J . K e rr, Radiophysic Laboratory Report, No. RPL 138, 1958.
[113] H. C. van de H u ls t, E. R a im o n d , II. van W o e rd e n , BAN, 14, 1, 1957.
[114] F. J . K e rr, Rev. Mod. Phys. 30, 924, 1958
oraz w referatach wygłoszonych na IV Sympozjum UAI poświęconym radio
astronomii (sprawozdania wydane w 1957 roku). Przeglądowym artykułem po
święconym problemom spiralnej stru k tu ry Galaktyki jest praca:
[115] J . II. O o rt, F. J . K e rr, G. W e s te r h o u t, MN 118, 379, 1958.
[116]
[117]
[118]
[119]
[120]
[121]
Własności fizyczne gazu międzygwiazdowego są omawiane w pracach:
F. D. K a lin , GDOC s. 60.
L. S p itz e r , PCA s. 39.
A. S c lilu te r , GDCC s. 46.
M. P. S a v e d o ff, GDCC s. 50.
H. C. van de H u ls t, Rev. Mod. Phys. 30, 913, 1958.
R. D. D a v ie s , Rev. Mod. Phys. 30, 931, 1958.
i w monografiach:
[122] L. S p itz e r , Physics of Fully Ionized Gases, Interscience Pub. Inc, New York, 1956.
[123] S. A. K a p la n , Mieżzwiozdnaja (jazodinamika, Moskva, 1958.
Granice obszarów H II rozciągających się dokoła gwiazd wczesnych typów w y
liczone są w pracy Stromgrena:
[124] B. S tr ó m g r e n , Ap. J . 89, 526, 1939.
zaś w przypadku ośrodka o zmiennej gęstości w pracy, streszczonej w:
[125] A. O p o lsk i, Postępy Astronomii, t. VI, 66, 1958.
T em peratura m aterii międzygwiazdowej jest przedmiotem serii prac:
[126] L. S p itz e r , Ap. J . 107, 6, 1948.
Wybrane zagadnienia magnetoliydrodynamiki rucliu laminarnego
[127]
[128]
[129]
[130]
[131]
[132]
[133]
[134]
[135]
[136]
[137]
[138]
[139]
[140]
[141]
[142]
[143]
[144]
[145]
[146]
[147]
[148]
[149]
[150]
[151]
[152]
[153]
[154]
[155]
[156]
[157]
[158]
[159]
107
L . S p itz e r , Ap. J . 109, 337, 1949.
L . S p itz e r , M. P. S a v e d o ff, Ap. J . 111, 539, 1950.
L . S p itz e r , Ap. J . 120, 1, 1954.
M. J . S e a to n , Ann. d. Ap. 18. 188.
Własności pyłu międzygwiazdowego są omówione w pracy [19] oraz w następu
jących pracach:
L . S p itz e r , Ap. J . 93, 369, 1941.
L . S p itz e r , Ap. J . 94, 232, 1941.
L . S p itz e r , Harv, Obs. Monograph No. 7, Centennial Symposia.
L . S p itz e r , Ap. J . 111, 593, 1950.
H. 0. van de H u lst, Liege coli. s. 393.
A. E lv iu s , Lifege coli. s. 414.
L . D iv a n , Lióge coli. s. 538.
B. D on n, Ltóge coli. s. 571.
F. D. K a lin , Liege coli. s. 578
i w przeglądowym artykule:
S. P io tr o w s k i, Postępy Astronomii, t. IV, 47, 1956.
Hipoteza Platta wysunięta była w pracach:
J . R. P l a t t , Ap. J . 123, 486, 1956.
J . R. P l a t t , B. D onn, A. J . 61, 11, 1956.
jej też jest poświęcony przeglądowy artykuł:
A. G. P a c lio lc z y k , Postępy Astronomii, 6, 168, 1958,
w którym podana jest pełna literatura odnosząca się do tego zagadnienia.
Gazowa korona Galaktyki była m. in. przedmiotem następujących prac:
S. B. P ic k e ln e r , DAN SSSR 88, 229, 1953.
S. B. P ic k e ln e r , I. S. S h k lo v s k y , A. Ż. 34, 145, 1957.
S. B. P ic k e ln e r , I. S. S h k lo v s k y , Rev. Mod. Phys. 30, 935, 1958.
Niżej podamy literaturę związaną z problemami fal uderzeniowych w hydro
dynamice i magnetohydrodynamice ośrodka międzygwiazdowego. Przeglądową
monografią w tej dziedzinie jest praca Kapłana [123].
Hydrodynamiczne fale uderzeniowe rozważane w aspekcie astrofizycznym są
przedmiotem następujących prac:
J . M. B u r g e r s, PCA s. 74.
E. S c h a tz m a n , PCA s. 116.
J . M. B u r g e r s, PCA s. 123.
W. P. R o b b e r t s , J . M. B u r g e r s, Proc. Ac. Sci. Amsterdam 52, 958, 1067, 1949.
Następujące prace uwzględniają proces wyświecania energii przy przejściu fali
uderzeniowej:
S. A. K a p ła n , A. Ź. 33, 646, 1956.
H. E . P e tsc h e k , Rev. Mod. Phys. 30, 966, 1958.
S. B. P ic k e ln e r , Izv. KAO 12, 94, 1954.
G. F ie ld , Ap. J . 124, 555, 1956.
S. A. K a p la n , G. I. G o p a siu k , Lwów Circ. No. 25, 1953.
J . C h a m b e rla in , Ap. J . 117, 387, 389, 1953.
II. K . Sen, A. J . 62, 33, 1957.
Eksperymentalnym badaniem tego wyświecania zajmuje się Kantrowitz:
A. K a n tr o w itz , GDCC s. 85.
Obserwacjom świecących frontów w mgławicach gazowych poświęconesą m. in. prace:
R. M in k ow sk i, GDCC s. 106.
A . O. Pacholczylc
[160] S. R. P o t t a s c h , BAN 13, 71, 1956.
[161] S. R. P o t t a s c h , BAN 14, 29, 1958.
[162] S. R. P o t t a s c h , Rev. Mod. Phys. 30, 1053, 1958.
F ronty jonizacyjne są tem atem następujących prac:
[163] E. S c h a tz m a n , F. D. K a lin , GDOO s. 163.
[164] F. 1). K a h n , BAN, 12, 187, 1954.
[165] S. A. K a p la n , A. Z. 34, 183, 1957.
[166] M. S a v e d o ff, J . G re e n e , Ap. J . 122, 477, 1955.
[167] F. D. K a lin , Rev. Mod. Phys. 30, 1058, 1958.
[168] F. A. G o ld s w o r th y , Rev. Mod. Phys. 30, 1062, 1958.
Magnetoliydrodynamiczne filie uderzeniowe są przedmiotem następujących prac:
a) bez uwzględnienia wyświecania energii:
[169] S. I. S y r o w a ts k ij, ŻETF 24, 622, 1953.
[170] W. M a rs h a ll, Phys. Rev. 103, 1900, 1956
oraz prace II. 27 i II. 28.
b) z uwzględnieniem wyświecania energii:
[171] S. A. K a p la n , A. Ż. 31, 368, 1954.
[172] S. A. K a p la n , A. Ż. 34, 321, 1957.
Zderzenia chmur gazowych i procesy ekspansji tychże chmur w próżnię są te
m atem prac:
[173] F. D. K a lin , GDCO s. 115.
[174] 1). W. P a c k , MN 113, 43, 1953.
[175] F. D. K a h n , Rev. Mod. Phys. 30, 1069, 1958.
[176] F. D. K a lin , Journ. of Fluid Mech. 2, 601, 1957.
[177] J . 0. Mc. V ittie , PCA s. 89.
[178] E . K liiv e r, POA s. 112.
[179] R. C. K h a re , Zs. f. Aj'. 33, 251.
[180] R. C. K h a re , Zs. f. Ap. 34, 115.
[181] R. C. K h a re , Zs. f. Ap. 35, 125.
Zagadnieniom dynam iki ośrodka międzygwiazdowego poświęcone są m. in. prace:
[182] A. S c h liite r , GDCC s. 144.
[183] Ii. N. P a r k e r , Rev. Mod. Phys. 30, 955, 1958.
[184] E. N. P a r k e r , Ap. J . Suppl. No. 27, 1957.
[185] S. B. P ic k e ln e r , L. P. M e tik , Izv. KAO 18, 198, 1958.
1186] B. S tr o m g r e n , POA s. 15.
[187] B. D o n n , Rev. Mod. Phys. 30, 940, 1958.
[188] S. A. K a p la n , Rev. Mod. Phys. 30, 943, 1958.
[189] E. N. P a r k e r , Ap. .1. 117, 169.
Dyssypacja energii w ośrodku międzygwiazdowym jest przedmiotem prac:
[190] H. E. P e ts c lie k , Rev. Mod. Phys. 30, 966, 1958.
[191] L. B ie r m a n n , A. S c h liite r , Rev. Mod. Phys. 30, 975, 1958.
Ogrzewanie i kondensacja m aterii międzygwiazdowej omawiane są w pracach:
[192] E. S c h a tz m a n , Rev. Mod. Phys. 30, 1009, 1958.
[1931 E. S c h a tz m a n , Rev. Mod. Phys. 30, 1012, 1958.
[194] G. J . O d g e rs, Rev. Mod. Phys. 30, 1017, 1958.
Różne zagadnienia odnoszące się do kosmicznych pól magnetycznych są poru
szane w pracach:
[195] L. B ie r m a n n , GDCC s. 141.
[196] K. S e rk o w s k i, Rev. Mod. Phys. 30, 952, 1958.
1OÓ
[197]
1198]
[199]
[200]
[201]
K . S e r k o w s k i, A cta Astronom ica, 8, Nr. 3, 1958.
S. B . P ic k e ln e r , Izv. KAO 10, 74, 1953.
L . D a v is , Phys. Rev. 81, 890, 1951.
A. S c h li it e r , L . B ie r m a n n , Z. N aturf. 5a. 237, 1950.
G. S t r a n a l i a n , A p. J . 119, 465, 1954.
Związek pom iędzy polam i m agnetycznym i i graw itacyjnym i je st przedmiotem
rozważań w następujący cli pracach:
[202] P. 1\L S. B l a c k e t t , U F N 38, 52, 1947.
[203] G. M. I d l i s , Izv. A str. Inst. 4, 1957,
w którycli podana je st dalsza literatura.
O regularnym i turbulentnym charakterze międzygwiazdowych pól magnetycznycłi mówią m. in. prace:
[204] S. C h a n d r a s e k h a r , Proc. Roy. Soc. 233 A, 330, 1955.
[205] K . T a k a k u b o , Sendai astron. rap. No. 45, 97, 1955.
M agnetograw itacyjna stabilność osiowo-symetrycznego ośrodka, podlegającego
różniczkowej rotacji była badana w pracy:
[206] A. G. P a c l io lc z y k , J . S. S t o d ó ł k ie w ic z (w przygotowaniu).
ZA K O Ń C Z EN IE
W artykule n in iejszym omówione zostały zagadnienia magnetobydrodynamiki ruchu laminarnego wyselekcjonowane pod pewnym kątem wi
dzenia, mianowicie pod kątem widzenia zastosowań do fizyki ośrodka
międzygwiazdowego. Ale nawet te Avybrane zagadnienia nie stanowią
pełnego układu problemów współczesnej magnetohydrodynamiki materii
międzygwiazdowej. Autor pominął tu zupełnie zagadnienia magnetoliydrodynamicznych fal uderzeniowych i ich związku ze strukturą mglaAvic
gazowych, jak również fizykę zjawisk zachodzących na pograniczu ośrod
ków H I i H II. Pominięcie tych zagadnień wiąże się bezpośrednio z za
miarom poświęcenia im w najbliższej przyszłości osobnego artykułu
w „Postępach Astronomii14.
Dwa pierwsze rozdziały są zbyt obszerne, aby stanowić logiczny wstęp
do rozdziału trzeciego. Odwrotnie: trzeci rozdział jest raczej pretekstem
do zamieszczenia dwóch pierwszych w „Postępach Astronomii44. Celem
tych dwóch rozdziałów jest danie pewnej minimalnej teoretycznej pod
budowy może nie tyle pod rozdział trzeci, ile pod zamieszczone w nim
pozycje bibliograficzne.
Te właśnie pozycje bibliograficzne stanowią osobne zagadnienie w struk
turze niniejszego artykułu. Cytowana literatura obejmuje całość aktual
nych problemów (a nie pozycji), dotyczących magnetohydrodynamiki
ruchu laminarnego i jej związku z międzygwiazdowymi polami magne
tycznymi. Spisy literatury autor starał się podać w takiej formie, aby
Czytelnik łatwo mógł znaleźć omówienia tych wszystkich problemów,
które szkicowo tylko były poruszane w niniejszym artykule, albo nie
były poruszane wcale.
Zagadnienia fizyki gwiazd w gromadach otwartych
J Ó Z E F SMAK
Gromady gwiazd stanowią grupę obiektów bardzo ważnych z p u n k tu
widzenia badań cech fizycznych i ewolucyjnych gwiazd. W ich przypadku
bowiem przyroda daje astronom om ogromną szansę: możliwość założenia
w stosunku do członków jednej gromady identyczności wieku i (w przy
bliżeniu) składu chemicznego tworzywa, z którego powstały. B adania
asocjacji, gromad otw artych i kulistych można podzielić na dwie k a te
gorie: pierwsze, opierające się na bezpośrednich danych obserwacyjnych,
odnoszą się do własności poszczególnych obiektów: jasności, barw, typów
widmowych, ruchów, podwójności lub wielokrotności itd. R ezultatem
tych badań jest znajomość obecnych charakterystyk gromad i ich człon
ków. Drugi rodzaj badań m a charakter interpretacyjny, staw iając sobie
za cel przedstawienie obecnych charakterystyk danej grom ady jako wy
niku ogólnych procesów rozgrywających się w Galaktyce. Ten drugi
aspekt Aviąże się bezpośrednio z zagadnieniami pow staw ania i ewolucji
gwiazd.
Niniejszy arty k u ł w sposób szkicowy przedstaw ia niektóre zagadnienia
fizyki gwiazd w gromadach otw artych i asocjacjach, oraz ich znaczenie
dla teorii 1)udo wy i ewolucji gwiazd w świetle dotychczasowych danych
obserwacyjnych i ostatnio przyjm owanych rozważań teoretycznych.
W chwili obecnej nie można przeprowadzić racjonalnego podziału
na grom ady otw arte i asocjacje, ani też prowadzić z osobna rozważań
nad ich fizycznymi cechami. Istnieje wiele obiektów (np. NGC 2244),
które są klasyfikowane jednocześnie jako asocjacje i grom ady otw arte.
W bardziej ogólnych wypadkach grom ada o tw arta (lub kilka grom ad
bywa jądrem asocjacji. W rzeczywistości bowiem jedyna różnica między
tym i dwoma rodzajam i obiektów sprowadza się do różnic średniego czasu
życia. Asocjacje ulegają rozpadowi już po kilku milionach lat, grom ady
otw arte są bardziej stabilne; najstarsze z nich (M 67) m ają wiek równy
gromadom kulistym . Możemy traktow ać gromady, jako pozostałości cen
tralnych części asocjacji, składających się z gwiazd obdarzonych małymi
rucham i, co w konsekwencji (poprzez ujem ną energię całości) prowadzi
do stabilności układu. W rozważaniach zatem nad fizycznymi cechami
111
gwiazd można ograniczyć się do gromad otwartych, stanowiących obiekty
lepiej zbadane, a reprezentujące kolejne stadia ewolucji gwiazd w sze
rokim przedziale czasowym.
I. D ia g r a m H e r t z s p r u n g a - R u s s e l l a
Za moment przełomowy w historii badań wykresów barwa —jasność
gromad otwartych uważać należy szerokie zastosowanie do tych celów
fundamentalnego systemu fotometrii trójbarwnej U , B , V J o h n s o n a
i M o r g a n a (1953). Idea wprowadzenia systemu fotometrycznego, który
umożliwiłby uwolnienie się od efektów pochłaniania międzygwiazdowego
pochodząca od B e c k e r a (1938) rozwinięta w pracach Johnsona i jego
współpracowników stała się obecnie podstawową metodą badawczą w za-
Rys. 1. Schematyczny wygląd diagramu H -R
dla gromady otwartej. Oznaczone zostały po
szczególne grupy gwiazd: I — gwiazdy standar
dowej części ciągu głównego, II — górna część
ciągu odchylona przez ewolucję, III — gwiazdy
w stadium grawitacyjnego kurczenia się, IV —
olbrzymy
stosowaniu do szerokiej klasy obiektów. W przypadku diagramu H - E
gromad otwartych fotometria U, B, V umożliwia wyznaczenie nadwyżki
barwy E b - v , a z niej wartość absorpcji międzygwiazdowej. W dalszym
ciągu rozważania będą odnosić się do poprawionych w taki sposób danych
fotometrycznycli. Inne problemy fotometrii trójbarwnej zostaną omówione
w następnej części artykułu.
K ształt zależności barwa—jasność dla przeciętnej gromady otwartej
pokazuje schematycznie rys. 1. Zarówno dane obserwacyjne jak i roz
ważania teoretyczne wskazują, że gwiazdy występujące w gromadach
otwartych można podzielić na cztery, zaznaczone na rysunku grupy:
trzy tworzące ciąg główny i gałąź olbrzymów lub nadolbrzymów. Oka
zuje się przy tym, że podział ten odzwierciedla różne etapy ewolucji
gwiazdy.
Grupa pierwsza zawiera gwiazdy środkowej części ciągu głównego
i obejmuje dość znaczny przedział jasności i barw. Część ta dla wszyst-
112
J. Smak
kich gromad m a niemal identyczny kształt, różniąc się tylko diapazonem
jasności i barw (położeniem punktów A i B); przy odpowiednim doborze
modułów odległości można doprowadzić do nałożenia się poszczególnych
gromad. Ten fak t stał się obserwacyjnym argum entem na rzecz koncepcji
Johnsona i H iltnera ciągu głównego „wieku zero44 i m etody wyznaczania
odległości gromad ( J o h n s o n 1954, J o h n s o n i H i l t n e r 1956, J o h n s o n
1957 a). Uważa się mianowicie, że m am y tu do czynienia z gwiazdami, dla
których ewolucją nie zdążyła jeszcze zmienić wyraźnie ich początkowych
param etrów fizycznych: jasności, promienia, tem peratury efektywnej.
N adzw yczajna „ostrość44 ciągu głównego tłum aczy się przy ty m brakiem
różnic w składzie chemicznym poszczególnych obiektów. Wprawdzie
z teorii budowy wewnętrznej gwiazd (patrz np. A l ł e r 1954) wynika, że
grom ady o różnym składzie chemicznym będą zajmowały nieco różne
pozycje na diagramie H - R , jednakże te różnice mogą być w pierwszym
przybliżeniu zaniedbane, zwłaszcza jeśli chodzi o wyznaczanie stan d ar
dowego ciągu głównego; przy niewielkich różnicach w składzie chemicz
nym można przyjąć dla członków różnych gromad jednakowe modele
budowy.
M etoda postępowania jest zatem następująca. Za p u n k t wyjścia przyj
m uje się gromadę ruchom ą H iady, dla której ciąg główny wyznaczają
pom iary J o h n s o n a i K n u c k l e s a (1955), a moduł odległości oparty
jest na analizie prędkości radialnych i ruchów własnych członków grom ady
(van B u e r e n 1952, H e c k m a n n i J o h n s o n 1956). P u n k t A w przy
padku Iliad ma wskaźnik barw y B —V *= + 0,55. Dla przedłużenia ciągu
głównego w stronę większych jasności rozpatruje się niezmienioną ewo
lucyjnie część A B ciągu głównego Plejad. Dla B —V > + 0 ,5 5 obydwa
ciągi muszą pokrywać się. Po takim dopasowaniu Plejady wyznaczają
standardow y ciąg główny dla + 0 ,0 5 < B —V < + 0,55. Ciąg główny dla
najjaśniejszych gwiazd otrzym uje się z dalszego dopasowania gromady
NGC 2362. W ten sposób otrzym any standardow y ciąg główny służy
do wyznaczania modułów odległości pozostałych gromad, oraz położeń
p u n k tu A , w którym górna część ciągu głównego odchyla się na prawo
(II na rys. 1).
N a rys. 2 podane jest za S a n d a g e ’m (1956) zestawienie diagra
mów H -R dla kilku reprezentatyw nych grom ad otw artych. W dalszym
ciągu artykułu przedyskutow ane będą poszczególne osobliwości tego
zestawienia.
Górna część ciągu głównego (II na rys. 1, por. też rys. 2) w ykazuje
dla wszystkich grom ad system atyczne odchylenie w prawo od stan d ar
dowego ciągu głównego. Je s t to zjawisko potw ierdzające teorię ewolucji
gwiazd. Początkowo jednorodna gwiazda zajm uje miejsce na ciągu głów
nym „wieku zero44. W ypalanie się wodoru (przy braku efektywnego
Z ag ad n ien ia fiz y k i gw iazd
w
113
g rom ad ach otwartych
mieszania) powoduje szybkie powstawanie niejednorodności w je j wnętrzu.
Dla gwiazd masywnych, z jądrami konwektywnymi, skupiającymi całą
niemal produkcję energii ewolucja prowadzi do szybkiego zmniejszania
się zawartości wodoru w jądrze, przy jednoczesnym jego powiększaniu się,
wzroście promienia i maleniu powierzchniowej temperatury efektywnej
gwiazdy ( T a y l o r 1956, K u s h w a h a 1957); w efekcie gwiazda przesuwa
się na diagramie H -R na prawo i nieco w górę. Po wypaleniu ok. 11%
początkowej zawartości wodoru gwiazda osiąga przewidziany przez
S c h ó n b e r g a i C h a n d r a s e k h a r a (1942) stan niestabilny i szybko
meA
10* 106
20
6'5
*
*
106
10 6
2 'B * 1 0 7
1' 6 * 1 0 8
12*10 9
7‘1 *10 9
2'9 *10 10
-4
0
4
8
12
16
20
B-V
Rys. 2. Zestawienie diagramów H -R dla szeregu gromad otwartych. Liczby na pra
wym marginesie podają wiek gromady określany przez położenie górnego końca jej
ciągu głównego
przeistacza się („zapadnięcie się“ jądra, ekspansja otoczki) w czerwonego
olbrzyma lub nadolbrzyma (w zależności od masy). Ten fragment ewo
lucji (dla gwiazd masywnych) odbywa się bardzo szybko, co tłumaczy
prawie zupełny brak gwiazd między górną częścią ciągu głównego i ga
łęzią olbrzymów (przerwa Hertzsprunga), a odpowiada mu stadium pul
sacyjne omówione niżej (cz. II I) .
Ciąg główny pojedynczej gromady może być traktowany, jako linia
stałego wieku. Zatem powinniśmy z rozważań teoretycznych nad ewolucją
zbioru gwiazd o różnej masie, ale jednakowym wieku otrzymać dość
dobre przedstawienie takiej linii. Tak jest w rzeczywistości. Na rys. 3
pokazane są teoretyczne drogi ewolucji gwiazd masywnych i linia stałego
Postępy Astronomii t. V II, z. 1
g
114
J . Smak
w ieku z ch a ra k te ry sty c z n y m zagięciem (por. rys. 2) górnej części ciągu.
D alej k ro k jnż tylko do w yznaczenia w ieku grom ady. M om ent opuszcze
n ia przez gw iazdę ciągu głównego jest determ inow any przez tem po zu
życia w odoru oraz m asę i jasność gw iazdy. Czas życia n a ciągu głów nym
je s t d a n y przez ( S t r o m g r e n 1952):
W
t = const X -
Jj
(1)
gdzie „const“ zależy ty lk o od fizycznych c h a ra k te ry sty k cyklu 0 —ST.
Z atem m iejsce do jakiego rozciąga się górna część ciągu głównego jakiejś
grom ady jest w skaźnikiem jej wieku. O dpow iednie dane liczbowe podaje
SlgTe
R ys. 3. L in ia stałego w ieku dla gw iazd m asyw nych w edług teorety czn y ch w yników
T a y l o r a . P or. z obserw ow anym i liniam i stałego w ieku n a rys. 2
skala w ieku n a lew ym m arginesie rys. 2. D la najm łodszych grom ad
i asocjacji wiek m a wynosić kilka m ilionów la t w zgodzie z rozw ażaniam i
dynam icznym i.
Od opisanego wyżej schem atu odbiega k sz ta łt w ykresu H - R gro
m ad y M 67 ( J o h n s o n i S a n d a g e 1955). Ciąg głów ny tej grom ady
(por. rys. 2) kończy się n a jasnościach niewiele w iększych od jasności
Słońca, co daje znaczny w iek grom ady (ok. 6 x l 0 9 lat). D alej n o tu jem y
ciągłe przejście do gałęzi podolbrzym ów i olbrzym ów ; jest to konsekw en-
115
cją powolnej ewolucji gwiazd na tym etapie. Ta jakościowa różnica w po
równaniu z gwiazdami masywnymi wypływa z nieistnienia jądra ltonwektywnego w przypadku gwiazd o małych masach i jasnościach. Szcze
gółowa teoria dla tego przypadku nie została jeszcze opracowana., jed
nakże dość dobre oszacowanie tempa ewolucji i wyznaczenie jej dróg
zostało podane w półempiryczny sposób przez S a n d a g e ’a (1957b) na
podstawie rozważań nad funkcją świecenia *).
Różnice pomiędzy wyglądem diagramu 11- K gromady M 67 i równie
starych gromad kulistych są dziś powszechnie uważane za wynik różnic
składu chemicznego (dwie różne populacje), wpływającego w tym wy
padku na przebieg ewolucji w sposób istotny- (zawartość wodoru, za
wartość metali — głównego czynnika nieprzeźroczystości itd).
Przejdziemy teraz do omówienia części ciągu głównego zawierającej
najsłabsze gwiazdy gromady (obszar I I I na rys. 1). Charakterystyki
fizyczne gwiazd znajdujących się w tej części diagramu zostały jedno
cześnie przepowiedziane przez teorię i ustalone obserwacyjnie. Niewielkie
m asy tych gwiazd implikują powolne tempo ewolucji. Można więc przy
puścić, że w przypadku młodych gromad gwiazdy te będą się znajdowały
dopiero w stadium grawitacyjnego kurczenia się * *) . Teoria tego etapu
ewolucji została opracowana przez H e n y e y a , Le L e v i e r a i L e v ć e ’go
(1955). W oparciu o nią można było przewidzieć, że a v najmłodszych
gromadach gwiazdy słabe, znajdujące się na etapie kontrakcyjnym, po
winny leżeć na prawo i powyżej ciągu głównego „wieku zero“ (rys. 1).
Takie zjawisko zostało w ostatnich latach stwierdzone dla następują
cych gromad:
asocjacja Orion I (P a r e n a g o 1953, J o h n s o n 1957b)
NGC22U
(W a lk e r 1954)
NGC 6530
( Wa l k e r 1957)
Plejady
( J o h n s o n i Mi t c h e l l 1958)
Z położenia na ciągu głównym punktu B, powyżej którego znajdują się
gwiazdy, które zakończyły już kontrakcję, a poniżej — te, dla których
proces ten jeszcze się nie zakończył, można przez porównanie z teorią
wyznaczyć wiek gromady. Otrzymane tą drogą wyniki są zgodne z in
formacjami, jakich dostarczają rozważania nad górną częścią ciągu
głównego.
Kończąc omawianie gwiazd ciągu głównego warto zatrzymać się nad
funkcją jasności absolutnych dla tych gwiazd. S a n d a g e (1957a) znajduje,
*) Praca Sandage’a została omówiona w „Postępach Astronomii", tom YI, zeszyt 3.
**) Zagadnienia związane z odkryciem w gromadacli otwartych gwiazd w stadium
kontrakcji grawitacyjnej zostały szeroko omówione w dwu artykułach w „Postępach
Astronomii", tom VI, zeszyt 1.
8*
że funkcja jasności absolutnych w gromadach otwartych zgadza się dość
dobrze z funkcją świecenia nowopowstających gwiazd otrzymaną dla
obiektów z okolic Słońca przez Salpetera. Niewielkie modyfikacje wnie
sione do rozumowania Salpetera przez S c h m id ta (1958) nie zmieniają
sytuacji w sposób istotny.
Czwartą, najbardziej zaawansowaną w procesie ewolucji grupą są
olbrzymy i nadolbrzymy. Nie występują one we wszystkich gromadach
(rys. 2). Dotychczas nie ustalono żadnej korelacji między ich liczebnością
w gromadzie, a ilością gwiazd w innych regionach diagramu 1I- R. J e
dynie M ic z a ik a (1953) zwracał uwagę na fakt, że szczególnie dużo ol
brzymów obserwujemy w gromadach, w których występują podkarły.
Sytuację zaciemnia istnienie dość znacznej, jak się wydaje, selekcji ob
serwacyjnej. Z drugiej strony zbyt mało znamy przebieg ewolucji gwiazdy
w stadium czerwonego olbrzyma, by móc przewidzieć istnienie jakiejś
korelacji. Teoria budowy wewnętrznej olbrzymów (patrz np. A lle r 1954)
pokazuje, że ich obserwowane charakterystyki fizyczne mogą być przed
stawione za pomocą modeli niejednorodnych typu: ubogie w wodór jądro
(konwektywne, lub izotermiczne-zdegenerowane) + otoczka, z produkcją
energii w cienkiej warstwie pośredniej. Stan ten może być uważany za
kontynuację ewolucji po przebyciu przerwy Hertzsprunga. Dla szeregu
czerwonych olbrzymów stwierdzono na drodze spektroskopowej (D e u tsc h
1958) wyrzucanie materii z zewnętrznych warstw gwiazdy. Jest to nie
wątpliwie mechanizm, dzięki któremu olbrzym przechodzi w stan białego
karła. Dotychczas jednakże nie odkryto w gromadach otwartych tego
rodzaju obiektów, chociaż istnienie ich, jako końcowego produktu ewo
lucji wydaje się nie ulegać wątpliwości. Dodatkowego omówienia wyma
gają natom iast wspomniane wyżej podkarły. W kilku gromadach (np.
Hyady) występują gwiazdy położone poniżej ciągu głównego. Do niedawna wszystkie tego rodzaju gwiazdy obejmowano wspólną nazwą
podkarły. Wyróżnić jednak trzeba wśród nich dwa rodzaje obiektów.
Pierwsze są gwiazdami na wczesnych etapach ewolucji, a swoje położe
nie zawdzięczają niskiej zawartości pierwiastków ciężkich. Jest to więc
ciąg główny populacji TI. Terminem podkarły obejmuje się ostatnio
tylko takie obiekty. Gwiazdy położone poniżej ciągu głównego w gro
madach otwartych nie należą jednak do tej grupy; obserwacje spek
troskopowe i fotometryczne nie wykazują różnic składu chemicznego
w stosunku do pozostałych gwiazd gromady. Mamy tu do czynienia
z grupą obiektów różirących się zasadniczo od podkarłów właści
wych. Są to gwiazdy na końcowych etapach ewolucji, tuż przed przej
ściem w stadium białych karłów. To częściowo wyjaśnia znalezioną
przez Miczaikę korelację między liczebnościami tych gwiazd i czerwo
nych olbrzymów.
] 17
P odan a powyżej interpretacja diagram u H - R grom ad otwartych
i aso cjacji opiera się na założeniu stałości m asy gw iazdy aż do stadium
olbrzym a. Z postulatem tym zrywa teoria pani M a s i e w i c z (1957) —
ewolucji ze zmienną m asą od m omentu pow stania gwiazdy. Masiewicz
przyjm uje, że gw iazdy znajdujące się na ciągu głównym powyżej Słońca
pow stają wyłącznie jako masywne, gorące gwiazdy w asocjacjach ty pu O.
Ew oluując następnie przy pełnym wymieszaniu, z u tratą m asy „o b su
w ają się“ w dół, wzdłuż ciągu głównego. Ten schem at ewolucji m a być
typow y dla większości gwiazd. W odniesieniu do grom ad i aso cjacji M a
siewicz uw aża, że charakterystyczne zagięcie górnej części ciągu głów
nego w najm łodszych obiektach je st tworzone przez gw iazdy, które do
piero kon traktują, b y po dojściu do ciągu głównego rozw ijać się dalej
według podanego przez autorkę schem atu. D la grom ad starszych n ato
m iast, w których podobne odchylenia najjaśniejszych gwiazd tworzą
obiekty mniej masywne dopuszcza się możliwość ewolucji bez m ieszania,
jednakże z u tra tą m asy tak, że gw iazda przesuwa się na diagram ie H - R
w prawo i w dół, a nie w górę, ja k w innych modelach. Istnienie olbrzy
mów, konsekwencja dalszej ewolucji bez wym ieszania (por. wyżej) jest
przez Masiewicz uważane również jak o m arginesowa osobliwość procesów
ewolucji.
Teoria pow yższa posiada jednakże szereg nieścisłości. Główny jej
argum ent, zm niejszanie się zaw artości wodoru wzdłuż ciągu głównego
opiera się na przyjęciu dla szerokiego przedziału m as homologicznej
rodziny modeli z jednakow ym i form ułam i interpolacyjnym i dla współ
czynnika nieprzeźroczystości i tem pa produkcji energii. Tym czasem
na przykład wiadomo, że we wnętrzach gwiazd o różnych m asach
we współczynniku nieprzeźroczystości dom inują różne procesy fizyczne
(gwiazdy masywne — rozpraszanie na swobodnych elektronach, Słońce —
fotojon izacja m etali). Modele jednorodne K u s h w a h y (1957) uwzględnia
jące tę p ro stą okoliczność nie d ają już system atycznych różnic składu che
micznego dla gwiazd o różnych m asach. Również wykładnik potęgowy
w zależności s — e0q T v przyjm uje różne w artości dla różnych przedziałów
tem peratury; jego efektyw na w artość dla danego modelu zależy zatem od
m asy gwiazdy. Sam o założenie u traty m asy wśród gwiazd ciągu głów
nego w wym aganych przez teorię rozm iarach nie znajduje potwier
dzenia w ostatnich danych obserwacyjnych. Podobnie niewiarygodna
w ydaje się możliwość istnienia efektywnych procesów m ieszania. Z drugiej
strony teoria nie tłum aczy zupełnie istnienia w grom adach obiektów
obszaru I I I (rys. 1), a traktow anie gwiazd górnej części ciągu głównego,
oraz olbrzymów jedynie jak o produktu rzadkich osobliwości procesu
ewolucji nie w ytrzym uje krytyki wobec prawidłowości widocznych
np. na rys. 2.
118
J . Smak
II. F o t o m e t r i a t r ó j b a r w n a U, B, V i s p e k t r o f o t o m e t r i a .
S k ła d c h e m ic z n y
A strofizyka m a obecnie za sobą wykonanie pierwszego przybliżenia
w dziedzinie obserwacyjnych i teoretycznych problemów ewolucji gwiazd
w ew nątrz jednej populacji. W przypadku gromad otw artych przybliżenie
to polegało na podaniu interpretacji diagram u H - R przy zaniedbaniu
różnic między poszczególnymi grom adam i wynikających z dyspersji
składu chemicznego. Niewątpliwie też najbliższa przyszłość będzie stała
pod znakiem dyskutow ania składu chemicznego poszczególnych gromad.
Trudno oczekiwać podejścia do tego zagadnienia na drodze analizy spek
tralnej w dużej dyspersji w skali statystycznej; badania pójdą raczej
po linii zbierania i interpretacji obserwacji fotom etrycznych, być może
spektrofotom etrycznych w małej dyspersji. W niniejszym rozdziale omó
wimy dotychczasowe wyniki obserwacyjne odnoszące się bezpośrednio
do efektów składu chemicznego.
Fotometria trójbarwna U, B, V. U kład fotom etryczny U, B, V został
przeznaczony w pierwszym rzędzie do uwolnienia się od efektów absorpcji
międzygwiazdowej. Przyjęcie za trzeci kolor — ultrafioletu maksym alizuje
przy ty m dla gwiazd wczesnych typów widmowych różnicę między po
czerwienieniem międzygwiazdowym a zm ianą tem peraturow ą wskaźników
barw y (wzdłuż ciągu głÓA\nego). W dalszym ciągu rozpatryw ać będziemy
dane fotom etryczne odnoszące się wyłącznie do cech fizycznych gwiazdy
(„intrinsic*1), tzn. poprawione ze względu na nadwyżki barwy E n - v i H u - h Intensyw ność ultrafioletowego promieniowania gwiazdy zależy od wiel
kości absorpcji ciągłej atomów wodoru poza granicą serii Balmera, oraz
od natężenia poszczególnych linii absorpcyjnych metali, szczególnie licz
nych w tej części widma. E fekt pierwszy zależy od tem peratury oraz
zawartości wodoru w atmosferze gwiazdy; drugi — w podobny sposób
od zawartości metali. Skład chemiczny będzie ponadto wpływał pośrednio
na wartości wskaźników barw y, określając poprzez wpływ na budowę
w ew nętrzną — promień gwiazdy, a zatem wartość przyspieszenia graw i
tacyjnego na jej powierzchni, ważną charakterystykę atmosfery.
Subtelności wyglądu diagram u ( U—B) — ( B —V) różnych grom ad są
więc w pierwszym rzędzie wynikiem różnic składu chemicznego. J o h n s o n
i K n u c k l e s (1955) stwierdzili na przykład istnienie tego ty p u odchyłki
od standardow ej zależności dwu wskaż n ik owej dla grom ady Coma. P ro
mieniowanie ultrafioletowe gwiazd tej grom ady jest większe w porów
naniu do innych gromad o 0™035. Je st to wartość niewielka, ale jak pod
kreślają autorowie nie ulegająca wątpliwości. Brak najprym itywniejszej
naw et teorii fotom etrii U, B, V w ty m aspekcie uniemożliwia oszacowa
nie stąd realnych różnic składu chemicznego. Jakościowo m ożna wnosić,
119
Z agadnienia fizyki gwiazd w gromadach otwartych
że gw iady g ro m a d y Coma “w ykazują niedobór pierw iastków ciężkich.
I n n y c h a ra k te r nosi zjaw isko obserw ow ane w p rzy p a d k u gw iazd górnej,
odchylającej się części ciągu głównego grom ad NGC 752 ( J o h n s o n 1953)
i M 11 ( J o h n s o n , S a n d a g e i W a h l q u i s t 1956). O b iek ty te dość znacz
nie. odch y lają się od zależności ( U —B) —(B—V); dla NGC 752 obserw u
jem y niedobór prom ieniow ania ultrafioletow ego, dla M 11 (rys. 4) stw ier/*V
o
2
Rys. 4. W ykresy: H -R i dwuwskaźnikowy dla
gromady M 11 (schematycznie). Gwiazdy, które
odchylają się od ciągu głównego na diagramie
H -R w ykazują również odchylenie od standardowej zależności ( TJ—B ) — ( B — V )
3
(u-B)0
00
02
—0'2
0'0
02
04
(B-V)0
dzono jego nadw yżkę. Są to efe k ty w yw ołane głów nie przez zm ianę
ew olucyjną przyspieszenia graw itacy jn eg o n a pow ierzchni gw iazdy (po
przez zm ianę jej prom ienia). Pierw sze p ró b y teo rety czn ej in te rp re ta c ji
fo to m etrii U B Y (ich om ówienie zostanie dokonane w jed n y m z n a jb liż
szych num erów „P ostępów A stronom ii") niezupełnie tłu m ac z ą om ówione
tu zjaw isko. D alszem u grom adzeniu d anych obserw acyjnych m usi to w a
rzyszyć szybki rozw ój teorii.
Klasyfikacja spektralna Barbier-Chalonge’a. K lasy fik acja ta , opraco
w ana w In sty tu c ie A strofizyki w P a ry ż u ( C h a l o n g e 1956), opiera się
n a pom iarach trzech c h a ra k te ry sty k w idm a ciągłego gw iazdy. Są to :
g ra d ie n t r/y, w niebieskiej części w idm a, wielkość skoku B alm era (/>) oraz
jego położenie (Ax). Możliwość używ ania niewielkiej stosunkow o dyspersji
pozw ala stosow ać ją do dość słabych gwiazd. Do niedaw na w pracach
B arb ier i C halonge’a u d erzający m było używ anie trzech wielkości obser
w acyjnych do w yznaczania dw u ty lk o p aram etró w fizycznych gw iazdy:
120
J . Smak
'
jeJ typu widmowego i klasy jasności. Tymczasem wielkości 9ob, D , Ax
zależą nie tylko od wartości tem peratury i ciśnienia elektronowego w a t
mosferze gwiazdy, ale również od składu chemicznego. Tym tłum aczy się
odskakiwanie podkarłów lub gwiazd m etalicznych od powierzchni E
wyznaczanej w przestrzeni q>b, I), Ax przez obiekty populacji I.
Rys. 5. Położenie kilku gromad
otwartych na diagramie A, —D klasyf ikacj i widmowej B a r b ie r -C h a lo n g e ’a. N a osi poziomej odłożone
są położenia skoku Balmera, na
osi pionowej jego wysokość
1,-5700
Ostatnio wykonano klasyfikację trójwymiarową dla kilku gromad
otwartych ( C h a l o n g e 1957, 1958). Zestawienie wyników na diagra
mie Aj, I) (rys. 5) okazuje się jednoczesnym odzwierciedleniem ewolucji
i składu chemicznego gwiazd w poszczególnych gromadach. Jego jako
ściowa interpretacja jest następująca:
1. Podobnie jak w przypadku diagramu H - E występuje odchylenie
najgorętszych gwiazd każdej gromady od kierunku średniego ciągu głów
nego; odchylenie to odpowiada zmniejszonemu ciśnieniu elektronowemu
w atmosferze gwiazdy, a zatem gwiazda powiększyła swoje rozmiary.
2. Ciągi główne różnych gromad nie pokrywają się; różnice występują
zarówno w Aj jak i w m niejszym stopniu w I) (dla gwiazd z jednakowym i
gradientami cpb). W ydaje się, że jest to łączną konsekwencją różnic roz
miarów gwiazd i składu chemicznego ich atmosfer. Takiego zresztą efektu
121
należy się spodziewać, gdy rozpatrujemy gwiazdy z różnym składem
chemicznym: będzie on określał ich rozmiary i temperatury powierz
chniowe (budowa wewnętrzna) oraz obserwowane parametry
D (at
mosfera).
Z powyższych uwag wynika, że podanie dokładnej, ilościowej inter
pretacji omawianej klasyfikacji widmowej byłoby równoważne ustaleniu,
przynajmniej w pierwszym przybliżeniu, różnic składu chemicznego po
szczególnych gromad. Będzie to zapewne sprawą najbliższej przyszłości.
Skład chemiczny a ewolucja. Ustalenie składu chemicznego gwiazd
w gromadach otwartych w połączeniu ze specyficznymi cechami diagra
mów H-Kr będzie z pewnością punktem wyjścia dla empirycznego u sta
lenia wpływu różnic składu chemicznego na przebieg ewolucji. Ja k się
wydaje, główne modyfikacje dróg i tempa ewolucji zachodzą po opusz
czeniu przez gwiazdę ciągu głównego. Pom ijając tak skrajny przykład,
jak gwiazdy w gromadach kulistych, wspomnieć należy o gromadzie
NGC 6940. Dla gromady tej, w której ciąg główny sięga znacznie więk
szych jasności niż w M 67 stwierdzono ( V a s ile v s k is , E a c h 1957) rów
nież zapełnienie przerwy Hertzsprunga — efekt wolniejszej w porównaniu
z gwiazdami innych gromad ewolucji.
III. G w i a z d y z m i e n n e
Istnienie gwiazd zmiennych w gromadach otwartych zostało ustalone
stosunkowo niedawno. Przyczyniło się do tego z jednej strony powięk
szenie precyzji w ustalaniu przynależności gwiazd do danej gromady
(masowe pomiary ruchów własnych i prędkości radialnych), z drugiej
zaś uznanie zmienności za pewną prawidłowość rozwojową wszystkich
gwiazd.
Omówimy tu kilka grup najbardziej licznych i reprezentatywnych
gwiazd zmiennych w gromadach otwartych i asocjacjach.
Cefeidy. Ustalenie dokładnych odległości gromad otwartych oraz ob
serwowanych w nich cefeid pozwala ustalić, czy są one realnymi człon
kami gromady, czy tylko gwiazdami tła. Analiza taka ( K r a f t 1957)
pokazuje, że około 10 znanych od dawna cefeid należy prawdopodobnie
do gromad. Dodatkowym kryterium jest porównanie prędkości radialnych.
W jednym z ostatnich numerów „Astrophysical Journal “ (Sept. 1958)
ukazała się pierwsza seria prac poświęconych badaniom fotometrycznym
gromad zawierających cefeidy, oraz samych zmiennych. W tej chwili
jest jeszcze za wcześnie na wyciąganie z ich wyników ogólniejszych
wniosków. Będzie to możliwe dopiero po zakończeniu całego programu.
Ju ż teraz jednakże stwierdzono na podstawie tych pomiarów istnienie
J . Smak
fizycznej dyspersji zależności okres — jasność — fa k t o pow ażnych k o n
sekw encjach w w ielu działach astronom ii.
Do tej sam ej g ru p y obiektów zaliczyć m ożna gw iazdy pulsujące
ty p u fi Canis M aioris, nieco jaśniejsze i gorętsze od cefeid klasycznych
( —5 < M v < —3; S p : BO —B5). Z m iany blasku ty c h gw iazd są bardzo
niew ielkie, obserw uje się p rzy ty m interferencję dw u lub kilku okresów.
O b iek ty tak ie o d k ry to w k ilku asocjacjach.
T eoria przyczyn i m echanizm u pulsacji dw u pow yższych rodzajów
gw iazd oraz ich budow y jest znacznie m niej zaaw ansow ana niż teo ria
budow y i ew olucji gw iazd stacjonarnych. Z tego w zględu obecność ich
w grom adach o tw a rty c h , zwłaszcza po uw zględnieniu różnic składu che
m icznego poszczególnych grom ad, je st zjaw iskiem nadzw yczaj cennym .
Z pew nością też fa k t te n będzie obserw acyjnym p u n k te m w yjścia do
d y sk u sji w pływ u różnic składu chem icznego na zależność okres-jasność.
Pulsujące nadolbrzymy. W p rzy p a d k u najm łodszych grom ad i asocjacji
zaw ierających gw iazdy bardzo m asyw ne stw ierdzono nieregularną i półreg u la rn ą zm ienność nadolbrzym ów znajd u jący ch się poza ciągiem głów
nym . A b t (1957) odkrył n a drodze spektroskopow ej półregularne pulsacje w p rzy p a d k u szeregu nadolbrzym ów w czesnych ty p ó w w idm o
w ych (B, A). O kresy pulsacji w ynoszą od kilku do dw udziestu kilku dni.
R ów nież większość nadolbrzym ów późnych ty p ó w w idm ow ych je st gw iaz
d am i niestab iln y m i. Szczególnie dużo tak ic h obiektów zaw iera grom ada h
i x Persei ( B l a n c o 1955). Ich okresy dochodzą do kilkuset dni. Omówione
p rzy p a d k i stan o w ią nadzw yczaj k o rzy stn y w ypadek, gdy m ożna w sposób
dość d o k ład n y oszacow ywać m asy tego ty p u gwiazd.
Tyj) T T auri i W Ceti. G w iazdy ty c h ty p ó w znane są we w szystkicli
g rom adach, d la k tó ry c h udało się zaobserw ow ać dolną część ciągu głów
nego, o b sadzoną przez gw iazdy zn ajd u jące się w sta d iu m k o n tra k c y jn y m
(por. część I). U w aża się zresztą, że k a ż d a gw iazda w trak cie g raw ita cy j
nego ku rczen ia się przechodzi przez okres (lub k ilk a okresów) niestacjonarności. M asowe b a d a n ia gw iazd T Tauri i UV Ceti w grom adach być
m oże p rzy czy n ią się do lepszego poznania procesów pow odujących ich
niestabilność.
Gwiazdy zaćmieniowe. M asy i prom ienie gw iazd znane są z najw yższą
dokładnością w p rz y p a d k u gw iazd zaćm ieniow ych. D la ogółu gwiazd
w g ro m ad ach te dw a niezw ykle w ażne p a ra m e try fizyczne są niew yznaczalne z d an y ch fotom etrycznych. Obecność w danej grom adzie p rz y
n a jm n ie j jednego u k ład u zaćm ieniowego m a zatem z tego p u n k tu w idzenia
kolosalne znaczenie.
D otychczas ustalono przynależność do grom ad kilku zaledwie gw iazd
zaćm ieniow ych; dla żadnej z nich nie otrzy m an o d o tą d precyzyjnych
obserw acji fo tom etrycznych i spektrograficznych. W niek tó ry ch grom a-
123
dach istnieje dość znaczny procent gwiazd podwójnych. Ustala się to
bądź na podstawie obserwacji spektralnych, bądź też z charakterystycz
nego położenia ok. 0™75 ponad ciągiem głównym. Nie wykluczone, że
spośród nich uda się odkryć dalsze układy zaćmieniowe. Obserwacje spektrograficzne dają również możliwość statystycznego oszacowania mas
gwiazd — składników par spektroskopowo podwójnych.
L IT E R A T U R A
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
fil]
[12]
[13]
[14]
[15]
[16]
[17]
[18]
[19]
[20]
[21]
[22]
[23]
[24]
[25]
[26]
[27]
[28]
[29]
[30]
[31]
[32]
[33]
[34]
[35]
A b t H . A. 1957. A p. J . 126, 138.
A l)e r L . H. 1954. Astrophysics, toin 2, część 2.
B e c k e r W. 1938. Z. f. Ap. 15. 225.
B l a n c o V. M. 1955. Ap. J . 122, 434.
B u e r e n II. G. van 1952. B . A. N . 11, 385 (No. 432).
C lia lo n g e D. 1956. Vistas in Astronomy, tom 2, str. 1328 — artykuł przeglądowy.
C lia lo n g e D. 1957. Stellar Populations Volume, Pont. Ac. Sci. Scripta Y aria No. 16,
str. 345.
C lia lo n g e D . 1958. Symposium on H - R D iagram , Moskwa;
dwie ostatnie pozycje stanow ią podsumowanie prac wykonanych w Instytucie
A strofizyki w Paryżu.
D e u t s c l i A. J . 1958. Symposium on H - R D iagram , Moskwa.
H e c k m a n n D ., J o h n s o n II. L . 1956. A p. J . 124, 477.
I l e n y e y L . G., L e L e v i e r R .. L e v e e R . D. 1955. P. A. S. P. 67, 154.
J o h n s o n H . L . 1953. Ap. J . 117, 356.
J o h n s o n H . L . 1954. Ap. J . 120. 325.
J o h n s o n H . L . 1957a. Ap. J . 126. 121.
J o h n s o n II. L . 1957b. Ap. J . 126. 134.
J o h n s o n II. L ., Mitchell R. J . 1958. Ap. J . 128, 31.
J o h n s o n II. L ., H il t n e r W. A. 1956. Ap. J . 123, 267.
J o h n s o n II. L ., K n u c k l e s C. F . 1955. Ap. J . 122, 209.
J o h n s o n H. L ., M o rg a n W. W. 1953. Ap. J . 117, 313.
J o h n s o n II. L ., S a n d a g e A. R. 1955. Ap. J . 121, 616.
J o h n s o n H. L ., S a n d a g e A. R., W a l i l q u i s t H. D. 1956. A p. J . 124, 81.
K u s h w a h a R. S. 1957. Ap. J . 125, 242.
M a s ie w ic z A. G. 1957. Voprosy Kosmogonii 5, 56 i 149; dwa cytowane tu artykuły
zaw ierają omówienie poprzednich prac autorki, oraz obszerną bibliografię.
M ic z a ik a G. R. 1953. Les Processus nuclćaires dans les astres, Kollokwium astro
fizyczne — Liege, str. 275.
P a r e n a g o P. P . 1953. A. Ż. 30, 249.
S a n d a g e A. R. 1956. P. A. S. P. 68, 498.
S a n d a g e A. R. 1957a. Ap. J . 125, 422.
S a n d a g e A. R. 1957b. A p. J . 126, 326.
S c h m i d t M. 1958. Symposium on H - R D iagram , Moskwa.
S c h ó n b e r g M., C h a n d r a s e k h a r S. ]942. Ap. J . 96, 161.
S t r ó m g r e n B . 1952. A. ,T. 57, 65.
T a y l o r R. J . 1956. M. N. 116, 25.
V a s i l e v s k i s S., R a c h R . A. 1957. A. J . 62, 175.
,
W a lk e r M. F . 1954. A. J . 59. 333.
W a lk e r M. F . 1957. Ap. J . 125, 636.
Z PR A C O W N I I OBSERW ATORIÓW
Międzygwiazdowe pasmo X 4430 a polaryzacja światła gwiazd
A. G. PACHOLCZYK
1. W stęp
Pasmo A 4430 było odkryte przez M e rilla w roku 1936. Międzygwiazdowe pocliodzenie tego pasm a zostało stwierdzone przez M e r illa i H u m a s o n a w 1938 roku.
Szereg argumentów wskazuje na to, że absorpcja w długościach fal w pobliżu 4430 A
nie jest pochodzenia atoihowego, lecz raczej jest powodowana przez molekuły (E dd in g t o n 1937, E y s t e r 1937, S w in g s 1937, S w in g s i R o s e n fe ld 1937 i inni). Jednak
do chwili obecnej molekuły te nie zostały jeszcze zidentyfikowane. Van de H u łs t (1949)
uważa, że cząsteczki powodujące absorpcję w paśmie A4430 powstały na powierzchni
ziaren pyłu i bądź z nich wyparowały, bądź pozostają w warstwie powierzchniowej
tych ziaren. Przypuszczenie to dobrze tłumaczyłoby obserwowaną przez wielu autorów
korelację pomiędzy natężeniem pasm a A4430 i poczerwienieniem (G re e n s te in , A lle r
1950, B a k e r 1949, D u k e 1951, U n d e r h ill 1956).
Param agnetyczne molekuły, mające niekompletne wewnętrzne powłoki elektronowe
będąc w stanie stałym mogą dawać względnie ostre pasm a absorpcyjne. Ponieważ
właśnie param agnetyczne pyłki uważane są przez mechanizm D a v is a - G r e e n s te in a
(1951) za czynnik powodujący międzygwiazdową polaryzację, przeto, jak na to w ska
zali G r e e n s te in i A lle r (1950), można oczekiwać korelacji pomiędzy polaryzacją
i natężeniem pasm a A 4430. W świetle hipotezy P l a t t a (1956) tłumaczącej między
gwiazdową polaryzację św iatła i międzygwiazdową absorpcję obecnością w przestrzeni
molekuł o nienasyconych wiązaniach i niezapełnionych pasmach elektronowych o roz
m iarach rzędu 10—50 A, zagadnienie związku pomiędzy natężeniem pasm a A 4430
i polaryzacją nabiera szczególniejszego znaczenia. Absorpcja w paśmie A 4430 może
być bowiem powodowana przez określony rodzaj cząstek P l a t t a .
G r e e n s te in (1948) wskazał, że-dla gwiazdy HD 183143, która posiada największą
polaryzację ze wszystkich gwiazd spisu H a lla i M ik e s e lla (1949), tj. 7%, natężenie
pasm a A 4430 jest bardzo silne (4,9 A). Duże natężenie tego pasma dla tejże gwiazdy
było potwierdzone przez L u n e l (1954). H a ll i M ik e se ll (1950) badając zależność
polaryzacji i natężenia pasm a A 4430 dla 58 gwiazd ze spisów B e a ls a i B la n c h e ta
(1938) oraz G r e e n s te i n a i A lle r a (1950) stwierdzili, że polaryzacja jest lepiej sko
relowana z natężeniem pasm a A 4430 niż z nadwyżką barwy. Równie dobra korelacja
była stwierdzona pomiędzy natężeniem centralnym tego pasma i stopniem polaryzacji
dla 150 gwiazd mierzonych przez D u k e (1951). U n d e r h i l l (1956) otrzym ała współ-,
czynnik korelacji pomiędzy polaryzacją i szerokością równoważną pasm a A4430 równy
0,51 ± 0,11. W szystkie wyszczególnione wyżej korelacje były badane dla gwiazd roz
rzuconych po całym niebie, przy użyciu wartości polaryzacji nie poprawionych na efekt
spiralnej stru k tu ry pola magnetycznego.
126
7j pracowni i obserwatoriów
2. M aterial obserwacyjny
D an e obserw acyjne, dotyczące p asm a X 4430, znajd u jące się w p racach A n d r i l l a t
(1954), G r e e n s t e i n a i A l l e r a (1950), B a k e r a (1949), B e a l s a i B l a n c h e t a (1938),
B u t t l e r a i S e d d o n a (1958), L u n e ł (1954), i U n d e r h i l l (1956), ja k też i w k atalo g u
D u k e (1950) były zredukow ane do jednolitego system u, częściowo w oparciu o p racę
B i n n e n d i j k a (1952). Bliższe szczegóły tej redukcji p odane są w oryginale p rac y (Acta
Astronomica, 9, n r 2, 1959 — w druku). W rezultacie o stateczn y m ateria ł obserw acyjny
składał się ze 102 gw iazd ze znanym i szerokościam i rów now ażnym i p asm a X 4430 i zn an ą
p o lary zacją oraz z 287 gw iazd ze znanym i natężeniam i cen traln y m i p asm a X 4430 i zn an ą
p o lary zacją ( H i l t n e r 1951, 1954, 1956, H a l l i M ik e s e ll 1950, v an P . S m ith 1956).
Vj tego m a teria łu nieoznaczony stosunek polaryzacji do n atężen ia p asm a X 4430 m iało
6
gw iazd, głównie położonych w dużych szerokościach galaktycznych.
3. Korelacja między gwiazdowej polaryzacji z natężeniem pasma X 4430
T ablica I podaje w spółczynniki korelacji pom iędzy polary zacją i natężeniem pasm a
X 4430. U żyw ane w tej tab licy oznaczenia to :
T a b lic a I
W spółczynniki korelacji
W ielkości skorelow ane
W spółczynnik korelacji
i jego błąd średni
0,65 ±0,08
0,42 ±0,07
0,50±0,10
0,61 ± 0 , 1 0
0,76±0,06
0,71 ±0,08
1
2
3
4
5
6
p,Ac
& w *«o
t ’^430
Q,AV
w U30
p — stopień polaryzacji,
TF4 4 3 0 — szerokość rów now ażna pasm a X 4430,
A c — natężenie centralne p asm a X 4430,
A v — m iędzygw iazdow a absorpcja w izualna,
Q — p a ra m e tr Stokesa określony rów naniem :
Q =
1 0 3
p c o s 2 ( t f '- <0 ' » ,
(1 )
gdzie {)' je st kątem pozycyjnym płaszczyzny d rgań w ektora elektrycznego,
w yrażonym w e w spółrzędnych galaktycznych, zaś < #') = 90° je s t średnią
w artością tego k ą ta (p. n p . C h a n d r a s e k h a r 1950, D a v i s 1955, S e rk o w s k i 1958),
Q — zredukow any n ą efekt spiralnej s tru k tu ry p o ła m agnetycznego ( S h a jn
1955, H i l t n e r 1956, v an P . S m i t h 1956, J o h n s o n 1957) p a ra m e tr S to
kesa d an y rów naniem :
Q =
2
(?{l + co s 2 ( 1 1 2 ° - Z ) }
- 1
.
(2 )
7j pracowni i obserwatoriów
127
W spółczynniki 4, 5, 6 są policzone dla ty c h sam ych gw iazd. D ane ta b lic y I ilustrują,
rysunki 1 i 2. W spółczynniki korelacji by ły liczone jedynie d la ty c h gwiazd, dla k tó ry c h
p om iary szerokości równow ażnej by ły dokonane z błędem średnim m niejszym od 0,4 A,
zaś pom iary natężenia centralnego z błędem m niejszym niż 1,7% co ntinuum . T rzy
R ys. 1. K orelacja polaryzacji p (w wielk. gw.) z rów now ażną szerokością W ii30
(w angstróm ach) międzygwiazdowego p asm a X 4430. Przekreślone kółka: pom iary
j r 443n z błędem średnim ± 0 ,1 5 A; k w ad raty : ± 0 ,2 0 A; pełne kółka: ± 0 ,3 0 A; tr ó j
k ą ty : ± 0 ,4 5 A; odwrócone tró jk ą ty : ± 0 ,6 0 A; p u ste kółka: ± 0 ,9 A. W spółczynnik
korelacji (dla pom iarów i r 4130 z błędem średnim m niejszym niż 0,4 A) je st rów ny:
0,65 ± 0 ,0 8 . B łąd średni pom iarów polary zacji w ynosi ± 0 ,0 0 4
gw iazdy, bardzo pow ażnie odskakujące od w ykresów korelacji zo stały pom inięte p rzy
obliczaniu w spółczynników , jako podejrzane o posiadanie system aty czn y ch błędów
pom iarów (blendy?).
W nioski z danych tablicy I m ożna streścić w n astępujących p u n k ta ch :
1) istnieje d o b ra korelacja pom iędzy natężeniem pasm a A 4430 i m iędzygw iazdow ą
p o laryzacją św iatła,
2) korelacja t a w zrasta jeżeli uw zględnić efekt spiralnej stru k tu ry pola m ag n e
tycznego,
128
2 pracowni i obserwatoriów
3) korelacja pomiędzy polaryzacją i natężeniem pasm a A4430 wydaje się być spo
wodowana skorelowaniem polaryzacji z między gwiazdową absorpcją wizualną i wizu
alnej absorpcji z natężeniem pasma. W celu sprawdzenia, czy istnieje bezpośredni zwią-
•
I— I
■
i—I
+
H
Kys. 2. Korelacja param etru Stokes’a Q poprawionego na spiralną strukturę galak
tycznego pola magnetycznego z równoważną szerokością W tl.ó0 pasma międzygwiazdowego A 4430 A. Znaczenie poszczególnych symboli — jak na rys. 1. Współczynnik
korelacji (dla pomiarów W il30 z błędem średnim mniejszym niż 0,4 A) jest równy
0,61 ± 0 ,1 0 . Błąd średni param etru Stokes’a Q wynosi ± 8
zek pomiędzy polaryzacją i natężeniem pasm a A 4430, były policzono współczynniki
korelacji częściowej (p. np. C ra m e r 1946), określone jako:
, ,
r(a, b) — r(a, o)r(b, c)
r ( a , b ; c ) = ----- >
[1 —r2(a, c)] [l —ra(6, o)]
(3)
129
7i pracowni i obserwatoriów
Oto one:
' f ó . W ii30-,AV) = 0 ,1 6 ± 0 ,2 7
r ( ? , 4 t>;TF4130) = 0 ,5 9 ± 0 ,13
r (Witzo 'A v;Q) = 0,49 ± 0 ,1 8
Spośród nich w spółczynnik r(Q ,
A v) m a w artość m niejszą od błędu średniego,
skąd m ożna wnosić o nieistnieniu bezpośredniego zw iązku pom iędzy p o lary zacją i n a
tężeniem pasm a A 4430. W niosek te n w ym aga p otw ierdzenia n a obszerniejszym m a
teriale obserw acyjnym , obciążonym m niejszym i błędam i pom iarów .
4. Stosunek polaryzacji do absorpcji w paśmie A 4430 i jego związek
ze strukturą spiralną Galaktyki
J a k to było pokazane przez au to ra (1958), stosunek polaryzacji do absorpcji je st
w iększy dla gw iazd znajdujących się w dalszym ram ieniu spiralnym G alak ty k i, k tó
rych św iatło przechodzi przez obszary bardziej rozrzedzonego gazu pom iędzy ram io
nam i spiralnym i. W ydajność polaryzacji bowiem w y d aje się być bardziej efektyw na
w ośrodku rozrzedzonym ( B e r k o w s k i 1958, G r z ę d z i e l s k i 1958, a u to r 1958). N a
efekt w zrostu stosunku p lA v dła odległycłi gw iazd, rozw ażany przez a u to ra (1958)
m ógłby mieć w pływ efekt selekcji obserw acyjnej (niewidoczność dalekich gw iazd o d u
żej absorpcji), k tó ry działałby w k ieru n k u zw iększenia w artości stosunków p /A v dla
odległych gwiazd. E fe k t te n w edług oszacowań au to ra (1958) nie w y d aje się odgryw ać
istotnej roli. T ym niem niej je st interesujące spraw dzenie zjaw iska w zrostu stosunku
p olaryzacji do absorpcji z odległością na m ateriale nie obciążonym ty m efektem se
lekcji. D ane obserw acyjne dotyczące pasm a A 4430 m ogą być najw yżej obciążone in
n ym efektem selekcji, lecz działającym w k ie ru n k u przeciw nym , polegającym n a n ie
możliwości pom iaru słabych natężeń pasm a A 4430 dla gw iazd bliskich. Otóż p rzeli
czone przez a u to ra w artości p aram etrów Q i Q określonego jak o
Q = Q W -»
(4)
Q = Q W ~*
(5)
względnie
d la gw iazd o w spółrzędnych 65° < l < 140° i |6 |s£ 7° i przedstaw ione n a ry su n k u 3 w y
k a z u ją silny w zrost z odległością.
Średnie różnice p ara m etru O* określonego jako
Q* = p (45,06 Ae)~'
(6)
gdzie p i A e w yrażono są, w procentach, dla gw iazd leżących w ram ien iu O riona i Perseusza (granice ram ion p rzy ję te są ja k w p racy a u to ra 1958) wynoszą:
ram ię P erseusza m inus ram ię O riona
1,0 ± 0 ,3
W yniki te potw ierdzają w nioski w yciągnięte poprzednio (au to r 1958). P a ra m e tr Q *30
je st w przybliżeniu p roporcjonalny do p a ra m e tru Q i 430- Sens fizyczny p a ra m e tru Q
je st w idoczny z rów nań:
- B (Ir -------ua__
JdQ
* _ = c _BI
z ------(7)
dW
q
P o stęp y A stronom ii t. V II, z. 1
-
n
Tl!t ■Tg nxnH
(S l-B l^ n -'T -^ 'd r
( 8)
130
7, pracowni i obserwatoriów
gdzie B z i II lr są składow ym i pola m agnetycznego p ro sto p ad ły m i do prom ienia w idze
nia, z których B z je st p rostopadła do płaszczyzny G alaktyki. ng, nx , n B są odpow iednio
gęstościam i ziaren pyłu, cząstek absorbujących w paśm ie X 4430 i atom ów gazu, zaś
Iiys. 3. Zależność od odległości w artości średnich p aram etró w Q i u dla gwiazd o w spół
rzędnych g alak ty czn y ch : 65° < l < 140° i |6 |< 7°. P ola kółek są proporcjonalne do
ilości n gwiazd
— całkow itą liczbą cząstek absorbujących w paśm ie A 4430, leżących w zdłuż p ro
m ienia w idzenia *). R ów nanie (7) wobec w ynikającej z § 3 korelacji pom iędzy n i u
m a analogiczną postać ja k rów nanie (1) w pracy au to ra (1958).
P otw ierdzony więc został w niosek o wzroście efektywności polaryzacji w stosunku
do absorpcji w obszarach o m niejszej gęstości m iędzy gwiazdowego gazu.
L IT E R A T U R A
Y. A n d r i l l a t ,
E . A. B a k e r ,
C. S. B e a ls , G. H . B l a n c l i e t ,
1954,
CR (Paris) 239, 480 = P u b . Ila u te Prov.
3, No. 21.
1949, P u b . E d in b u rg h I.
1938, M. N. 98, 398.
*) R ów nania te są w yprow adzone w oryginale p racy (Acta Astronom ica 9, n r 2,
1959, w druku).
Z pracow ni i obserwatoriów
L.
H.
S.
H.
B in n e n d ijk ,
E. B u tle r , H. S e d d o n ,
C h an d ra se k h a r,
C ra m e r,
131
1952,
1958,
1950,
1947,
L. D a v is ,
L. D a v is , J . L. G r e e n s te in ,
D. D u k e ,
A. S. E d d in g to n ,
E y s te r,
J . L. G r e e n s te in ,
J . L. G r e e n s te in , L. H. A lle r,
S. G rz ę d z ie ls k i,
J . S. H a ll, A. H. M ik e se ll,
J . S. H a ll, A. H. M ik e se ll,
W. A. H i ltn e r ,
W. A. H i ltn e r ,
W. A. H iltn e r ,
H. C. van de H u ls t,
H. M. J o h n s o n ,
M. L u n e l,
P.
P.
A.
J.
K.
W. M e rill,
W. M e rill, M. L. H u m a s o n ,
G. P a c h o lc z y k ,
R. P l a t t ,
S e rk o w s k i,
K.
G.
F.
E.
P.
P.
A.
S e rk o w s k i,
A. S h a jn ,
S h e rm a n ,
van P . S m ith ,
S w in g s,
S w in g s, L. R o s e n fe ld ,
B. U n d e r h ill,
Ap. J. 115, 428.
Publ. Edinburgh II, No. 4.
Radiative Transfer, Oxford.
M athematical Methods of Statistics, Chap.
23, § 4.
1955, Vistas in Astronomy, Vol. I.
1951, Ap. J. 114, 206.
1951, Ap. J. 113, 100.
1937, Observatory 60, 99.
1937, Ap. J. 86, 483.
1948, Centennial Symposia, H arv. Obs. Mono
graphs No. 7, 30.
1950. Ap. J. I l l , 1950 = Mt. Wilson i Palom ar
Repr. 16,
1958, CR (Paris) 246, 890 = IAP Contr. A 235.
1949, A. J. 54, 187.
1950, Pub. W ashington, 17, I.
1951, Ap. J. 114, 241.
1954, Ap. J. 120, 41, 178, 454.
1956, Ap. J. Suppl. No. 24.
1949, Recli. U trecht 11, p a rt 2.
1957, PASP 69, 130.
1954, Ann. d. Ap. 17, 1 = Pub. H aute Prov. 3,
No. 10.
1936, Ap. J. 83, 126 = Mt. Wilson Ctr. No. 536.
1938, PASP 50, 212,
1959, A cta Astr. 9, Nr. 1.
1956, Ap. J. 123, 486.
1958a,3-rd Symp. on Cosm. Gas Dynamics, Rev.
Mod. Phys. 30, Nr. 3.
1958b,A cta Astr. 8, Nr. 3.
1955, A. Ż. 32, 381.
1939, Ap. J. 90, 630.
1956, Ap. J. 124, 43 = H arv. Repr. 439.
1937, M. N. 97, 912.
1937, Ap. J. 86, 483.
1956, Pub. DAO Victoria, 10, No. 8.
Długość geograficzna Obserwatorium Astronomicznego w Białkowie
M. MONTYGIERD
I n s t r u m e n t : Instrum ent uniwersalny Fennela nr 11751. Średnica obiektywu
lunety 40 mm, ogniskowa lunety 330 mm, powiększenie okularu 30 x . W artość podziałki
libelli 4," 118. Instrum ent był ustawiony na słupie w wyższym pawilonie obserwacyj
nym 0 . A. w Białkowie.
9*
132
Z pracowni i obserwatoriów
O b s e rw a c je : Długość wyznaczono metodą równych wysokości. Obserwowano
28 p ar zingcrowskicłi. Uwzględniono 58 obserwacji w okresie od 25. V. do 17. VI. 1957 r.
Przejścia były rejestrowane przy pomocy klucza na taśm ie ćhronografu piszącego.
Chronometr Nardin nr 6434.
W y n i k : Jak o średnią z wyników 58 obserwacji otrzymano następującą wartość:
A= —lh 06m 38®383
Błąd średni wyniku e = ± 0j024,
Błąd średni wyniku jednej obserwacji &{l) = ±0*052,
Błąd średni wyniku obserwacji na jednej nitce #(1) = ±0®232.
Z LITERATURY NAUKOWEJ
Populacje gwiezdne
«Tydzień Badań» Akademii Papieskiej — Watykan — maj 1957
J . SMAK
W m aju 1957 odbyła się w W atykanie konferencja poświęcona zagadnieniom po
działu na populacje, zorganizowana przez Papieską Akademię Nauk, jako tzw. „Ty
dzień B adań". Cechą charakterystyczną jej była niewielka liczba uczestników, przy
w yraźnym skoncentrowaniu obrad na kilku specjalnych zagadnieniach, duża liczba
referatów i szerokie ich dyskusje. Poza 0 ’C o n n e lle m , który był głównym organiza
torem „Tygodnia", oraz J u n k e s e m z W atykanu i A r m e llin im z Rzymu udział
brali: B a a d e , B la a u w , B riic k , C h a lo n g e , F o w le r, H e c k m a n n , H e rb ig , H o y le ,
L e m a itr e , L in d b la d , M o rg a n , N a s s a u , O o rt, S a lp e te r , S a n d a g e , S c h w a rz s c h ild , S p itz e r , S tr ó m g r e n , T h a c k e r e y . Uczestnicy „Tygodnia" byli podejm o
wani na specjalnej audiencji przez Papieża Piusa X II oraz uczestniczyli w nadzwyczaj nej sesji Akademii. Tem atyka odbytych następnie dwunastu posiedzeń obejmowała
zagadnienia związane z występowaniem różnych populacji w galaktykach, podziałem
i badaniem szczegółowym obiektów w naszej Galaktyce oraz teoretyczną interpretację
tych zagadnień z punktu widzenia teorii ewolucji gwiazd i galaktyk. Je st rzeczą nie
możliwą omówienie w krótkim artykule wszystkich tych referatów, ograniczymy się
zatem tylko do kilku, jak się wydaje, najciekawszych.
W stępny referat B a a d e g o zawierał podsumowanie dotychczasowych badań popu
lacji różnych galaktyk. Od roku 1943, w którym B a a d e rozszczepił na pojedyncze
gwiazdy jądro Galaktyki w Andromedzie, oraz dwa towarzyszące jej układy eliptyczne
ustalono, że we wszystkich galaktykach można wyodrębnić (przy różnym ich udziale
procentowym) dwie populacje gwiazd: populację I , tworzoną przez obiekty młode,
koncentrujące się w płaszczyźnie ramion spiralnych (asocjacje, grom ady otwarte,
gwiazdy typów O—B, cefeidy klasyczne) oraz starą populacją I I (gromady kuliste,
gwiazdy typu R E Lyrae, nowe). Sens takiego podziału jest ściśle fizyczny, opiera się
on bowiem na param etrach fizycznych gwiazd: masie, składzie chemicznym i wieku.
Dla gwiazd o wspólnym pochodzeniu wygląd diagramu H - R, według którego doko
nujem y podziału na populacje jest funkcją tych param etrów fizycznych.
W dostępnej naszym badaniom lokalnej grupie galaktyk przeważający procent
stanowią układy eliptyczne. W większości z nich odkryto gromady kuliste i cefeidy
krótkookresowe. Zawierają one prawie wyłącznie obiekty populacji II. Już po zakoń
czeniu konferencji udało się otrzym ać diagram H - R dla jednej z najbliższych galak
ty k eliptycznych (Draco System). Gałąź olbrzymów na tym diagramie ma kształt zbli
żony do gromad kulistych, przy tym według jakościowej oceny H o y le ’a wskazuje
on na jeszcze mniejszą zawartość metali.
W przeciwieństwie do prostej sytuacji w przypadku układów eliptycznych w n a j
bliższej nam galaktyce spiralnej — Mgławicy Andromedy — m amy do czynienia z kon
glomeratem dwu populacji. Ramiona spiralne są koncentracjam i najmłodszych obiek-
134
Z literatury naukowej
tó w populacji I — nadolbrzym ów ty p u 0 —B oraz gazu i py łu . N iew ątpliw ie więc tu
w łaśnie zachodzi proces pow staw ania gw iazd z m aterii m iędzygw iazdow ej. N ajw ięcej
g orących gw iazd obserw uje się w ram ionach pośrednich u k ład u — tu praw dopodobnie
p o w stają one najliczniej. Zw raca n ato m ia st uw agę fak t, że nie obserw uje się świeżo
p ow stałych gw iazd w ram ionach bliskich centrum , m im o obfitego w ystępow ania w nich
gazu i pyłu. Typow e obiekty populacji I oraz m ateria m iędzy gw iazdow a (pom iary
radiow e 21 cm — v an de Ilu lsta ) stanow ią jednakże ty lk o nieznaczny p ro cen t m asy
całego układu. P odobne zjaw isko obserw ujem y w p rzy p ad k u naszej G ala k ty k i. Znaczy
to w edług B aadego, że proces pow staw ania gw iazd w g alak ty k ach spiralnych ty p u Sb
je st już obecnie n a ukończeniu. W iększość „zaludnienia" u k ład u stanow ią sta re gw iazdy
populacji I I . W przy p ad k u M 31 obiek ty te w yk azu ją cechy dość osobliwe. Po pierwszo
nie tw orzą one u kładu sferycznego, a raczej dyskoidalny, po drugie w o trzym anym
przez M o r g a n a w idm ie integralnym ją d ra w y stę p u ją w yraźnie linie m etali i p asm a CN,
co dowodzi, że znaczny procent gwiazd tego obszaru stanow ią zw ykłe czerw one olbrzym y,
podobne do w ystępujących w M 67 (sta ra pop. I).
W reszcie w p rzy p ad k u g alak ty k spiralnych ty p u _Sc (M 33) i nieregularnych d o
m inuje ju ż p opulacja I. Cechą ch arak te ry sty cz n ą ty c h układów je s t p o n ad to (por.
niżej) obecność dużych ilości m aterii rozproszonej. Św iadczyłoby to o pow olnym tem pie
p ow staw ania gwiazd, gdyż ich w iek je st praw dopodobnie ta k i sam ja k w p rzy p ad k u
g alak ty k om ów ionych poprzednio. P rzem aw ia za ty m obecność typow ych gwiazd s ta
rych w ty ch galak ty k ach *).
In teresu jący m uzupełnieniem referatu B a a d e g o b y ła relacja O o r t a o w stępnych
w ynikach pom iarów linii 21 cm w obiektach p o zagalaktycznych. Zaw artość w odoru
w różnych galak ty k ach je st wielkością zm ieniającą się w szerokich granicach w zależ
ności od ich ty p u . W Obłokach M agellana — ty p o w y ch u k ład ach nieregularnych —
dochodzi ona do 50% całkow itej m asy; g alak ty k i spiralne zaw ierają go znacznie m niej:
M 33 (ty p Sc) - 10% , M 31 i G alak ty k a (obie - Sb) ok. 1% ; u k ład y eliptyczne nie
zaw ierają w odoru praw ie zupełnie. W g alak ty k ach sp iralnych w odór g ru p u je się głów
nie w ram ionach. O bserw uje się przy ty m ruch gazu w k ieru n k u od środka uk ład u .
O statnie pom iary w Dwingeloo pokazały, że w pobliżu ją d ra G alak ty k i (do odległości
3 kps) m a m iejsce ekspansja gazu z prędkościam i do 200 km /sek. W edług oceny O o r t a
przy b rak u uzupełniania zapasów w odoru w ją d rz e w inno to doprow adzić do jego w y
czerpania w czasie krótszym od 50 m ilionów la t.
Szereg referatów S a n d a g e ’a dotyczył grom ad gw iazd, w p rzy p a d k u k tó ry ch n a j
w yraźniej obserw ujem y, ja k w iek i skład chem iczny w pływ a n a a k tu a ln y w ygląd d ia
gram u H -R . N ajstarsze zbiorow iska gw iazd — grom ady 1<tiliste m a ją diagram y I I - R
sugerujące w iek ok. 5x10® la t i skład chem iczny n ajb ard ziej zbliżony do „p o czątk o
wego" — z m inim alną zaw artością pierw iastko w ciężkich. S a n d a g e p rzed staw ia pierw
szą p róbę znalezienia różnic w ieku m iędzy poszczególnym i grom adam i ku listy m i. Za
p u n k t w yjścia p rzy jm u je on istnienie różnic w e w łaściwościach cefeid k ró tk o o k reso
w ych, tra k tu ją c je jako w yłączny efekt w ieku. W ypływ ające stą d różnice w ieku są
nie większe od 108 la t. Jednakże, ja k podkreślił S c h w a r z s c lii ld , nie uw zględnianie
p rz y ty m różnic składu chemicznego m oże prow adzić do znacznych nieścisłości —
głównie chodzi o dw a efekty: położenie ciągu głównego oraz różnice w głębokości ze
w nętrznej w arstw y konw ektyw nej, od k tó rej zależy jasność gw iazdy. W każd y m razie
je s t pew ne, że grom ady k uliste pow stały, w k ró tk im przedziale czasowym , n a w czesnym
etap ie życia G alaktyki. W przeciw ieństw ie do nich grom ady o tw arte p o w stają w sposób
ciągły; w iek zbadanych dotychczas obiektów zaw iera się m iędzy 106 i 5 X 10° la t. 1st* Ostatnio np. T h a c k e r e y i W e s s e l i n k odkryli w Obłokach Magellana cefeidy krótkookresowe.
7j literatury naukowej
135
nicją. niewątpliwe różnice składu chemicznego między poszczególnymi gromadami,
jednakże, średnio w ykazują one skład chemiczny typowy dla populacji I z normalną
zawartością pierwiastków ciężkich. Tak jest również w przypadku najstarszej znanej
gromady otw artej M 67, której wiek szacuje się na 5 x 10° lat, tak jak dla gromad k u
listych. W tym w ypadku niewytłumaczalna jest różnica składu chemicznego. Praw do
podobnie źródłem tej sprzeczności jest słaba znajomość modułów odległości gromad
kulistych (przyjmuje się tradycyjnie dla gwiazd typu RR Lyrae M v = 0,0) oraz brak
informacji o masach gwiazd ciągu głównego, zwłaszcza w miejscu odgięcia gałęzi podolbrzymów.
Wiele miejsca poświęcono omówieniu najmłodszych obiektów populacji I. Należą
do nich przede wszystkim asocjacje oraz gromady otw arte, w których odkryto gwiazdy
w stadium grawitacyjnego kurczenia się (por. artykuły w „Postępach", t. VI, z. 1).
Charakterystyczną grupę gwiazd znajdujących się na tym etapie ewolucji stanowią
gwiazdy typu T Tauri. H e r b ig Wymienił główne ich charakterystyki: liniowa i ciągła
emisja w widmie, związek z m aterią rozproszoną, grupowanie się w asocjacjach. H e r b ig
próbuje wyjaśnić, czy stadium niestabilności omawianego typu występuje w ewolucji
wszystkich gwiazd na etapie kontrakcyjnym , czy też gwiazdy T Tauri są pewną szcze
gólną grupą obiektów. Oczywiście selekcja obserwacyjna i nieznajomość tem pa pow
staw ania gwiazd tego typu uniemożliwia danie definitywnej odpowiedzi. Jednakże
nawet przy najbardziej ostrożnych założeniach otrzym uje się, że co najmniej l/s gwiazd
w sąsiedztw o Słońca była w przeszłości obiektam i typu T Tauri. Czerwone karły z li
niami emisyjnymi w widmie licznie w ystępujące w tym obszarze H e r b ig identyfikuje
ze starym i gwiazdami ty p u T Tauri o małych masach. O ich młodości świadczą m. in. nie
wielka dyspersja prędkości oraz położenie nieco nad ciągiem głównym. W dyskusji su
gerowano (S c h w a rz s c h ild ), że niezwykle ważne byłoby wykonanie pomiarów fotom etrycznych w przedziałach widma wolnych od efektów emisji, dla ustalenia tem pe
ra tu r efektywnych i rozmiarów gwiazd typu T Tauri i obiektów pokrewnych.
In n ą grupę młodych obiektów stanowią mało dotychczas badane olbrzymy i nadolbrzymy późnych typów widmowych (głównie M) w większości nieregularnie zmienne
oraz gwiazdy węglowe i ty p u S. Prawdopodobnie gwiazdami tych typów stają się ol
brzym y i nadolbrzym y O—B na dalszych etapach ewolucji. W Obserwatorium W arner
and Swasey zebrano w ostatnich latach ogromny m ateriał obserwacyjny dotyczący
rozmieszczenia tych obiektów w Galaktyce. N a s s a u , który podał podsumowanie tych
wyników, stwierdził co następuje: gwiazdy typu M w ykazują koncentrację w płasz
czyźnie Galaktyki, jak również w kierunku na jej centrum , przy czym najliczniej w y
stępują w obszarach ramion spiralnych. Istnieje również wyraźne zjawisko grupowania
się tych obiektów. Gwiazdy węglowe i ty p u S jeszcze silniej koncentrują się w ram io
nach spiralnych, przy czym zwraca uwagę wyraźny związek z m aterią rozproszoną.
Szczególnie interesujące jest badanie cech fizycznych gwiazd w najbliższym oto
czeniu Słońca. S a n d a g e dyskutował najważniejsze cechy diagramu H -R dla gwiazd
bliższych niż 15 pc. Dane z katalogów paralaks pozwalają wyodrębnić ok. 400 takich
gwiazd. Z nich blisko połowa posiada znane jasności i barwy (głównie z pomiarów
E g g e n a ). Większość w ta k w ybranym materiale stanowią gwiazdy ciągu głównego
o jasnościach poniżej jasności Słońca. W ykazują one realną fizycznie dyspersję ciągu
głównego. Obszar białych karłów zawiera kilka zaledwie obiektów; tworzą one w płasz
czyźnie M v— (B —V) dość wyraźny ciąg, w przybliżeniu równoległy do ciągu głównego
( H a r r is — Ap. J . 124, 665, 1956). Pozostałe, również nieliczne, grupy podkarłów i podolbrzymów zawierają obiekty odsłaniające luki w dotychczasowych wiadomościach
o budowie i ewolucji gwiazd. Wśród podkarłów w ystępują gwiazdy leżące do.3m poniżej
ciągu głównego. Jeśli gwiazdy te uważać za typowych przedstawicieli populacji I I —
136
7j literatury naukowej
z m ałą zawartością pierwiastków ciężkich, to za część tego efektu może odpowiadać
brak linii widmowych ^absorpcyjnych) modyfikując — in minus — przy danej tem pe
raturze efektywnej wskaźnik barwy B —V. S a n d a g e przypuszcza, że efekt ten tłumaczy
w 100% zjawisko istnienia podkarłów, bez uciekania się do założenia, że ich rzeczy
wiste jasności bolometryczne różnią się od jasności gwiazd ciągu głównego. Odmienne
stanowisko reprezentuje S c h w a r z s c h ild , według którego m amy tu do czynienia
z dwiema grupam i obiektów: podkarłami i gwiazdami znacznie bardziej zaawansowa
nym i ewolucyjnie, stającym i się białymi karłami. Te ostatnie mogłyby leżeć dowolnie
nisko pod ciągiem głównym. Jeśli chodzi o grupę pierwszą, to S c h w a r z s c h ild uważa,
że podkarły rzeczywiście należą formalnie do ciągu głównego (wczesny etap ewolucji)
różniąc się od zwykłych gwiazd ciągu niską zawartością elementów ciężkich, co pod
wójnie wpływa na ich położenie na diagramie H -R : obniżając realnie ich jasności
(R e iz — Ap. J . 120, 342, 1954) oraz zmieniając barwy.
Podolbrzymy z okolic Słońca zajm ują położenie zbliżone do podolbrzymów i ol
brzymów w M 67. Jednakże kilka z nich leży wyraźnie poniżej linii M 67, ta k że uwzglę
dniając naw et niepewność paralaks otrzymuje się przy założeniu liomologiczności z M 67
na ich wiek 7 x 109 lat. Pom iary fotometryczne i spektroskopowe (G re e n s te in ) nie po
kazują przy tym deficytu w zawartości m etali. Możliwe są dwa wytłumaczenia zja
wiska: gwiazdy te nie są starsze od M 67, a ich obecne położenie jest wynikiem anomalii
dróg ewolucyjnych (np. przez wypływ m aterii na wczesnych etapach ewolucji) albo
też są to obiekty o wieku, jaki w ypada z ich położenia na diagramie, co po uwzględ
nieniu dodatkowego czasu potrzebnego do „wzbogacenia" m aterii w pierwiastki ciężkie
powiększałoby w sposób drastyczny wiek Galaktyki.
Obserwacyjne podejście do zagadnienia składu chemicznego obiektów o różnym
wieku i należących do różnych populacji zostało przedstawione w referatach S tró m g r e n a i C h a lo n g e ’a. Najdokładniejszymi, ale też najmniej licznymi w tej grupie prac
są pom iary spektrofotom etryczne w dużej dyspersji, pozwalające ustalić zawartości
poszczególnych pierwiastków w atmosferach badanych obiektów. W prawdzie zasadnicze
różnice w budowie atm osfer gwiazd należących do różnych populacji (zwłaszcza ol
brzymów z dużą turbulencją) czynią wiele wyników niepewnymi, niemniej zgodnym
wnioskiem wszystkich obserwatorów jest zaniżenie zawartości elementów ciężkich,
a zwłaszcza m etali w gwiazdach populacji II. Najbardziej jaskrawo zjawisko to w ystę
puje w przypadku omawianych już podkarłów. Grupą pośrednią między typowymi
podkarłam i a ciągiem głównym są gwiazdy wyodrębnione przez Miss E o m a n jako
tzw. „weak line stars“ z liniami m etali osłabionymi w porównaniu ze zwykłymi gwiaz
dami ciągu głównego („strong line stars").
Różnice składu chemicznego są również wykrywalne, wprawdzie mniej precyzyjnie,
ale z miększymi możliwościami statystycznym i na drodze fotom etrii trójbarw nej. Obec
ność lub brak linii absorpcyjnych w różnych częściach widma wpływa na zmianę poło
żenia gwiazdy na diagramie ( U—B) — ( B—V). Gwiazdy ze słabymi liniami metali, w y
stępującym i głównie w ultrafiolecie, w ykazują tzw. nadwyżkę ultrafioletową. Jej wiel
kość jest skorelowana z jasnością absolutną gwiazdy; w przypadku ekstremalnych
podkarłów z jasnościami 3m pod ciągiem głównym dochodzi ona do 0™2. Osobne za
gadnienie stanowi interpretacja pomiarów trójbarwnych w gromadach kulistych. Z po
miarów (spektroskopowycli i kształtu gałęzi olbrzymów można wnosić, że ich skład
chemiczny jest typowym dla populacji II; pom iary fotometryczne nie zawsze jednak
pozostają w zgodzie z tym przypuszczeniem. Np. w M 3 fotom etria TJBV daje nadwyżki
ultrafioletowe przekraczające 0“ 5, podczas gdy położenie ciągu głównego w przybli
żeniu pokrywa się ze standardowym ciągiem populacji I (przyjmując, że jasności gwiazd
R R Lyrae M v = 0,0), gwiazdy M 13 natom iast nie w ykazują zupełnie nadwyżki U—B.
Z literatury naukowej
137
Te osobliwości dowodzą, że efekty składu chemicznego nie dadzą się traktow ać w spo
sób zbyt uproszczony.
Lepszą w porównaniu z systemem UBV jest wprowadzona ostatnio przdz S tró m g r e n a klasyfikacja spektralna oparta na pomiarach fotometrycznych z filtram i in ter
ferencyjnymi w w ybranych przedziałach widma. Dwa wskaźniki tej klasyfikacji cha
rakteryzują. natężenie linii Hf} (index Z), oraz wielkość skoku Balmera (index e) będąc
podstaw ą dwuwymiarowej klasyfikacji widmowej. S tr o m g r e n znajduje zależności
statystyczne między l i c, a wskaźnikami barwy w systemie UBV. Z drugiej strony
bezpośrednie pomiary w różnych punktach widma ciągłego wyznaczają te wskaźniki
bezpośrednio. Ja k się okazuje istnieją realne rozbieżności między takim i wyznacze
niami, zwłaszcza dla TJ—B . W ynika stąd, że niezbędne jest dołączenie do l i c trzeciego
param etru charakteryzującego tę rozbieżność w przypadku pojedynczej gwiazdy, a od
noszącego się niewątpliwie do różnic składu chemicznego. S tr o m g r e n wprowadza
dalej jeszcze inny wskaźnik (m) określający rozkład natężenia w widmie ciągłym m ię
dzy 4000 i 5000 A. W skaźnik ten zależący od tem peratury efektywnej i przyspieszenia
grawitacyjnego w połączeniu z poprzednimi (l, c) również klasyfikuje gwiazdy według
ich składu chemicznego, a jest znacznie łatwiejszy do wyznaczenia obserwacyjnego.
Ideowo zbliżona do poprzedniej, chociaż praktycznie różna, jest klasyfikacja tró j
wymiarowa stosowana w Instytucie Astrofizyki w Paryżu. Opiera się ona na pomiarach
spektrofotometrycznycli wielkości i położenia skoku Balmera (D, Ai), oraz gradientu
w fotograficznej części widma (<pb) przy użyciu niewielkiej dyspersji. Wszystkie te wiel
kości są funkcjami param etrów fizycznych atmosfery, m. in. jej składu chemicznego,
co pozwala oczekiwać możliwości podziału na populacje. Rzeczywiście, gwiazdy po
pulacji I wyznaczają w przestrzeni D , Xl , <pb dobrze zdefiniowaną powierzchnię 2 , co
dowodzi, że jeden z określających D, A1( rpb param etrów fizycznych musi być dla nich
w przybliżeniu jednakowy; jest nim z pewnością skład chemiczny. Gwiazdy o osobli
wym składzie chemicznym leżą poza płaszczyzną 2’. Są to np. gwiazdy metaliczne,
mające przy danym gradiencie większe wartości skoku Balmera. Typowe gwiazdy
populacji II (podkarły, RR Lyrae) odchylają się od powierzchni 2 w przeciwnym kie
runku, odznaczając się zmiejszonymi wartościami D, co odpowiada deficytowi pier
wiastków ciężkich (mało ciśnienia elektronowe).
Podsumowania „Tygodnia" dokonane przez H o y le ’a i O o r ta zawierały szereg
sugestii w stosunku do przyszłych badań. H o y le zwracał uwagę głównie na zagad
nienia teoretyczno-interpretacyjne. Niezbędnym wydaje się liczenie dużej liczby modeli
ewolucyjnych dla szerokiego zakresu mas i składów chemicznych, zwłaszcza około
19H® —293?® (wyznaczanie wieku starych gromad i Galaktyki) i dla bardziej zaawan
sowanych stadiów ewolucji. Przedyskutowania wymaga według H o y le ’a cały problem
niestabilności gwiazd. Innym zagadnieniem oczekującym ilościowego rozwiązania jest
u tra ta masy przez gwiazdy. O o r t natom iast zwrócił uwagę na konieczność lepszego
opracowania zagadnienia składu chemicznego i to zarówno jeśli chodzi o porównywanie
różnych galaktyk, jak i o naszą Galaktykę i różne jej obszary. Szczególnie chodziłoby
o porównywanie poszczególnych gromad kulistych, odnośnie do których niewiele wiadomo
o dyspersji składu chemicznego. Niewyjaśnione jest zresztą dotychczas, czy jeden pa
ram etr wystarcza do podziału różnych obiektów według ich składu chemicznego. W resz
cie uczestnicy przyjęli jednorodną klasyfikację populacji. W yróżnia ona pięć grup:
I. Skrajna populacja I (asocjacje i młode gromady otwarte, cefeidy, T Tauri), II. Stara
populacja I (gwiazdy ty p u A, „strong line stars", stare gromady otwarte), III. Dysk
(jądro Galaktyki, „weak line stars", nowe), IV. Pośrednia pop. II (gwiazdy szybkie,
zmienne długookr.), V. Pop. II — Halo (podkarły, gromady kuliste, cefeidy ty p u RR
Lyrae).
KRONIKA
Rewizja współrzędnych galaktycznych
S . G R Z Ę D Z IE L S K I
Tem atem pracy łącznego posiedzenia K om isji 33-b, 33-ej i 40-ej w czasie X K o n
gresu M. U . A. w Moskwie, był problem rewizji współrzędnych galaktycznych. Podstaw ą
dyskusji stało się sprawozdanie K om isji 33-b opracowane przez B la a u w ’a, P a w s e y ’a
i W e s t e r h o u t ’a, w którym zwięźle zreferowany został aktualny stan problemu.
Autorzy sprawozdania zwrócili uwagę na następujące argum enty przem aw iające
za rew izją współrzędnych galaktycznych:
a) Niedokładność położenia dotychczasowego Bieguna ujaw nia się z łatw ością przy
opracowywaniu odpowiednich obserw acji radiowych i optycznych.
b) Zwiększenie dokładności wyznaczenia położenia Bieguna o czynnik rzędu 10
ju ż w chwili obecnej pozwoli na zaoszczędzenie olbrzymiego trudu przeliczania współ
rzędnych za la t kilka, zważywszy na spodziewany masowy napływ obserw acji w n a j
bliższej przyszłości.
c) Jesteśm y obecnie w stanie określić nowe położenie Bieguna i Centrum G alak
ty k i z dokładnością w ystarczającą najprawdopodobniej n a wiele la t naprzód.
Dotychczasowe wyznaczania Bieguna opierały się n a obserw acjach optycznych
obiektów leżących w najlepszym wypadku nie dalej niż 3 kps od Słońca i których
łączna masa nie przekraczała 0 ,1 % ogólnej m asy G alaktyki. Uzyskana stąd dokładność
położenia Bieguna je s t rzędu stopni.
W ostatnich latach szybko rozw ijająca się radioastronom ia dostarczyła nowych
danych o fundam entalnym , w ydaje się, znaczeniu.
Mianowicie, obserw acje w linii 21 cm, sięgające do odległości 15 kps od Centrum
G alaktyki, pozwoliły na stwierdzenie, iż neutralny wodór, stanow iący około 2 % ogólnej
masy G alaktyki, układa się w nadzwyczaj dobrze zdefiniowaną, płaską warstwę, roz
ciąg ającą się do odległości około 7 kps od Centrum G alaktyki. W obszarze tym m axim a
gęstości H I (uśrednione po obszarach rzędu 1 kps2) nie odskakują od średniego po
łożenia te j warstwy o więcej niż 20 ps; grubość system u H I je s t zatem rzędu 1/400
jego średnicy. W yd aje się, że istnienie takiego system u wodorowego ma podstawowe
znaczeni'' i że śmiało można płaszczyznę sym etrii tego układu uznać za „podstawową
płaszczyznę" G alaktyki. Określony w ten sposób Biegun m iałby prowizoryczne współ
rzędne: l = 350°, It = -f 90 —1°6 z dokładnością rzędu 0 J1.
Dodatkow ych danych d ostarczają obserw acje radiowego świecenia G alaktyki w ob
szarze długości fal 20 cm — 3,5 m odpowiadających — ja k wiadomo — systemowi p ła
skiemu promieniowania radiowego. Mianowicie, izofoty w przedziale ± 50° od Centrum
G alaktyki w ykazują, oprócz znacznego spłaszczenia, przebieg świadczący o analogicz
nym ja k dla wodoru neutralnego rozmieszczeniu źródeł promieniowania radiowego.
W obszarach leżących dalej od środka G alaktyki przebieg izofot je s t zakłócony, od
pow iadający faktow i znacznego odchylania się warstwy neutralnego wodoru — dla od
ległości od Centrum G alaktyki większych od 7 kps — od „płaszczyzny podstaw ow ej".
Kronika
139
W reszcie, dalekie obiek ty optyczne (cefeidy, gw iazdy ty p u 0 i B, dalekie grom ady
otw arte) dające położenia B ieguna mało zafałszow ane lokalnym i nieregularnościam i,
m a ją również odpow iednie bieguny k onsystentn e w granicach 0°2 z biegunem w a r
stw y H I.
Z problem em rew izji położenia B ieguna łączy się ściśle zagadnienie dokładnego
w yznaczenia w spółrzędnych C entrum G alaktyki. D otychczasow e oceny optyczne i r a
diowe d a ją n a długość C entrum l = 327°5 ± 1°. J a k w iadom o, w pobliżu zn ajd u je się
silne radioźródło Sgr A, którego w spółrzędne w ynoszą l = 327° 74 ± 0 ? 05 i b = —1 ?4 6 ±
± 0 J 0 5 ; źródło to leży w d o d atk u w „podstaw ow ej płaszczyźnie" wyznaczonej przez
w arstw ę H I. W y d aje się rzeczą bardzo praw dopodobną, iż położenie źródła Sgr A
odpow iada d o k ł a d n i e położeniu C entrum G alaktyki.
W w yniku dyskusji, K om isje 33, 331) i 40 - ta podjęły rezolucję zalecającą:
1. P rzyjęcie u kładu w spółrzędnych galaktycznych opartego n a rozkładzie w odoru
neutralnego.
2. O barczenie K om isji 33 b określeniem dokładnych w artości w spółrzędnych B ie
g una n a podstaw ie obserw acji, które są w toku .
3. O barczenie K om isji 33b nadzorem nad p u b lik acją tab lic i m ap um ożliw iających
konw ersję w spółrzędnych rów nikow ych i sta ry c h w spółrzędnych g alaktycznych n a
nowe w spółrzędne galaktyczne i vice versa, z dokładnością do OfOl.
4. U żyw anie następ u jący ch sym boli dla now ych w spółrzędnych:
lfev dla długości galaktycznej (w skrócie lf ),
brev <^ a szerokości galaktycznej (w skrócie bf ).
Komunikat
Zarząd Polskiego Towarzystwa Astronomicznego
zaAviadamia, iż na posiedzeniu w dniu 4. X II. 1958 r.
Komitet Astronomii PAN zgodził się objąć funkcję
jury w konkursie na prace młodych astronomów
ogłoszonym w 1957 r. w zeszycie 2 tom u Y „Postę
pów Astronomii".
Cena zł 10.—
W A RU N K I PREN U M ERA TY CZASOPISMA
„PO STĘPY ASTRONOMII"
Cena w prenumeracie zł 40.— rocznie, zł 20.--— półrocznie.
Zamówienia i w płaty przyjm ują: 1) Przedsiębiorstwo Upowszechnia
nia Prasy i Książki „RUCH“, Kraków, ul. Worcella 6, konto 1’KO
n r 4-6-777, 2) Urzędy pocztowe.
^
Prenum erata ze zleceniem wysyłki za granicę — 40% drożej. Zamó
wienia dla zagranicy przyjm uje Przedsiębiorstwo Kolportażu W ydawnictw
Zagranicznych „RUCH“, Warszawa, ul. Wilcza 46, konto PK O nr 1-6-100024.
Bieżące num ery do nabycia w niżej podanych placówkach „RUCHU",
w księgarniach naukowych „Domu Książki", we Wzorcowni ORWN-PAN
oraz we Wzorcowni PW N.
Informacji w sprawie sprzedaży egzemplarzy z poprzednich lat udziela
Centrala Kolportażu Prasy i W ydawnictw „RUCH“, Dział Handlowy,
Warszawa, ul. Srebrna 12.
PLACÓWKI „RUCIIU“
Warszawa, ul. Nowopiękna 3
Warszawa, ul. Nowy Świat 72, P a
łac Staszica
W arszawa, ul. W iejska 14
Białystok, ul. Lipowa 1
Bydgoszcz, ul. Armii Czerwonej 2
Chorzów, ul. Wolności 54
Ciechocinek, kiosk nr 4 „Pod Grzyb
kiem"
Częstochowa, II Aleja 26
Gdańsk, ul. Długa 33/34
Gdynia, ul. Świętojańska 9
Gliwice, ul. Zwycięstwa 47
Gniezno, ul. Mieczysława 31
Grudziądz, ul. Mickiewicza, Sklep
Nr 5
Inowrocław, ul. Marchlewskiego 3
Jelenia Góra, ul. 1-go Maja 1
Kalisz, ul. Śródmiejska 3
Katowice Zach., ul. 3-go Maja 28
Kielce, ul. Sienkiewicza 22
Koszalin, ul. Zwycięstwa 38
Kraków, Rynek Główny 32
Krynica, Stary Dom Zdrojowy
Lublin, ul. Krakowskie Przedm ie
ście 72
Łódź, ul. Piotrkowska 200
Nowy Sącz, ul. Jagiellońska 10
Olsztyn, PI. Wolności (kiosk)
Opole, Rynek, sklep nr 76
Ostrów W lkp., ul. Partyzancka 1
Płock, ul. Tumska, kiosk nr 270
Poznań, ul. Dzierżyńskiego 1
Poznań, ul. Głogowska 66
Poznań, ul. 27-go Grudnia 4
Przemyśl, PI. K onstytucji 9
Radom, ul. Moniuszki 5
Rzeszów, ul. Kościuszki 5
Sopot, ul. Monte Cassino 32
Sosnowiec, ul. 22-go Lipca 30
Szczecin, Al. Piastów (róg Jagiel
lońskiej)
Toruń, Rynek Staromiejski 9
W ałbrzych, ul. Wysockiego (obok
PI. Grunwaldzkiego)
Włocławek, PI. Wolności, róg ul.
3-go Maja
Wrocław, PI. Kościuszki, kiosk nr 9
Zabrze, PI. 24-go Stycznia, p kt. nr 50
Zakopane, ul. Krupówki 51
Zielona Góra, ul. Świerczewskiego 38
KSIĘG A RN IE NAUKOWE „DOMU KSIĄ ŻKI"
Warszawa, ul. Krakowskie Przed
mieście 7
Kraków, ul. Podwale 6
Łódź, ul. Piotrkowska 102a
Poznań, ul. Armii Czerwonej 69
Wrocław, Rynek 60

postępy astronomii

Transkrypt

Podobne dokumenty

Jak wyglądać młodo na starość?

wiosna 2016

Plejady 3D

Ćwiczenie 1 Obserwacja ruchu dobowego gwiazd

fizyka gwiazd i galaktyk

szopka lub gwiazda bożonarodzeniowa

Wyspy życia – od Wszechświata po galaktyki

lista 1

Dlaczego ciężkie gwiazdy otacza tak dużo gazu?