Postępy Astronomii

POSTĘPY ASTRONOMII

CZASOPISMO

POŚWIĘCONE UPOWSZECHNIANIU

WIEDZY ASTRONOMICZNEJ

PTA

T OM X — ZESZYT 2

19 6 2

WARSZAWA • KWIECIEŃ - CZERWIEC 1962 '

______POLSKIE TOWARZYSTWO ASTRONOMICZNE

POSTĘPY ASTRONOMII

KWARTALNIK

TOM X— ZESZYT 2

WARSZAWA • KWIECIEŃ — CZERWIEC 1962 KOLEGIUM REDAKCYJNE

0 Redaktor Naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Ludosław Cichowicz, Warszawa

Adres Redakcji: Warszawa, ul. Koszykowa 75 Obserwatorium Astronomiczne Politechniki

Printed in Poland

Państwowe Wydawnictwo Naukowe Oddział w Łodzi 1962 Wydanie I. Nakład 435 + 127 egz. Ark. wyd. 4,75, ark. druk. 4,75. Papier ollset. kl III, 70 g 70 x 100. Oddano do druku 25. VI. 1962 r. Druk ukończono w czerwcu 1962 r. Zant. nr 167. A-ll. Cena zł 10, Zakład Graficzna PWN Łódź, ul. Gdańska 162 PROBLEMY GRAWITACYJNEJ NIESTABILNOŚCI OŚRODKÓW ŚCIŚLIWYCH*

ANDRZEJ G. PACHOLCZYK

BOnPOCH rPABMTAUMOHHOft HEyCTOfrlMBOCTW C*MMAEMbIX CHCTEM

A. T.nAXOJIbMHK

Co aepaoHne

B paftoTe npeflCTaBJieH oÓ3op MCCJieAOBaHMM no Bonpocy rpaBMTaiinoH- HOli HeyCTOHMHBOCTH C)KMMaeMbIX CMCTeM. PaCCMOTpeHM MeTOflW HCCJieflO- B3HHH yCTOMMMBOCTM OKMMaeMUX Cpefl. [IpMBefleHbl pe3yjIhTaTbI HCCJieAOBa- HMfl yCTOMMMBOCTM CJieflyKllUMX TMnOB CaMOrpaBMTMpyiomMX C)KHMaeMbIX KOH- ijwrypamiM: 1. oahopoahom, 6e3KOHe»iHOH cpeflbi, 2. nJiocKo-napanjiejibHo yCJIOeHHOH CHCTeMbl, 3. CMCTeMbT C OCeBOM CMMMeTpweM. Bo BTopott KAeHbi rnApoMarHHTHbie Bonpocw rpaBM- Tai(HOHHOH yCTOMMMBOCTM CMCTeM C MaTHMTHblMM nOJlHMM. IlpMBefleHbl yCJIO- BMH HeyCTOMMMBOCTM A ^a pHAa CMCTeM C MaTHMTHblMM tlOJlHMM. OrOBOpeHbl acTpo$M3w

PROBLEMS OF GRAVITATION AL INSTABILITY OF COMPRESSIBLE SYSTEMS

Summ ary

The paper contains a survey of works on gravitational instability of compressible gazous media. Methods of investigations of compressible systems are discussed. Instability conditions are quoted for the following self-gravitating compressible configurations: I. infinite uniform medium, 2. plan-paralelly stratified medium, and 3. axially symmetrical medium.

* Wykład wygłoszony na konferencji hydiomagnetycznej w Tatrzańskie] Łomnicy. 31 X - 2 XI 1961. 114 A. G. Pachołczyk

In the second part of the paper the hydromagnetic problem of gravita tional instability is considered. Conditions for magnetogravitational insta bility are described for such media in which a magnetic field prevails. The present paper contains the bibliography of the problems of gravita tional instability of static compressible configurations when external forces other than magnetic forces are absent.

„Wydaje mi się, ze gdyby materia, z której zbudowane jest nasze Słońce i planety oraz w ogóle wszelka materia Wszechświata była równomiernie rozpro szona w przestrzeni nieba; gdyby, dalej, każda cząstka posiadała naturalne ciążenie ku wszystkim pozostałym i gdyby wreszcie przestrzeń zajęta przez tę rozproszoną materię była ogranie zona: to w c zęściach zewnętrznych owej przes trzeni materia dążyłaby, dzięki ciążeniu, w kierunku wnętrza, spadając ku środko wi i tworząc tam jedną wielką masę kulistą. Jeśliby jednak materia była roz mieszczona równomiernie w przestrzeni nieskończonej, to nie mogłaby nigdy zebrać się w jedną masę; pewna jej część utworzyłaby jedno skupienie, inna część — inne, tak iż powstałaby nieskończona mnogość wielkich mas rozproszo nych na wielkich odległościach wzajemnych po całej nieskończonej przestrzeni Idea grawitacyjnej niestabilności ośrodka jest więc stara, sięga bowiem jeszcze roku 1692, z którego to czasu pochodzi wyżej zacytowany fragment listu Newtona do Bentley’a. Myśl ta doczekała się matematycznego sfor mułowania dopiero po 210 latach, kiedy to w roku 1902 Jeans wyprowadził swoje słynne kryterium grawitacyjnej niestabilności jednorodnego ośrodka ciągłego. Na czym polega zjawisko niestabilności grawitacyjnej ośrodka gazowego? Wyobraźmy sobie, że stan równowagi jednorodnego ośrodka ulega perturbacji, tzn. że cząstki tego ośrodka podlegają niewielkim przesunięciom od ich położeń równowagi. Takie zakłócenie stanu równowagi ośrodka powoduje z jednej strony zmiany ciśnienia gazu w tymże ośrodku, z drugiej zaś strony jest przyczyną wzrostu siły grawitacyjnej działającej na przesunięte cząstki ośrodka. Spowodo wany perturbacją wzrost ciśnienia będzie zależał przede wszystkim od jej amplitudy, podczas gdy zmiana energii grawitacyjnej ośrodka zależy przede wszystkim od skali przestrzennych rozmiarów perturbacji. Jeżeli skala ta jest niewielka, to zmiany energii grawitacyjnej ośrodka są małe. Sytuację taką mamy np. w falach głosowych, które polegają na rozprzestrzenianiu się lokalnych zagęszczeń ściśliwego ośrodka. Lokalny przyrost gęstości, spowodowany odchy leniami cząstek od ich położeń równowagi jest bowiem przyczyną wzrostu ciśnie nia w tym obszarze powodującego z kolei ruchy cząstek ośrodka w kierunkach na zewnątrz tego obszaru. Ruch cząstek ośrodka zachodzący w kierunku na zewnątrz obszaru o wyższym ciśnieniu przyczynia się do powstawania podob nych zagęszczeń w bezpośrednim sąsiedztwie pierwotnej kondensacji. W tych nowoutworzonych zagęszczeniach zjawiska przebiegają w ten sam sposób, w rezultacie czego powstają coraz dalej położone kondensacje: mamy więc do Problemy grawitacyjnej niestabilności 115 czynienia z propagowaniem się fali, którą nazywamy głosową, o ile częstości jej leżą w zakresie słyszalnym. Jeżeli z obszaru częstości muzycznych przeszlibyśany w naszych rozważa niach do częstości bardzo małych, do ,,infradźwięków” , to musielibyśmy wziąć pod uwagę efekty grawitacyjne. Dla bardzo niskich częstości nie można już bowiem zaniedbywać zmian energii grawitacyjnej spowodowanych przesunięciami cząstek od ich położeń równowagi. Te efekty grawitacyjne, tym silniejsze im większa jest długość fali, będą utrudniać rozchodzenie się naszych fal „infra dźwiękowych” i zmniejszać ich prędkość. Wreszcie począwszy od pewnej dłu gości fali zmiany energii grawitacyjnej mogą stać się większe od zmian energii wewnętrznej naszego ośrodka. W tej sytuacji w zasadzie nie możemy już mówić o rozprzestrzenianiu się fali. Z każdym bowiem zagęszczeniem materii będą już wtedy związane siły grawitacyjne tak duże,że przezwyciężając działanie ciśnienia gazu będą pociągać cząstki ośrodka ku środkowi kondensacji, zwiększając tam coraz bardziej gęstość materii. „Odśrodkowe” działanie zmian ciśnienia będzie więc przezwyciężone i na skutek braku mechanizmu zdolnego powodować roz przestrzenianie się zaburzenia — nie będzie już ruchu falowego w naszym ośrodku. Rozpadnie się on wtedy na szereg zagęszczeń, których wzajemne odległości będą rzędu tej właśnie krytycznej długości fali, dla której efekty grawitacyjne równoważą efekty ciśnieniowe. Jeżeli więc na nasz ośrodek nało żona została perturbacja o długości fali przewyższającej tak określoną długość krytyczną, to występujący wtedy rozpad rozważanego ośrodka na kondensacje nazwiemy zjawiskiem grawitacyjnej niestabilności tego ośrodka. Matematyczne traktowanie problemu niestabilności układów samo grawitują cych oparte jest głównie na dwóch sposobach podejścia: na stosowaniu metody drgań normalnych i na korzystaniu z tzw. zasady energetycznej. Metoda drgań normalnych polega na rozwiązaniu linearyzowanych równań ruchu dla małych odchyleń od stanu równowagi układu. Jeżeli wśród rozwiązań tych równań istnieją rozwiązania rosnące w sposób nieograniczony z czasem, to badany układ nazywa się niestabilnym. Jeżeli natomiast takie rozwiązania nie istnieją, to układ nazywa się stabilnym. Druga metoda badań stabilności układów samograwitujących oparta jest na wariacyjnym sformułowaniu równań ruchu. Polega ona na poszukiwaniu takich zaburzeń, które powodują zmniejszenie energii potencjalnej układu w stosunku do jej wartości w stanie równowagi. Metoda ta zwana metodą energetyczną nie daje nam w przeciwieństwie do metody drgań normalnych żadnych informacji odnośnie tempa narastania niestabilności, stosuje się ją więc w wypadkach, gdy zadanie! polega jedynie na określeniu warunku niestabilności układu. Przy rozwiązywaniu problemów grawitacyjnej niestabilności ośrodka metodą drgań normalnych rozkładamy myślowo rozważaną perturbację na sumę funkcji własnych linearyzowanych równań na wielkości zaburzone. W przypadku ośrodka jednorodnego i nieskończonego tymi funkcjami własnymi są proste funkcje try gonometryczne, zatem dowolna perturbacja nałożona na taki ośrodek może być przedstawiona w postaci fourrierowskiej 116 A. G. Pacholczyk

Sp (*,, x2,x , , t) = (kl ,k 2,k 3,o ) exp ^ -i [i,*, + k2x 2 + k3x3 a t j | dk^k^dk^da (1)

W powyższym przedstawieniu Sp* (kl ,k 2 ,k 3, a) jest gęstością widmową rozkła du fourrierowskiego daną wyrażeniem

Sp* (kltk2,k3,o ) = - ^ J J J f S p (xltxt ,x 3, t) exp if *,*, + k2x2 + k3x3 + aij dx^x^Lx^t (2)

Badanie problemu niestabilności sprowadza się więc do rozważania efektów spowodowanych nałożeniem na ośrodek pojedynczej składowej fourrierowskiej perturbacji. Postępowanie matematyczne doprowadza do związku typu

/ (^i i k2t k 31 (j) = Ot zwanego „krzywą dyspersji” , który to związek otrzymuje się formalnie przez wstawienie funkcji będącej składową fourrierowską przedstawienia gęstości do równań problemu. Ponieważ przedstawienia dobrane s ą tak, aby ich składowe były jednocześnie funkcjami własnymi równań opisujących problem, przeto w isto cie badanie stabilności grawitacyjnej układu sprowadza się do rozwiązania odpowiedniego zagadnienia własnego. 0 ile istnieją ku k2, k3 takie, że dla tych wartości związek f (k lt k2, k „ a ) - 0 prowadzi do urojonej wielkości a, to mówi my że układ jest niestabilny dla wszystkich perturbacji zawierających w swych przedstawieniach składowe charakteryzujące się tymi wartościami klt k2, k3. Zjawisko niestabilności grawitacyjnej występuje wyraźnie tylko w układach 0 bardzo wielkich rozmiarach (a więc o bardzo wielkich masach), znacznie większych od tych, którymi dysponuje się w laboratoriach. Nie należy zatem oczekiwać wykrycia efektów niestabilności grawitacyjnej na drodze ekspery mentalnej. Natomiast można się spodziewać, że w warunkach astronomicznych efekt ten będzie odgrywać ważną rolę dezintegrując układy o rozmiarach prze kraczających rozmiary wyznaczone przez krytyczną długość fali. Istotnie, obser wowane konfiguracje astronomiczne są w olbrzymiej większości konfiguracjami grawitacyjnie stabilnymi. Statyczne samograwitujące konfiguracje gazowe przy nieobecności sił zew nętrznych można podzielić na cztery klasy. Do pierwszej zalicza się układ jednorodny we wszystkich trzech kierunkach przestrzennych, a więc nieskończo ny, jednorodny ośrodek gazowy. Do drugiej klasy rozpatrywanych konfiguracji przynależą układy jednorodne ze względu na dwa kierunki przestrzeni i posiada jące w kierunku do nich prostopadłym gradient gęstości określony przez warunek równowagi gazostatycznej. Układy te charakteryzuje symetria względem płasz czyzny. Trzecią klasę samograwitujących układów gazowych stanowią k on fi gu - racje jednorodne w jednym tylko kierunku.Konfiguracje te s ą osiowo symetryczne. 1 wreszcie czwarta klasa obejmuje układy charakteryzujące się występowaniem Problemy grawitacyjnej niestabilnoici 117

gradientów gęstości we wszystkich kierunkach przestrzeni. Układy należące do tej czwartej posiadają cechę symetrii kulistej. Przytoczona klasyfikacja nie obejmuje układów posiadających przebiegi gęstości różne od określonych warunkami równowagi gazostatycznej. Nie odpo wiadający jej warunkowi gradient gęstości będzie bowiem przyczyną powstania pola prędkości, które z kolei doprowadzi do ustalenia się przebiegu gęstości określonego właśnie stanem równowagi. Problemy stabilności układów charakte ryzujących się obecnością pola prędkości czyli układów ni estetycznych stanowią nieco odrębną klasę zagadnień, których omówienie wykracza poza ramy tego przeglądu. Zatrzymamy się teraz chwilę nad wynikami badań stabilności wyżej wymie nionych typów statycznych konfiguracji gazowych.

A. KONFIGURACJE GAZOWE BEZ POLA MAGNETYCZNEGO

Konfiguracja klasy pierwszej: jednorodny nieskończony ośrodek gazowy. Stabilność jednorodnego i nieskończonego ośrodka była przedmiotem badań Jeansa (1902), który wykazał, że jeżeli perturbacja nałożona na ośrodek ma składową fourrierowską o długości fali przewyższającej krytyczną wartość, daną wyrażeniem

■ "JM ■ u> w którym G oznacza stałą grawitacji, p gęstość ośrodka zaś adiabatyczną prędkość dźwięku, to rozważany ośrodek będzie niestabilny i rozpadnie się na kondensacje o rozmiarach liniowych rzędu Problem niestabilności jednorodnego ośrodka podjął Chandrasekhar w roku 1955 zakładając obecność sił Coriolisa. Pokazał on, że kryterium .Jeansa pozostaje nieanienione przez siły Coriolisa pochodzące od sztywnego obrotu ośrodka jako całości. W jednym szczególnym przypadku powyższy wniosek nie jest słuszny: jeżeli bowiem prędkość kątowa rotacji (1 jest prostopadła do kierunku rozprzestrzeniania się zaburzenia, to warunek niestabilności przyjmuje postać

(5)

w której bezpośrednie występowanie prędkości kątowej Q wskazuje na jej stabi lizujące działanie (Spitzer 1951, Chandrasekhar 1955). Krzywe dyspersji fal grawitacyjnych rozchodzących się w rotującym ośrodku dane były w pracy autora i Sto dół k i e wi c z a (1960). Krzywe te wskazują na stabilizujące dzia łanie sil Coriolisa polegające na zwiększaniu czasu potrzebnego do rozwinięcia się procesu niestabilności. 118 A. G. Pacholczyk

Wpływ lepkości na stabilność grawitacyjną nieskończonego i jednorodnego ośrodka znajdującego się pod działaniem sił Coriolisa był badany przez autora i S to d ół k i e w i c z a (1959, 1960). Autorzy ci pokazali, że kryterium grawita cyjnej niestabilności ośrodka lepkiego jest takie same, jak w wypadku ośrodka nielepkiego. Ponadto kryterium to nie zmienia się pod wpływem rotacji, nieza leżnie od nieistnienia składowej prędkości kątowej, równoległej do kierunku rozchodzenia się zaburzenia. Uogólnienie kryterium Jeansa na wypadek ośrodka znajdującego się w stanie rotacji różniczkowej dokonane było przez B el i Schatzmana (1958). Cyto wani autorzy podali następujące kryterium dla cylindrycznie symetrycznego zaburzenia nakładanego na jednorodny ośrodek rotujący różniczkowo z prędkoś cią kątową równoległą do osi symetrii perturbacji

A. > X* = 77 /------, ( 6 )

7 7 Gp + — £1 F gdzie

F = — - 4 ([ Ir )- S I, (7) dr zaś r jest współrzędną prostopadłą do osi symetrii. Dla płaskich perturbacji sinusoidalnych problem niestabilności ośrodka w stanie różniczkowej rotacji był przedmiotem prac Schatzmana i Bel (1955) oraz B el (1955). Uwzględnieniu efektu skończonego przewodnictwa termicznego poświęcona była praca Kato i Kumara (1960) (ośrodek lepki bez rotacji) oraz praca Kum ara (1961) (ośrodek lepki i rotujący). W obu wypadkach kryterium Jeansa pozostaje w mocy, o ile występująca w nim adiabatyczna prędkość dźwięku będzie zastąpiona przez izotermiczną prędkość dźwięku. Ruchy turbulentne, zachodzące w jednorodnym ośrodku poważnie zwiększają jego stabilność wydłużając krytyczną długość fali. Zagadnieniem tym zajmował się Chandrasekhar (1953), podał on następującą postać kryterium niesta bilności

ivs’ + j< yT2> A > A* = 77 (8) TfCp gdzie jest średnią kwadratową prędkością ruchów turbulentnych w rozwa żanym ośrodku. Wszyscy cytowani autorzy zajmowali się niestabilnością ośrodka, podlegają cego małym przemianom adiabatycznym lub izotermicznym. Jeżeli jednak przez Problemy grawitacyjnej niestabilności 119

ośrodek przechodzi fala o dużej amplitudzie, jak np. fala uderzeniowa, to sto sunek przyrostu ciśnienia do gęstości po przejściu fali uderzeniowej jest większy niż w wypadku fali o małej amplitudzie i przez to krytyczna długość fali zaburze nia jest większa od danej przez kryterium Jeansa. Stabilnością jednorodnego i nieskończonego ośrodka ze względu na perturbację o skończonej amplitudzie zajmował się Lawrence Helfter (1954). Konfiguracja klasy drugiej: nieskończony ośrodek uwarstwiony płaskorówno- legle. Stabilność nieskończonego izoterm i czn ego ośrodka uwarstwionego płasko- równolegle była przedmiotem badań Ledoux (1951). Ośrodek taki, stabilny ze względu na płaskie perturbacje rozchodzące się w kierunku prostopadłym do płaszczyzny symetrii ośrodka, może być niestabilny ze względu na perturbacje rozchodzące się wzdłuż tej płaszczyzny, o ile ich długość fali przekracza wartość krytyczną określoną przez zmodyfikowane nieco kryterium Jeansa. Modyfikacja ta polega na zastąpieniu w kryterium Jeansa gęstościpjednorodnego ośrodka przez gęstość p0 uwarstwionego ośrodka, wziętą w jego centralnej płaszczyźnie i przemnożoną przez czynnik równy %:

fTp ’ A > A* = 7 7 1 /------. (9) V T t G p J ‘1

Wpływ rotacji na tak uwarstwiony ośrodek był tematem pracy Frickego (1954). Konfiguracja klasy trzeciej: nieskończony ściśliwy cylinder. Problem stabilności nieskończonego ściśliwego walca był rozpatrywany przez autora (1960), który sformułował lokalny warunek niestabilności walca. Ogólnie problem ten został rozwiązany przez Stodółki ewi c za (1962), który uzyskał następujący warunek niestabilności izotermieznego walca:

A> A* = 3-94 a / ~/5 ; , (10) V " W 2

gdzie A jest długością fali zaburzenia rozchodzącego się wzdłuż osi walca. Osiowosymetryczne zaburzenia propagujące się prostopadle do osi symetrii walca nie mogą powodować grawitacyjnej niestabilności. Konfiguracja klasy czwartej: ściśliwa sfera w stanie równowagi. Ledoux (1958) dał piękny przegląd zagadnień stabilności takich sferycznych konfiguracji. 120 A. G. Pacholczyk

B. KONFIGURACJE GAZOWE Z POLEM MAGNETYCZNYM

Obecność bezsiłowego pola ma apetycznego nie zmienia przebiegu gęstości w nieskończonej gazowej konfiguracji równowagi, zwiększa natomiast stabilność tejże konfiguracji (Woltjer 1958 a,b,c) i to zarówno przez wydłużenie czasu, po którym niestabilność manifestuje się, jak też i przez zwiększenie krytycznej długości fali. Chandrasekhar i Fermi (1953) zajmowali się grawitacyjną niestabil nością jednorodnego ośrodka znajdującego się w pewnym szczególnym polu bezsiłowym, mianowicie w jednorodnym polu mappetycznym. Pokazali oni stoso walność kryterium Jeansa w rozważanym wypadku, o ile tylko istnieje składowa pola magnetycznego równoległa do kierunku rozchodzenia się perturbacji. W prze ciwnym razie warunek niestabilności przyjmował postać, w której bezpośrednio

występowała prędkość alfvenowską V ^ :

\ > A* = n (11)

Krzywe dyspersji dla fal magnetograwitacyjnych podane były w pracy autora i S to d ó 1 k i e w i c z a (1960). W pracy z roku 1955 Chandrasekhar pokazał, że kryterium Jeansa po zostaje w mocy (z wyjątkiem wypadku zastrzeżonego wyżej) również i wtedy, gdy ośrodek z polem magnetycznym znajduje się pod działaniem sił Coriolisa. Jeżeli natomiast ośrodek charakteryzuje się skończonym przewodnictwem elek trycznym, to do warunku niestabilności nie wchodzi prędkość alvenowska nawet wtedy, gdy nie istnieje składowa pola, równoległa do kierunku rozchodzenia się perturbacji (autor i S to dółk i e wi c z, 1959c, 1960). Jeszcze ogólniejszy wypadek magnetograwitacyjnej niestabilności lepkiego ośrodka o skończonym przewodnictwie elektrycznym, znajdującego się pod dzia łaniem sił Coriolisa pochodzących od obrotu sztywnego był rozpatrywany przez Kossackiego (1961). Pokazał on w tym wypadku stosowalność warunku Jeansa, aczkolwiek wszystkie rozważane czynniki działały stabilizująco przez zmniejszenie tempa narastania niestabilności. Uwzględnienie skończonego przewodnictwa termicznego przy obecności pola magnetycznego prowadzi do zastąpienia adiabatycznej prędkości dźwięku izotermiczną, podobnie jak to miało miejsce przy braku pola magnetycznego (Kumar I960, 1961, Nayyar 1961). Stabilność nieskończonego, jednorodnego ośrodka gazowego w polu bezsi- Jowym ogólnej postaci badał Woltjer (1958a). Dla płaskich periodycznych perturbacji kryterium niestabilności miało w tym wypadku postać

A > A . . g. It's1* .T4-B M Problemy grawitacyjnej nie stabilno i ci 121 gdzie jest średnią kwadratową prędkością alfvenowską, zaś /3 współczyn nikiem rzędu jedności. Stabilizujące działanie bezsiłowego pola zawartego w skończonym obszarze badane było również przez Woltjera (1958a) przy założeniu symetrii osiowej pola i perturbacji oraz znikania składowej normalnej pola na ograniczeniu tego obszaru. Szczególny wypadek stabilności osiowosymetrycznego bezsiłowego pola zajmującego obszar sfery w jednorodnym i nie skończonym ośrodku ze względu na osiowo-symetryczne zaburzenia rozwiązany był uprzednio przez T r eh an a (1957). Interesujący z punktu widzenia jego zastosowań do astrofizyki jest rotujący różniczkowo układ z polem magnetycznym o koncentrycznych liniach sił ześrod- kowanych na osi symetrii układu. Układ taki może bowiem w pierwszym przybli żeniu stanowić model gazowej protogalaktyki. Stabilność takiej konfiguracji ze względu na osiowosymetryczne radialne perturbacje badana była przez autora i S t o d ół k i e w i c z a (1959b, 1960) w przypadku jednorodnego pola i stałej gęstości oraz przez autora (1960a) w przypadku gęstości zmiennej wraz z odle głością od osi obrotu układu i pola magnetycznego o natężeniu proporcjonalnym do pierwiastka z gęstości gazu. W obu powyższych wypadkach kryterium niesta bilności miało tę samą postać

. / Vs2+ VA3 A

Kryterium to w ośrodku uwarstwionym płaskorównolegle ulega istotnej zmia nie, ma ono bowiem wówczas postać (autor 1961a, 1962)

VS' + \ V A A > A* = 77 (14) 77 G p o / 2 o ile układ nie bierze udziału w rotacji. W powyższym równaniu wartości pręd kości alfvenowskiej V ą o odnoszą się do płaszczyzny maksymalnej gęstości po, zaś natężenie pola magnetycznego jest w każdym punkcie proporcjonalne do pierwiastka kwadratowego z gęstości ośrodka. Jeżeli to natężenie pola byłoby proporcjonalne do gęstości gazu w pierwszej potędze, to kryterium dla rozważa nego układu miałoby postać wskazującą na słabsze działanie stabilizujące pola magnetycznego

Vs1+6{x)VAio , x \ > \ , = 77l I------— . (15) Y n G p o / 2

Występująca w powyższym równaniu funkcja d(x) stosunku *= V^o/Vg jest funkcją asymptotycznie rosnącą do wartości równej Yi (autor 1961a, 1962). 122 A. G. Pacholczyk

Na zakończenie tego krótkiego przeglądu wyników badań stabilności grawi tacyjnej najprostszych konfiguracji gazowych podamy kryterium niestabilności nieskończonego walca z równoległym do jego osi polem magnetycznym o natęże niu proporcjonalnym do pierwiastka kwadratowego z gęstości gazu. Otóż, jak to pokazał Stodółkiewicz (1962a, b), walec taki jest niestabilny jeżeli długość fali zaburzenia rozchodzącego się wzdłuż jego osi przewyższa wartość krytyczną daną przez

V \o A* = 3-94/------1-----—— J n Gp° / 2

gdzie po jest gęstością na osi walca, zaś q (x*) jest malejącą funkcją stosunku 5e = V/fo /Vg zawartą pomiędzy 1 i 0. Chociaż krytyczna długość fali dana po wyższym wyrażeniem jest mniejsza od A.* danej przez (10) przy braku pola magnetycznego, to jednak stabilizujące działanie pola magnetycznego przejawia się we wzroście masy krytycznej kondensacji. Jak widać z przeglądu, znane są w chwili obecnej kryteria niestabilności dla bardzo prostych tylko konfiguracji gazowych, równiej jesteśmy tylko z grub sza zorientowani w stabilizującym działaniu takich czynników, j ak siły Coriolisa, ruchy turbulentne czy pole magnetyczne. Tym niemniej powyżej streszczone dane pozwalają nam na wyciągnięcie szeregu interesujących wniosków w zastosowaniu do problemów astronomicznych. Jednym z nich jest grawitacyjna stabilność większości obserwowanych astronomicznych konfiguracji: gwiazd, planet, obło ków materii międzygwiazdowej. Obserwujemy jednak również i konfiguracje gra witacyjnie niestabilne, takimi konfiguracjami są gazowe ramiona spiralne naszej galaktyki. Pomimo nawet obecności pola magnetycznego układy takie powinny rozpadać się na mniejsze kondensacje (Stodółkiewicz 1962a, b). Ryć może obserwowane przez radioastronomów holenderskich zagęszczenia neutralnego wodoru występujące quasiperiodycznie w ramionach spiralnych są przejawem te go procesu niestabilności grawitacyjnej, którego skala czasowa jest dosyć duża. Inny ciekawy wniosek można wyciągnąć z badań stabilności konfiguracji gazowych, jeżeli założyć, że ramiona spiralne naszej galaktyki powstały w wy niku procesu grawitacyjnej niestabilności gazowej protogalaktyki. W tym wypadku zastosowanie warunku (14) lub (15) pozwala na oszacowanie górnej granicy natężenia między gwiazdowego pola magnetycznego w protogalaktyce. Mianowi cie, ażeby ramiona spiralne o obserwowanych rozmiarach mogły wytworzyć się w wyniku działania mechanizmu grawitacyjnej niestabilności — pole magnetyczne protogalaktyki nie może przekraczać wartości równej 4.10 ‘gauss (autor 1961 b,c, 1962). Problemy grawitacyjnej niestabilnoici 123

BIBLIOGRAFIA

1962

I. Newton, List do Bentleya z dnia 10 grudnia 1692 r. (cytowany wg Jeansa, Wszech świat, tłum. W. Kapuścińskiego). 1902 J.H. Jeans, Phil. Trans., A 199, 1. 1929 J.H. Jeans, Astronomy and Cosmogony, Cambridge Univ. Press, 313. 1938 A.B. Severny, DAN SSSR 20, 415. 1940 A.B. Severny, Trudy GAISZ, 13, 54. 1950 Ł .E . Gurevi6, A.I. Lebiedinsky, Izv. AN SSSR, ser. fiz., 14, 765. 1951 S. Chandrasekhar, Proc. Roy. Soc. A 210, 26. P. Ledoux, Annales d’Astrophysique, 14, 439. L. Spitz er, J. Wash. Ac. Sci., 41, 309. 1953 S. Chandrasekhar, M.N., 113,667. S. Chandrasekhar, E. Fermi, Ap. J., 118, 116. A.R. Severny, Proc. of the II symp. on Cosmogony (in russian), 363. 1954 S. Chandrasekhar, Ap. J. 119, 7. W. Fricke, Ap. J. 120, 356. H. Lawrence Heifer, Ap. J. 119, 34. A.B. Severny, Izv. KAO, 11, 129. 1955 S. Chandrasekhar, Vistas in Astronomy, Pergamon Press, 1, 344. E. Schatzman, N. Bel, Comptes Rendus (Paris), 241, 20. N. Bel, Comptes Rendus (Paris) 241, 163. 1956 W.B. Bonnor, M.N. 116, 351. 1957 S.K. Trehan, A p.J., 126 , 429. 1958 N. Bel, E. Schatzman, Rev. Mod. Phys., 30, 1015. P. Ledoux, Encyclopedia of Physics, Springer, 51, 605. L. Woltjer(a) Ap.J., 128, 384. L. Woltjer (b) Proc. Nat. Acad. Sci., 44, 489. L. W o 11 j e r (c) Proc. Nat. Acad. Sci., 44, 833. 1959 A.G. Pacholczyk, J.S. S to d 6 łk i e w i c z, (a) Bull. Ac. Pol. Sci., 7, 429. 124 A. G. Pacholczyk

1959 A.G. Pacholczyk, J.S. S t o d ó I k i e w i c z, (b) Bull. Ac. Pol. Sci., 7, 503. A.G, Pacholczyk, J.S. Sto d ó Ik i e w i c z, (c) Bull. Ac. Pol. Sci., 7, 689. 1960 S. Kato, S.S. Kumar, Pub. Astr. Soc. Japan, 12, 290. 5.5. Kumar, Pub. Astr. Soc. Japan, 12, 552. A.G. Pacholczyk, (a) Atti delle Accad. Naz. dei Lined (Roma), 28, 357. A.G. Pacholczyk, (b) Atti della Accademia delle Scienze di Torino(Torino), 94. A,G. Pacholczyk, J.S. S t o dó Ik i e w i c z , Acta Astronomica, 10, 1. V.S. Safronov, (a) DAN SSSR, 130, 53, V.S. Safronov, (b) Annales d’ Astrophysique, 23, 979. E. Schatzman, Pev. Mod. Phys., 32,903. 1961 S. Chandrasekhar, Hydrodynamic and Hydromagnetic Stability, Oxford Univ. Press. K.M. Kossacki, Acta Astronomica, 11,83. 5.5. Kumar, Proc. Astr. Soc. Japan, 13. N.K. Nayyar, Zs. f. Ap., 52, 266. A.G. Pacholczyk, (a) Atti della Accademia Nazionale dei Lincei (Roma), 30, 738. A.G. Pacholczyk, (b) Atti della Accademia Nazionale dei Lincei (Roma), 30, 889. A.G. Pacholczyk, (c) Annales d’Astrophysique, 24, 326. S.B. Pickelner, Osnowy kosmiczeskoj elektrodinamiki, Moskwa, rozdział 5. R. Simon, Hulletin de l’ Accademie Royale de Belgique, 47, 731. 1962 A.G. Pacholczyk, Acta Astronomica, 12, (w druku). J.S. S t o d ó I k i e w i c z, (a) Bull. Ac. Pol. Sci., 10, (w druku). J.S. S t o dó I k i e w i c z, (b) Acta Astronomica, 12, (w druku). O PROJEKCIE WEST FORD

WŁADYSŁAW TURSKI

O nPOĘKTE y3CT TOP/l

B.TyPCKIl

CoaepjKaHne

B HacTonuiefi CTaTbe paccMaTpHBaioTCH 0CH0BHbie acTpoHOMM^ecKwe cBoitcTBa npoeKTa y3CT-opa» B MaCTH0CTM oupameHO BHMMaHiie Ha ij>aKT, mto ecjiH flwnojiM, cocTaBJiHiomne 0Tpa>Kai0iunM noac byflyT cyuiecTBOBaTb Ha op6nTe npoflo^jKMTe^bHoe BpeMn, to sto MOweT npenflTCTBOBaTb bo3- MOJKHMM yTOMHeHHbIM Haf)JlK)fleHKflM B 6yflyil],eM. B CTaTbe npMBefleH T3K)Ke KpaTKHH KpHTMMeCKMH 0630p flMHaMMMeCKMX HCCJieflOBaHMM łUanMpO H /J)KO- Heca u yKa3aHbi HeK0T0pbie HeaoMfeTbi 3Toro HCCJieflOBaHMH.

\BOUT THE WEST FORD PROJECT

Su mm ary

In the present paper the main astronomical properties of the Project West Ford are reviewed. Particularly it is pointed out that,in a case of a long life time of the belt of orbiting dipoles, it may seriously interfere with possible refined astronomical observations in the future. A brief discussion of the dynamic investigation carried out by I. I. Shapiro and II. M. Jones is given, and some inaccuracies in it are indicated.

Według źródeł amerykańskich (Goldberg 1961) celem eksperymentu nazwa nego „Project West Ford” (PWF) jest wszechstronna analiza zjawisk towarzy szących ewentualnemu wprowadzeniu nowego, wygodnego i taniego środka ko munikacji radiowej, jakim stałby się stacjonarny pas (lub kilka pasów) mikro falowych dipoli. Pas ten otaczałby Ziemię daleko poza granicami jonosfery 126 W. Turski

i spełniałby — z grubsza powiedziawszy — tę samą rolę dla fal radiowych rzędu 4 cm, jaką spełnia jonosfera dla fal o długości 10—200 m. Jak wiadomo, w połowie października 1961 r. rozpoczęto wcielanie w życie PWF. Z wystrzelonego przez Armię USA satelity zaczęły wysypywać się maleń kie igiełki miedziane, mające utworzyć taki pas dipoli. Pomyślne zrealizowanie tego projektu zmieniłoby w pewien, nie dość do kładnie — niestety — znany sposób charakterystyki fizykalne przestrzeni kosmicz nej otaczającej Ziemię. Co więcej — w przypadku połowicznego tylko sukcesu eksperymentu, tj. gdyby przebieg procesu rozsiewania dipoli z satelity lub orbita samego satelity odchyliły się od przewidywań autorów projektu — zmiany wywo łane przez chmurę dipoli mogą mieć charakter całkowicie nieprzewidziany. Z tego właśnie względu Międzynarodowa Unia Astronomiczna, poinformowana przez rząd USA o zamierzonym ekspeiymencie, wyrażając zadowolenie z faktu oficjalnego opubliko wania planów PWFnakilka miesięcy przed wprowadzeniem ich w życie, podjęła dwie rezolucje, w których m.in. stwierdza co następuje: , , . . . mając na uwadze poważne niebezpieczeństwo, że pewne przyszłe projekty astronautyczne mogą w sposób istotny przeszkodzić w obserwacjach astronomicznych . . . ” ,, __wyrażając przekonanie, że zanieczyszczenie przestrzeni kosmicznej, które dzisiaj może być prawie niedostrzegalne,może przy długim okresieMżycia” mieć katastrofalne (disastrous) skutki dla przyszłych obserwacji czynionych przy pomocy ulepszonej techniki. . . ” ...... Międzynarodowa Unia Astronomiczna ostrzega przed poważnymi mo ralnymi i materialnymi konsekwencjami, które może pociągnąć za sobą zaniedby wanie przyszłego rozwoju astronomii. . . ” , , . . . i apeluje do wszystkich rządów zainteresowanych w przeprowadzaniu eksperymentów kosmicznych, które mogłyby przeszkadzać w badaniach astrono micznych, aby zasięgały opinii Unii przed przeprowadzaniem takich ekspery mentów i powstrzymywały się od ich wykonania dopóki nie zostanie ustalone ponad wszelką wątpliwość, że nie spowodują one żadnych strat dla astronomii.. .” Odnośnie PWF rezolucje głoszą: ,,...M U A rozpatruje z najwyższym zaniepokojeniem możliwość, że pas dipoli PWF może okazać się długotrwałym i sprzeciwia się kategorycznie prze prowadzeniu tego eksperymentu, dopóki problem czasu „ż y c ia ” pasa nie zostanie całkowicie rozstrzygnięty w otwartych publikacjach naukowych...” Jednocześnie Unia wezwała wszystkich astronomów do wykonania jak naj większej ilości obserwacji i badań ewentualnego pierścienia dipoli (I.A.U.News Bulletin, No. 8, 1961). Ze strony amerykańskiej opublikowana została seria niewielkich prac: L. Goldberga, W.E. Morrowa i D.C. MacLellana, W. L i 11 e ra oraz A.E. Lilley’a (wszystkie 1961), dotyczących przewidywanych efektów, jakie wywrze proponowany pas dipoli na różnorodne badania astronomiczne. W oparciu o te prace wskażemy na ważniejsze możliwe efekty: O projekcie West Ford 127

1. RADIOASTRONOMIA

a„ Pas dipoli będzie pochłaniać pewną część promieniowania radiowego, przy czym efekt ten osiągnie maksimum przy długości fal odpowiadającej podwojonej długości dipoli, czyli przy X = 4 cm. Na tej długości pochłaniana ma być jedna milionowa część mocy sygnału. Dla porównania możemy dodać, że osłabienie spowodowane przejściem fali przez atmosferę wynosi około jednej setnej mocy początkowej. b. Pas dipoli będzie rozpraszać promieniowanie wysyłane przez różne źródła naturalne (Słońce, Ziemia) i sztuczne (radiostacje, świece samochodowe itp.). Jak w przypadku a, efekt ten będzie najsilniejszy przy A = 4 cm i może osiągnąć zwiększenie temperatury tła niebieskiego o około 5.10"6OK przez roz praszanie promieniowania ze źródeł naturalnych i o aż do 3°K przy ,,oświetle niu” pasa dipoli przez skierowany pęk fal radiowych (X = 4 cm) i przy skierowa niu nań anteny odbiorczej radioteleskopu o przepuszczalności około 10 Mc. Jeśli położenie pasa dipoli będzie znane z dostateczną dokładnością, można będzie uniknąć bezpośredniego ,,trafienia” osią optyczną anteny w pas. Zauważmy jednak, że przy błędnie wyliczonej efemerydzie pasa, lub przy niemożliwości jej wyliczenia (co będzie miało miejsce przy dużych odchyleniach w realizacji PWF w stosunku do zamierzeń) możliwe są liczne nieporozumienia, wynikające z przypadkowości „wejścia” pasa w pole widzenia anteny teleskopu. W zasadzie możliwy jest też trzeci efekt, polegający na zmianie kąta pozy cyjnego (zjawisko analogiczne do refrakcji) a wywołany przez załamanie fal radiowych przez pas. Ten jednak efekt ma być rzędu jednej milionowej części stopnia, tj. bez znaczenia praktycznego.

2. ASTRONOMIA OPTYCZNA

Efekty opisane w poprzedniej części naszego artykułu będą miały oczywiście miejsce i w widzialnej części widma promieniowania, przy czym: a. Osłabienie wynosić b ę d z i e około if)'10 część intensywności początkowej, b. Efekt rozproszenia światła można przedstawić w sposób następujący: jeśli przyjmiemy, że blask nocnego nieba równy jest blaskowi 150 gwiazd dziesiątej wielkości z pola l° x 1°, to dodatkowy blask pochodzący z rozproszonego światła słonecznego, księżycowego itp. wynosić będzie około 1,6 gwiazd tej samej wielkości z takiego samego pola zajętego przez pas. Obydwa te efekty oceniono przy założeniu, że dipole w pasie zostały rozło żone równomiernie w całej objętości przez niego zajętej. W początkowej fazie eksperymentu, lub w przypadku nie planowego przebiegu PWF — efekty będą znacznie większe i mogą bardzo poważnie zakłócić obserwacje słabych obiektów astronomicznych. c. Efekty polaryzacyjne. Jeśli igiełki miedziane, tworzące pas dipoli zostaną 128 W. Turski

„uporządkowane” , tj. ułożą się wzdłuż linii pola magnetycznego Ziemi (co jest wysoce prawdopodobne), to określanie koloru i polaryzacji światła gwiazd, wykonywane obecnie bardzo dokładnie (z błędem mniejszym niż 0,1%) może być w przyszłości bardzo utrudnione przez realizację PWF. d. Bardzo poważny wpływ będzie miał PWF na ewentualne obserwacje op tyczne dokonywane w przyszłości ze sztucznych satelitów Ziemi, krążących na orbitach o półosiach mniejszych niż półoś pasa dipoli. Astronomowie od dawna już przywiązują wielką wagę do możliwości takich obserwacji, ponieważ pozwoliłyby one na badanie słabych obiektów, niewidzialnych z Ziemi z powodu dużej jasności nieba nocnego wywołanej przez rozproszenie w atmosferze świa teł sztucznych, oraz z powodu ekstynkcji atmosferycznej. „Możliwość obserwo wania po raz pierwszy niezwykle słabych obiektów przez teleskopy umieszczone w sztucznych satelitach... zdaje się być zagrożoną przez PWF” — pisze W. L i 11 er (1961). Jak widać z przytoczonych wyżej argumentów, PWF może okazać się stosun kowo nieszkodliwy dla obserwacji astronomicznych (oprócz wspomnianych w punkcie d.) pod dwoma warunkami: 1. PWF zostanie zrealizowany bezbłędnie, 2. „Czas życia” pasa dipoli będzie wynosić rzeczywiście około 7,2 roku, tj. tyle, ile podają autorzy proiektu. Pozostałą część naszego artykułu poświęcimy analizie argumentacji zawartej w pracy I. I. Shapiro i H. M. J oh e s a (1961), w której ocena powyższa jest przytoczona. Na wstępie zaznaczymy, że ponieważ artykuł Shapiro i Jonesa ma cha rakter półpopulamy nie mamy możliwości powtórzenia wyliczeń celem dokonania bądź to analitycznego, bądź to numeiycznego porównania otrzymanych wyników i musimy ograniczyć się do pewnych rozważań ogólnych. Rozpatrzmy najpierw punkt materialny poruszający się po orbicie kołowej dookoła Ziemi, ponad gęstymi warstwami atmosfery, tak że możemy pominąć ha mujące działanie oporu powietrza. Na rysunku 1 linią ciągłą przedstawiono taką orbitę kołową. Strzałki u dołu wska r KIERUNEK DUCHU SATELITY zują kierunek padania promieni słonecznych. Dla cząsteczki znaj dującej się w A ciśnienie promieni słonecznych jest efektem przy śpieszającym ruch orbitalny, tj. powoduje wydłużenie orbity, nadaje jej kształt elipsy. Dla cząsteczki znajdującej się w B, ciśnienie światła wywiera efekt przeciwny. W rezultacie orbita przesuwa się Kierunek padania promieni słonecznych w kierunku AB, tj. prostopadle do t t I t kierunku padania promieni słonecz Rys. 1. Przesuwanie się orbity pod wpływem ciśnienia światła nych; wysokość perigeum ulega O projekcie West Ford 129 zmniejszeniu i w końcu cząsteczka wchodzi w gęste warstwy atmosfery i ulega zniszczeniu. Przedstawiony mechanizm jest w rzeczywistości o tyle bardziej skompliko wany, że nie można zaniedbać dwu następujących zjawisk, o którycfh nie wspom nieliśmy dotychczas: 1. W związku z ruchem rocznym Ziemi, kierunek padania promieni słonecznych zmienia się okresowo z okresem równym 1 rok. 2. W związku z eliptycznością południkowego przekroju Ziemi, płaszczyzna orbity cząsteczki ślizga się po równiku niebieskim oraz zmienia się położenie perigeum na samej orbicie. Znając zależność ruchów wymienionych w tym punkcie od elementów początkowych orbity, można wybrać taką orbitę, aby efekty zwią zane z eliptycznością południka równoważyły efekty związane z ruchem rocznym Ziemi. Otrzymamy wówczas rozpatrzony, uproszczony wariant ,,w czystej po staci” . Dla orbit leżących w płaszczyźnie przebiegającej przez bieguny Ziemi Shapiro i Jones podają:

d J l dco 5 8t°Pni --- S 0 ; ---s ._ :------i- . dt dt f l W ( l - e ’ ) dz,en

0 ile pierwszy z tych wzorów nie wzbudza żadnych zastrzeżeń, o tyle drugi zdaje się być niesłuszny, lub zawierać omyłkę drukarską. W oparciu o dość powszechnie zaakceptowaną teorię Robersona (Roberson 1957) otrzymuje my bowiem

dco 3 .. (1+ecos ti)1 — — yt R2K * ------a 7/2 (1-e1)7/2 gdzie K jest iloczynem masy Ziemi przez stałą grawitacji, R — promieniem Ziemi a ^ parametrem charakteryzującym spłaszczenie biegunowe Ziemi. Wzór ten po ośrednieniu względem v daje

im. = _ J_ 0-7/2 (i_€ij'7/2 (1+—) . dt 2 ^ v 2 /

Niezależnie jednak od formy powyższych równań, staje się oczywiste, że teoretycznie można tak dobrać a i e, by

da> 360° dt 365,25 dni tj. by kąt pomiędzy linią apsyd orbity cząstki i projekcją kiemnku padania promieni słonecznych na płaszczyznę orbity był stały. 130 W. Turski

Z dyskusji podanych równań Shapiro i Jones otrzymują, że pas powi nien być symetryczny względem pewnej orbity odpowiadającej wysokości śred niej nad poziomem morza około 3800 km. W zależności od początkowej wysokości orbity i od kąta nachylenia jej płaszczyzny do płaszczyzny równika, Shapiro i Jones otrzymują różne okresy „życia” pasa dipoli. Obliczenia potrzebne do znalezienia tych wielkości wykonane zostały na elektronowej maszynie liczącej IBM 7090. Rezultaty tych obliczeń przedstawia rysunek 2.

*i020km *2760Jem *2*60km +2M0*m *2BS0km '’f-i

*2SS0km *2610km *2050km *1?10kn> *21SCkm

1)000 -1 L

* 1720km *1630 km

3600 i t

M 3*00

83 85 87 89 91 L w stopniach

nachylenie Rys. 2. Krzywe jednakowych okresów „życia” pasów dipoli

Liniami cią^ym i pokazano na nim krzywe łączące pary warunków początko wych odpowiadających okresom „życia” 5,6 i 8 lat. Aoznacza warunki początko we PWF. Liczby niemianowane przedstawiają odpowiednie okresy życia, zaś liczby poza konturami ciągłymi dają wysokość odpowiedniego pasa nad poziomem mo rza po 8 latach od chwili rozpoczęcia eksperymentu. Z rysunku 2 wynika, że drobny nawet błąd w wykonaniu projektu doprowadzić może do kolosalnych zmian w czasie „życia” pasa dipoli. Itak np.błąd wysokości początkowej 8^ = 200 km powoduje, że po 8 latach pas będzie wciąż jeszcze na wysokości 2150 km, błąd w kącie nachylenia Si = 3° spowoduje, że pas po 8 latach pozostawać będzie na wysokości 1830 km. Tak poważne skutki małych pomyłek nie są niczym zaskakującym, jeśli pamiętać, że mechanizm usuwania pasa dipoli ma charakter ściśle rezonansowy, tj. zachodzi tylko dla ściśle okre ślonego przedziału elementów orbity początkowej. Z drugiej strony Shapiro i Jones nie podają żadnego innego kryterium dokładności swych przepowiedni, jak tylko porównanie obserwacyjnych i wyli- O projekcie West Ford. 131

czonych na podstawie analogicznego procesu, jaki zastosowano do projektu WF, danych dotyczących satelity ECHO 1.Porównanie to przedstawione graficznie wskazuje na istnienie systematycznej rozbieżności o charakterze wiekowym, która jest co prawda bardzo niewielka dla przedziału czasu objętego porówna niem, ale przedział ten obejmuje zaledwie 200 dni, tj. 1/10 czasu ,,życia” pasa dipoli. Shapiro i Jones nie biorą pod uwagę efektów związanych z eliptycznoś- cią równika Ziemi i zjawiskiem Poyntinga-Robertsona, które to zjawiska wywie raj ą niewątpliwie dość istotne perturbacje na przedstawione rozwiązania. Tak więc niesłychanie trudno jest dać jakąkolwiek odpowiedź na pytanie, jakie będą następstwa realizacji projektu West Ford i jaki będzie okres , , życia” pasa dipoli, stanowiącego zasadniczą część tego projektu.

LITERATURA

L. Goldberg, A.J. 66 p, 105, 1961. W. L i 11 er, A .J. 66 p. 114, 1961. A .E. L i l 1 ey, A .J. 66 p. 116, 1961. W.E. Morrow, MacLellan, A .J. 66 p. 108, 1961. R. Roberson, Journal of the Franklin Institute, 264 p. 181—202 i 269 — 285, 1957. I.I. Shapiro, H.M. Jones, Science, 134 p. 973, 1961.

> V. .

■

. f Z PRACOWNI I OBSERWATORIÓW

STRESZCZENIA REFERATÓW WYGŁOSZONYCH PODCZAS ZJAZDU POLSKIEGO TOWARZYSTWA ASTRONOMICZNEGO, WARSZAWA, 14-16 WRZEŚNIA 1961 (DALSZY CIĄG)

RADIOWE OBSERWACJE ZAĆMIENIA SŁOŃCA W DNIU 15 LUTEGO 1961 R. NA FALACH O DŁUGOŚCI 236 cm I 91,7 cm S. GORGOLEWSKI, J. HANASZ, H. IWANISZEłSKI, Z. TURŁO

W czasie zaćmienia Słońca w dniu 15 lutego 1961 roku dokonano pomiarów radiowego promieniowania Słońca, na falach o długości 236 cm i 91,7 cm. Do obserwacji została użyta 12-metrowa antena paraboliczna Obserwatorium Astronomicznego UMK w Piwni cach. W czasie trwania zaćmienia antena była prowadzona za Słońcem według przygoto wanego uprzednio programu. Promieniowanie rejestrowano przy pomocy dwóch nieza leżnych odbiorników połączonych z dwoma niezależnymi systemami antenowymi znaj dującymi się w ognisku paraboloidu. Parametry zastosowanych odbiorników były następujące: /i = 127.15 Mc/s, A /, = 50 kc/s, 7\= 800°K, oraz /2 = 327 Mc/s, A /a= = 4 Mc/s, T1 = 3000° K. Metoda odbioru 'polegała na szybkim przełączaniu wejścia odbiornika pomiędzy antenę a wzorcowe źródło szumów. Przy analizie uzyskanych wyników uwzględniono efekt wywołany nieliniowością odbiorników, przyczynek wywołany promieniowaniem Galaktyki oszacowano na podstawie obserwacji tła w pobliżu Słońca, ponadto dla krzywej zaćmienia na 327 Mc/s z uwagi na stosunkowo wąską charakterystykę anteny wzięto pod uwagę również błędy wynikające z braku ciągłego prowadzenia anteny za ruchem Słońca. Na podstawie stałych obserwacji Słońca na częstotliwościach 127 Mc/s i 327 Mc/s prowadzonych w Obserwatorium Astro nomicznym UMK przyjęto, że zmiany strumienia Słońca w czasie zaćmienia są wywołane jedynie zakrywaniem Słońca przez Księżyc. Zaćmienie na częstotliwości 327 Mc/s miało przebieg symetryczny względem maksy malnej fazy optycznej. Minimalny zarejestrowany strumień wynosił 43,3% strumienia całkowitego. Na 127 Mc/s moment maksymalnej fazy nastąpił 4m408 po maksimum op tycznym. Minimalny strumień wynosił 49,2% strumienia całkowitego. Maksymalna faza za ćmienia optycznego wynosiła 0.89 (B^JO"1! ! 8 UT.) (rys. 1). Na podstawie uzyskanych krzywych zaćmienia dokonano próby wyznaczenia rozkładu jasności na dysku Słońca. Została przyjęta metoda polegająca na poczynieniu ogólnych upraszczających założeń co do rozkładu jasności a następnie sprawdzeniu, czy przyjęte założenia znajdują potwierdzenie obserwacyjne. Najprostszym rozważonym modelem był rozkład jednorodny o symetrii kołowej. Zna jomość minimalnego strumienia promieniowania pozwala znaleźć efektywny promień Słońca na podstawie prostego związku:

«\ I-I»łn

gdzie: R( — kątowy promień Księżyca, Ref. efektywny kątowy promień Słońca. 134 Z pracowni i obserwatoriów

Dla 127 Mc/s uzyskano R efo = I .45 « opt, dla 327 Mc/s R „fe = 1.37 « 0pt- Następnie rozważono model, dla którego założono jedynie symetrię kołową rozkładu jasności. Poszukiwana zależność jasności od odległości od środka Słońca /(*) może być wyznaczona z równania:

m+R( n Z (m )= I I(x)F(m,x)dx m~\J gdzie: Z (m) — przebieg zaćmienia w zależności od odległości kątowej środków Księżyca i Słońca, F(m, x) = 4x arctg k / —------* • l\ x *+2 m x+ m 1- R 1c

Rys. 2. Schemat geometryczny metody rachunkowej Z pracowni i obserwatoriów 135

Została zastosowana przybliżona metoda rozwiązywania: dla ciągu kolejnych wartości ml, m2. .. mn możemy napisać ciąg równań:

Z(m1) = I (*,) Z(ma) = Pfm ixJ/U ,) + F(maxa) /(xa) Z(mn ) = F(mnxl)I (*,) + F(mnxi)I (x2) + ...... + F(mnxn)I(xn)

Rozwiązując kolejno powyższe równania uzyskujemy ciąg wartości /(x j, l ( x j,.. . H xn)< odpowiadający średnim jasnościom koncentrycznych pierścieni o szerokości Am = mn — mn_ii odległości aj, od środka tarczy Słońca. Dla zaćmienia z dnia 15 lutego 1961 zostały przyjęte następujące wartości liczbowe: mL = 0,5840, x1 = 0,3309, Am = = A* = 0,03893, Rc = 0,27253, Re = 0,26407. Wyniki obliczeń dla 327 Mc/s zostafy przedstawione w postaci wykresu (Rys. 3).

Odległość od środka tarczy słonecznej R~~-1 Rys. 3. Rozkład jasności na tarczy słonecznej na podstawie obserwacji zaćmienia w dniu 15 lutego 1961 A = 91,7 cm, f = 327 Mc/s~~

Otrzymany rezultat potwierdza założenie o symetrii kołowej rozkładu jasności dla 327 Mc/s oraz mógłby wskazywać na istnienie nieznacznego efektu pojaśnienia brzegowego. Dokonując analogicznych obliczeń dla 127 Mc/s nie udało się uzyskać zadowalają cego modelu, dla którego nie występowałyby ujemne jasności i rozrzut ich mógłby być tłumaczony błędami obserwacyjnymi. Można wyciągnąć stąd wniosek, że na 127 Mc/s założenie kołowej symetrii rozkładu jasności nie znajduje potwierdzenia. Na brak kołowej symetrii wskazuje również asymetria krzywej zaćmienia 127 Mc/s względem maksymalnej fazy optycznej. Próby znalezienia bardziej złożonych modeli, np. modelu o eliptycznym przebiegu izofot, wskazują, że poważnym ograniczeniem powyższej metody badania rozkładu jasności jest zmienność strumienia Słońca podczas zaćmienia, która na niskich często tliwościach (127 Mc/s) może w sposób istotny wpływać na ostateczny rezultat. 136 Z pracowni i obserwatoriów

~~TRÓJANTENOWY SYSTEM INTERFERENCYJNY OBSERWATORIUM ASTRONOMICZNEGO UMK NA FALĘ O DŁUGOŚCI 9,32 M~~

~~S. GORGOLEWSKI, J. HANASZ, H. IW AN IS Z E WS K I, Z. TURŁO~~

Dla obserwacji radioźródeł na falach rzędu 9 metrów, został zbudowany w Piwnicach duży system interferencyjny. System ten składa się z 3-ch anten, środki których stanowią wierzchołki trójkąta o podstawie 1399,8m w kierunku Wschód-Zachód i wysokości 914,6m w kierunku południowym. Anteny te tworzą potrójny interferometr o następujących bazach: 1) baza E - W 1399,8 m, 2) baza E-S 1183,8 m, 3) baza W-S 1121,0 m (rys. 1). Każda

~~1183Bm~~

~~Rys. 1. Plan sytuacyjny trój antenowego systemu interferencyjnego~~

z anten potrójnego interferometru składa się z zespołu 8 dipoli o długości 0,75 X każdy, odległych od siebie o A.. Dipole te umieszczone są wzdłuż linii dwusiecznej kąta reflek tora narożnikowego o kącie rozwarcia 90°. Sznur dipoli podwieszony jest na odległości 0,35 A od linii przecięcia się płaszczyzn reflektora (rys. 2). Wymiary reflektora każdej anteny wynoszą 80 x 7 x 6 m. Powierzchnie odbijające wykonano ze stalowych cynko wanych przewodów o średnicy 0,5 mm, o długości 80 m odległych od siebie co 0,5 m. Przewody te zawieszono na pionowych słupach nośnych anteny (płaszczyzna pionowa reflektora) i tuż nad powierzchnią ziemi (płaszczyzna pozioma reflektora). Odbierana składowa polaryzacji jest równoległa do kierunku E—W. Charakterystyka każdej z anten w kierunku E—W wynosi 6°, oraz 45° w kierunku N—S, na poziomie połów kowej mocy odbieranej. Obserwacji dokonuje się w południku z maksymalną czułością w kierunku 45° nad horyzontem. Uzyskuje się w ten sposób maksymalną czułość dla Virgo A, dobrą dla Taurus A i dzięki znacznej intensywności Cassiopeia A i Cygnus A również dobre zapisy nawet tych radioźródeł, bez przestawiania anten. Anteny połączone są z aparaturą odbiorczą dwuprzewodową linią powietrzną przesy łową o oporności falowej 600 ohm. Ten rodzaj linii wybrano ze względu na taniość i prostotę wykonania oraz szczególnie małe tłumienie przesyłanych sygnałów. Straty w linii wynoszą dla częstotliwości 32 Mc/s zaledwie 6 db/km, co daje dla bazy E—W około 4 db strat od anteny do odbiornika. Umożliwia to obserwacje radioźródeł na wszyst kich 3-ch bazach bez użycia przedwzmacniaczy przy antenach. Uzyskano w ten sposób znaczne uproszczenie i zwiększoną pewność działania systemu anten i linii. Z pracowni i obserwatoriów 137

Używany obecnie odbiornik jest jednozakresową pojedynczą snperheterodyną o częs tości pośredniej 3 Mc/s i wstędze A / = 23,5 kc/s przestrajalną w paśmie 30—34 M c/s. Możliwość przestrajania jest konieczna ze względu na potrzebę szukania wolnych od

Rys. 2. Jedna z trzech anten interferometru zakłóceń częstości w paśmie 32 Mc/s. Odbiór promieniowania radioźródeł odbywa się metodą przełączania fazy wg Ryle’a [lj. Dla uzyskania dużej czułości użyto nie- przestrajalny szerokowstęgowy przedwzmacniacz do odbiornika o wstędze 2,5 Mc/s i równoważnej temperaturze T = 800°#. Kalibracja i pomiar charakterystyk całego systemu anten, linii przesyłowych i od biornika odbywała się za pomocą radioźródeł: Tau A, Vir A, Cyg A, Cas A, Hya A, Her A oraz diody szumowej. System interferometrów pozwala mierzyć zmiany średnic kątowych radioźródeł w 3-ch kierunkach z dokładnością większą niż 1 minuta łuku.

~~LITERATURA~~

~~[l] W. Ryle, Proc. R. S., A, 211 (1952), p. 351.~~

~~OBSERWACJE RADIOWE SŁOŃCA NA CZĘSTOTLIWOŚCI 127 Mc/s W ROKU 1959~~

~~S. GORGOLEW SKI, J. HANASZ, H. I W ANI S Z E WSKI, Z. T URŁO~~

Na Zjeździe Referatowym PTA w czerwcu 1959 roku donoszono, że w Obserwatorium Astronomicznym UMK w Toruniu prowadzi się obserwacje radiowe Słońca na częstotli wości 127 Mc/s. W roku 1959 urządzenie służące do radiowych obserwacji Słońca składało 138 Z pracowni i obserwatoriów

się z reflektora parabolicznego o średnicy 12 metrów oraz z nieprzełączanego odbiornika o liczbie szumowej 11 db z wstęgą 0,5 Mc/s. Wyniki obserwacji są publikowane w postaci tablic „Dziennych Danych” i „Zjawisk Niezwykłych’* [lj i służą za podstawę do opracowań. Dla badania związku między zjawiskami słonecznymi i geofizycznymi wzięto pod uwagę: 1) statystykę zjawisk niezwykłych radiowych i rozbłysków chromosferycznych, 2) zależność promieniowania radiowego od powierzchni plam, 3) koincydencje pomiędzy burzami słonecznymi w paśmie metrowym a burzami geo magnetycznymi. 1. W ciągu całego roku zanotowano 212 zjawisk niezwykłych różnych typów na częstotliwości 127 Mc/s. Dla tych zjawisk poszukiwano odpowiedników na innych często tliwościach a także wśród rozbłysków chromosferycznych. Wybierano tylko te zjawiska, które wyprzedzały zjawiska na częstotliwości 127Mc/s o 10 min a opóźniały się najwy żej o 3 min. Fakt takiego wyboru zjawisk na innych częstotliwościach oraz rozbłysków chromosferycznych do statystyki tłumaczy się tym, że zjawiska na częstotliwości 127 Mc/s występują wysoko w koronie Słońca, natomiast wybrane do statystyki zjawiska na innych częstotliwościach oraz rozbłyski chromosferyczne występują bliżej fotosfery. Czas przelotu cząstek wywołujących promieniowanie radiowe na różnych częstotliwoś ciach przez koronę słoneczną odpowiada w przybliżeniu wybranemu zapóźnieniu. W biu letynie „Sołnecznyje dannyje” z roku 1959 wydawanym w Związku Radzieckim znaleziono tylko 115 zjawisk na innych częstotliwościach odpowiadających zjawiskom na 127 Mc/s, oraz zaledwie 20 rozbłysków chromosferycznych różnych ważności. Wśród 11 rozbłysków 3-ciej ważności zanotowanych w czasie obserwacji radiowych na 127 Mc/s, jedynie 3 rozbłyski miały swe ścisłe odpowiedniki w paśmie fal metrowych, natomiast 5 rozpo częło się kilka godzin wcześniej niż rozbłyski chromosferyczne. Trwały one przez cały czas rozbłysku a nawet dłużej. Te wszystkie fakty świadczyłyby o słabej zależności zjawisk w górnych warstwach korony, z których pochodzi promieniowanie na falach metro wych od zjawisk w chromosferze i w warstwach leżących nieco ponad nią.

~~Rys. 1. Zmiany średniej miesięcznej powierzchni plam (kitka) i średniej miesięcznej promienio wania radiowego 127 Mc/s (kropki) Z pracowni i obserwatoriów 139~~

2. Analiza wyników obserwacji wskazuje, że w miesiącach, w których rejestrowano średnio wyższy poziom promieniowania na falach metrowych, obserwowano również plamy o większej powierzchni (rys. 1), oraz, że nie ma korelacji pomiędzy dziennymi wartoś ciami promieniowania i powierzchni plam. Zauważono także, że miesiące, w których obserwowano większą powierzchnię plam, były miesiącami bogatymi w duże plamy. Wy konano wykres, w którym na jednej osi odkładano powierzchnię dużych plam a na drugiej — ilość energii odbieranej na częstotliwości 127 Mc/s w czasie istnienia dużej plamy na dysku Słońca (rys. 2). Wykres ten wskazuje, że właśnie duże plamy mogą być przyczyną wzmocnionego promieniowania na falach metrowych. Udział małych plam w ogólnym promieniowaniu radiowym jest nieznaczny. Rysunek 3 pokazuje związek pomiędzy szyb-

~~Srednta powtritknłtt p/amy a1 - * mflimwycłt cwetach kmttftry itm> teoo iooo~~

~~Rys. 2. Całkowita energia odbierana podczas istnienia dużej plamy w zależności od po wierzchni plamy~~

Rys. 3. A. Wartości szczytowe przyrostów powierzchni plam względen) promieniowanie 127 Mc/s. B. Wartości jednoczesne przyrostów powierzchni plam względem promieniowania 127 Mc/s 140 Z pracowni i obserwatoriów kością wzrostu plam a natężeniem promieniowania. Trzykrotny wzrost promieniowania obserwuje się statystycznie przy zmianie prędkości wzrostu plam o 110—240 milionowych części półsfery na dzień do kwadratu. Gdy plama rozwija się jednostajnie, wówczas strumień promieniowania radiowego nie ulega zmianie. Nasuwa się wniosek, że promie niowanie radiowe w paśmie metrowych fal bardziej zależy od prędkości zmian powierzchni plam niż od ich rozmiarów. Dynamika rozwoju plam słonecznych byłaby zatem czynni kiem decydującym o intensywności promieniowania radiowego na falach metrowych. Do podobnej konkluzji doszli niezależnie Barabaszew i Cordon [2j na podstawie ana lizy własnych obserwacji. Emisja energii w paśmie metrowym może być związana ze zjawiskami przyśpieszenia cząstek w rosnących polach magietycznych plam. 3. Zaburzenia geomagnetyczne były obserwowane w Obserwatorium Geofizycznym w Świdrze przez dr Z. Kalinowską [3]. Dane dotyczące wszystkich burz magnetycz nych i burz szumowych na częstotliwości 127 Mc/s, w czasie których średni strumień promieniowania przewyższał co najmniej 5-krotnie poziom promieniowania Słońca spo kojnego, zostały zestawione razem (patrz tabela).

~~Tabela obrazująca związek pomiędzy promieniowaniem Słońca na falach metrowych i ziemskimi burzami magnetycznymi~~

~~Daty Strumień me C zas m aksym ów dialny wyra D aty burz trw ania promieniowania żony w pozio magnetycznych In deks K O p ó źn ie n ie burzy 127 M c /s mach Słońca sp o k o j.~~

Stycz. 23 2d •7.3 L uty 13 3 10.0 1 L uty 21 — — ------*- Luty 24-26 6 3 “ M arzec 24 1 14.2 r * Mar. 26-29 8 2 M arzec 27 1 8.1 " K w ie ć. 8 1 5 .8 - K w c. 9-10 6- 1 Kw. 23-24 6 — Maj 11 3 11.6 ----- *- Maj 11-12 7 0 Maj 24-25 6 - Czerw . 9 1 12.1 L ip . 11-12 6 — - L ip . 15-16 9 1 L ip ie c 14 1 21.0 *■ L ip . 17-19 8 3 L ip ie c 31 2 14.2 Sierp. 15—17 7 - Sierp. 25 9 53.0 Wrzes. 3 3 14.1 ------•- Wrz. 3-4* 6 0 W rzes. 17 1 5.0 ------Wrz. 20-22 7 3 P a ź d z . 16 2 5 .3 L is t. 1- 3 7 — L is t. 22 3 16.0 »“ L is t. 27-28 6 1 lu b 5 L is t. 26 3 7 8 . 0 --- — i- L . 30 -Gr. 1 6 4 w Grud. 2 - 3 7 0 G ru d z. 2-3 2 14.7 - Grud. 5 - 6 6 3 Grudz . 22 2 9.0 ------Grud. 26—28 5 4

Jak wynika z tabeli 70% burz magietycznych o indeksie 5 koincydowało z bu rzami szumowymi. Obserwowane zapóźnienia burz magietycznych względem burz szumo wych wynoszą od 0 do 4 dni, co odpowiada prędkościom cząstek wywołujących zaburzenia magietyczne większym od 600 km s e k '1. Zjawisko koincydencji burz magnetycznych z burzami szumowymi w paśmie metrowym zauważyli już Gn i e wy szew [4] i Denisse Z pracowni i obserwatoriów 141

[5]. Uzyskane rezultaty wskazują, że do prognoz ziemskich burz magnetycznych nadają się dobrze obserwacje fal metrowych promieniowania Słońca*

~~LITERATURA~~

1 Quarterly Bulletin on Solar Activity (Publ. by the Eidgen Stem, in Zttrich). 2 N . P . , Barabaszew, I.M . Gordon, Biul. Kom. po Is sled. Sołnca AN SSSR, 1954, 10, 8. 43. 3J Z . Kalinowska, Acta Geophysica Polonica, 6, 1, s* 262. .4) M. Gniewy szew, A str. Żurn. 37, 2, s. 227* .5] J . F . Denisse, Ann. G^ophys. 236, 1856, 1953.

~~ZAKRYCIE RADIOŹRÓDŁA TAURUS A PRZEZ KORONĘ SŁONECZNĄ W 1961 R~~

~~S. GORGOLEW SKI, J. HANASZ, H. I W ANI S Z E W SKI, Z. TURŁO~~

W okresie od dnia 31 maja do 2 lipca 1961 roku obserwowano w Obserwatorium Astronomicznym UMK radioźródło Taurus A na częstotliwościach w pobliżu 32,1 Mc/s przy pomocy dużego interferometru opisanego w pracy pt. Trójantenowy system interfe rencyjny Obserwatorium Astronomicznego UMK na falą o długości 9,32 m*. Do obserwacji wykorzystano bazę Wschód—Zachód. Wymiary kątowe radioźródła Tau A normalnie rzędu 5’ znacznie zwiększają się w okresie, gdy radioźródło znajduje się w niewielkich odległoś ciach kątowych od Słońca (rys. 1). Zjawisko to jest skutkiem rozpraszania fal radiowych radioźródła Tau A na niejednorodnościach elektronowych zewnętrznej korony Słońca.

~~(42 ąj (6 Rys. 1. Zmiany kształtu i rozmiarów radioźródła Tau A pod wpływem rozpraszania w koronie sło necznej (wg Hewish’a)~~

W czasie obserwacji uzyskano kalibrowaną na radioźródłach i diodzie szumowej krzywą zmian amplitudy zapisu radioźródła Tau A w wymienionym okresie (rys. 2). Roz praszanie radiowego promieniowania Tau A na niejednorodnościach korony, powoduje wzrost wymiarów kątowych radioźródła bez zmiany całkowitego natężenia promieniowania Tau A [ll. Zmiana wymiarów kątowych radioźródła przy stałym całkowitym natężeniu promieniowania, którego rozkład natężenia wyraża się rozkładem Gaussa [2] daje zmianę amplitudy zapisu interferencyjnego w postaci zależności:

~~A. = e-(<ł/«fo>*. *0~~

* W tym zaszycie ,,Postępów Astronomii” . 142 Z pracowni i obserwatoriów gdzie: A oznacza amplitudę rozproszonego promieniowania Tau A, A0 amplitudę — nierozproszonego promieniowania Tau A, ^ — połówkową szerokość widma kątowego rozproszonego promieniowania i Q — nierozproszonego promieniowania Tau A.

~~Rys. 2. Krzywa zmian amplitudy zapisu interferencyjnego Tau A w czerwcu 1961 r.~~

~~Na podstawie dokonanych obserwacji wyznaczono zmiany rozmiarów kątowych radio źródła Taurus A (rys. 3). Wyraźnie mierzalne rozproszenie obserwuje się w koronie na~~

Rys. 3. Zmiany rozmiarćw kątowych radioźródła Tau A .^ oznacza promień kątowy Tau A, krzywą I uzyskano w pierwszej połowie okultacji, krzywą II drugiej. Z pracowni i obserwatoriów 143 odległościach rzędu 45 promieni słonecznych. Na rys. 2 zauważyć można, że krzv'.va zakrycia ma kształt asymetryczny, co wskazywałoby na spłaszczenie superkorony. Po dobny efekt by) obserwowany także w okresie minimum aktywności słonecznej w Labora torium Cavendish (Anglia) [ l]. Na rys. 4 widać drogę Tau A względem Słońca. Nie jest ona równoległa do równika słonecznego, pozwala zatem wnioskować o kształcie korony.

« w 30/? e o n ,__ TOK 30 R ĄO* soe * • • s fe * -ćo \ . • • • to ’ * * *

~~Rys. 4. Droga Tau A względem Słońca~~

Interesujący jest ponad półtorakrotny wzrost amplitudy napisu interferencyjnego Tau A w dniu 4 czerwca, świadczyć on może o efekcie ogniskowania promieniowania przez niejednorodności superkorony [3], lub o quasi-klistronowym wzmocnieniu w koronie słonecznej [4j. W rezultacie dzięki użyciu najniższej z dotychczas używanych częstotliwości w obserwacjach interferometrycznych radioźródła Tau przy jednoczesnej dużej zdol ności rozdzielczej uzyskano: 1) obserwacje bardzo odległych obszarów superkorony Słońca,rzędu 45 promieni sło necznych, 2) dane wskazujące na spłaszczenie superkorony, 3) potwierdzenie istnienia dużych niejednorodności w zewnętrznych warstwach supeikorony (zjawisko 4 czerwca).

~~LITERATURA~~

[li A. He wish, 1955, Proc. Roy. Soc. A, 228, 238. [ 2] A. H ewish, 1958, Mon. Not. R. Astr. Soc. 118, 534. [3J W. Witki ewicz, Paris Symp. on Radio Astr., 1958, s. 276* [4] S. Manczarski, Acta Geoph. P ol. Vol. IX* No%* (196 1).

~~ANTENY LOG ARYTMICZNO-PERIODYCZNE~~

~~S. GORGOLEWSKI, J. HANASZ, H. I W A NI S Z E W S KI, Z. TURŁO~~

Od dawna w radioastronomii daje się odczuć brak prostej anteny szerokowstęgowej, nie wymagającej żadnych urządzeń dopasowujący di. To co zwykle stosuje się w technice elektronicznej, a mianowicie dipole falowe, pół falowe, lub ćwierćfalowe posiadają bardzo wąską wstęgę i praktycznie nadają się do wykorzystania tylko na jedną określoną długość fali odbieranej. Chcąc odbierać inną długość fali np. różniącą się od poprzedniej o kil kanaście procent, jesteśmy zmuszeni konstruować inny dipol, o innej długości, który mógłby odbierać pożądaną częstość. Drugą ujemną cechą jest to, że każdy nowowykonany dipol musimy zestroić na daną częstość, aby uzyskać maksimum jego sprawności. Brak zwłaszcza takiej anteny, która byłaby zdolna odbierać promieniowanie radiowe w szero kim zakresie, co daje się dotkliwie odczuć przy projektowaniu i wykorzystywaniu spek trografów. Mając to na uwadze rozpoczęliśmy próby zastosowania tzw. anten logarytmiczno- periodycznych [l,2] do badań interferometrycznych, prowadzonych w Obserwatorium toruńskim. 144 Z pracowni i obserwatoriów

~~Antena logarytmiczno-periodyczna, przez nas skonstruowana, posiada następujące parametry (rys. 1):~~

~~a = 60°, i]j = 37°, funkcja periodyczności r= 0,6.~~

Wykonana jest z prętów mosiężnych o średnicy 8 mm, przyspawanych do miedzianych rur podtrzymujących. Dwie takie anteny umieszczone w odległości 26 m na specjalnych stojakach tworzą interferometr. Połączono je między sobą kablem koncentrycznym o opor ności falowej 150 ohm. Środek kabla jest połączony z odbiornikiem przy pomocy kabla koncentrycznego o oporze falowym 75 ohm (rys. 2). Takie połączenie zapewnia szeroko- wstęgową impedancję na wyjściu.

~~Rys. 1. Antena log-periodyczna na pasmo od 100—1000 Me/s~~

~~4^ 1 5 0 ohm 1 5 0 ohm~~

~~7 5oh m~~

~~Total p o w e r re c e iv e r~~

~~Rys. 2. Schemat blokowy interferometru dwuantenowego~~

Ze względu na ograniczone możliwości laboratoryjnych pomiarów, wspomniany układ anten został sprawdzony na dwóch częstościach, a mianowicie na 127 i 327 Mhz. Zmie rzony współczynnik fali stojącej przy częstości 127 Mhz wynosił 1,62, a przy 327 Mhz — Z pracowni i obserwatoriów 145

1,16. Anteny odbierają promieniowanie spolaryzowane liniowo, ćo można było wykryć przez obrót anteny o 90° dookoła osi maksymalnego zyska. Dzięki temu, że anteny posia dają duży zysk, można obserwować Słońce spokojne w tych dwóch częstościach. Przez 7 godzin dziennie obserwowano Słońce bez przestawiania interferometru, anteny te bowiem posiadają szeroki kąt widzenia (około 100^ w kierunku wschód-zachód. Na podstawie zapisów został wyznaczony zysk anten logaiytmiczno-periodycznych, przyjmując, że poziom szumów Słońca spokojnego dla częstości 127 Mhz wynosi 3,1 X 10"JS W/m2/h z/ oraz 8,4 X 10"” W/m*/hz/ dla 327 Mhz. Zysk pojedynczej anteny w przypadku 127 Mhz wynosił 5,5db, a dla 327 Mhz około 8 db. Ostatnia wartość jest mniej pewna ze względu na brak informacji, dotyczących aktywności słonecznej na tej częstości. Reasumując możemy stwierdzić, że zalety anten logarytmiczne-periodycznych w za stosowaniu do radioastronomii przejawiają się: 1) szerokim zakresem częstości odbieranej 10 : 1. 2) stałym i dość wysokim zyskiem w obrębie użytkowej szerokości wstęgi, 3) szerokim i niezależnym od częstości kątem odbioru około 100° co daje 7 godzin obserwacji interferometrycznych, 4) łatwością w użyciu, bez potrzeby zestrajania i dopasowywania anten, 5) małą wagą, łatwością przenoszenia i niskimi kosztami konstrukcji, 6) możnością zastosowania w ogniskach reflektorów,

~~LITERATURA~~

~~[1] Carl T. Milner, QST, Vol. XLII1, Nr 11, [2] R. Calvin, Graf, Electronic World, Vol. 63, Nr 5.~~

~~EMISJA SERII PASCHENA W O CETI~~

~~S. GRUDZIŃSKA~~

Dotychczas w widmach gwiazd zmiennych długookresowych znana była jedynie seria Balmera, co zresztą tiumaczy się faktem, że leży ona w obserwowanym zakresie widma. Rozszerzenie obserwacji zakresu widmowego do bliskiej podczerwieni z granicą około 9000 A umożliwiło poszukiwanie serii Paschena. Jak dotychczas wymykała się ona jednak obserwacjom. Można to wytłumaczyć tym, że: 1) pierwsze, najsilniejsze linie serii Paschena mają długości fali większe od 9000 X; 2) stosowana była mała dyspersja, w której ginęły dalsze, słabsze linie serii; 3) nawet przy większej dyspersji słabsze linie serii ginęły na tle pa^m absorpcyjnych tlenków wanadu, tytanu i cyrkonu, w które obfituje zakres 5000—9000 A. We wrześniu 1959 r. prof. F ehrenbach otrzymał widmo o Ceti spektrografem siatkowym umieszczonym w ognisku Coude 1,93 m teleskopu w obserwatorium de Haute- Provence [l]. Widmo, uzyskane na czterech kliszach, obejmuje zakresy 3800—6950 X z dyspersją 4,1 X/mm i 7200 —8850 X z dyspersją 6,4 ^/mm. Data ekspozycji odpowiadała 16,78 dniom po maksimum. Przy okresie gwiazdy równym 331,62 dniom data zdjęć odpo wiada fazie 0P051 A więc zdjęcia zostały otrzymane w fazie, w której występuje emisja. Jako widmo odniesienia użyte zostało widmo żelaza. Dokładne pomiary długości fali lin ii emisyjnych zakresu 5000—8850 A, zostały wyko nane w Instytucie Astrofizycznym w Li&ge. Dobrze znane linie emisyjne zakresu 3800— 4800 A, pomierzone częściowo w Li£ge a częściowo w Toruniu, posłużyły do wyznaczenia prędkości radialnej gwiazdy. Średnia prędkość radialna wyznaczona z tych pomiarów wynosi 47 km/sek. Według Joy’a [2] dla tego okresu prędkość radialna wyznaczona z linii emisyjnych wynosi 46 km/sek, a więc zgodność jest doskonała. Wszystkie linie emisyjne pomierzone powyżej 5000 A zostały poprawione na tę prędkość radialną. W trakcie pracy jest ich identyfikacja. Duża dyspersja i dobry lobraz widma umożliwiły poszukiwanie serii Paschena. Niestety — pierwsze, najsilniejsze linie serii leżą poza obszarem obserwacji. W zakresie poniżej 8850 X jako pierwsza obserwowana lin ia występuje linia Paschen 12. Wyniki pomiarów serii Paschena podane są w następującym zestawieniu:

~~SERIA PASCHENA~~

~~A lab A obs I~~

8750.475 0.580 2 pr. słaby 8655.021 5.081 1 pr. szeroki, bardzo słaby 8598.394 — pasmo absorpcyjne VO A 8597.2 8545.384 5.149 2 pr. szeroki, rozmyty, słaby 02.487 2.116 2 pr. podwijny, słaby 8467.254 — pasma absorpcyjne TiO 37.958 7831 4 pr. szeroki 13.321 3.307 10 pr. bardzo silny 8392.400 2.652 9 pr. bard 10 silny 74.478 4537 2 pr. szeroki 59.006 — silny i szeroki pr. abs. 148 Z pracowni i obserwatoriow

~~A lab A obs I~~

8345.553 — szereg pr. absorpcyjnych 33.785 4.143 7 pr. siln y 8323.428 3. 615 5 14.262 4.325 5 06.115 — szereg pr. absoipcyjnych 8298.837 8.741 4 93.309 2.029 4 8286.434 6.508 4 81.125 _ silny i szeroki pr. abs. 76.310 — silny i szeroki pr. abs. 71.934 2.035 4 67.941 8.007 3 8264.288 4.016 4 pr. szeroki, słaby 60.938 0.890 4 57.859 7.841 7 pr. szeroki 55.153 5.283 6 8252.500 2.505 2 na skraju pr. absorpcyjnego 50.075 9.871 4 pr. słaby 47.826 7.688 5

W pierwszej kolumnie podane są długości fali laboratoryjne wzięte z pracy Ch. Moo re [3], wyjąwszy ostatnich trzech wartości, które zostały obliczone z danych dla atomu wodoru. Draga kolumna podaje długości fali obserwowane. Trzecia kolumna daje natęże nie prążka w umownej skali od 1 — dla najsłabszego prążka, do 10 — dla najsilniejszego; czwarta kolumna zawiera uwagi. Jak widać z zestawienia, nieobecność 7 prążków serii jest wytłumaczona silną absorpcją czy to liniową, czy też pasmową w danym miejscu widma. Należy jeszcze dodać, że istnieje także pewge wzmocnienie widma ciągłego gwiazdy poza granicą serii Paschena przy \ 8203, 572 A, rozciągające się do około A 8110 A. Najpierw wzmocnienie to jest dość silne, następnie stopniowo maleje w miarę przecho dzenia do krótszych długości fali. Wzmocnienie to nie zaczyny się jednak ściśle przy \ 8203,572 X - granicy serii Paschena, lecz przy około A 8197 A. Efekt tei^wywołany jest obecnością pasma TiO A 8198,5 A i silną linią absorpcyjną przy A 8197,5 A. Reasumując należy przyjąć, że seria Paschena jest widoczna w widmie O Ceti. W porównaniu z serią Balmera jest ona dużo słabsza i nie rzuca się w oczy, lecz należy ją wyławiać przy pomocy dokładnych pomiarów linii emisyjnych.

~~LITERATURA~~

[1] Ch. F eh ren bach, Publ. Obs. de Haute-Provence, Vol. .6, No. 1. [ 2] A.H Joy, Ap. J. Suppl. Ser. Vol. 1, Nr 2, 1954. [3] Ch. Mo ore,,a Multiplet Table of Astrophysical Interest” , Contr. Princeton Univ. Obs. No. 20. O WZMOŻENIU ZAINTERESOWAŃ MECHANIKĄ NIEBA (Z PRZEMÓWIENIA NA ZJEŻD ZIE PTA W W\RSZAWIE WE WRZEŚNIU 1961R.)

~~F. KĘPIŃSKI~~

Ponieważ uwaga większości astronomów ogniskuje się obecnie na problematyce niewyczerpanych dziedzin astronomii gwiazdowej i astrofizyki, doszło do tego, że Mechanikę Nieba zaczęto traktować jako pozostałość historyczną astronomii, pozbawioną znaczenia i zastosowania do nowoczesnych badań. Jest to jednak bardzo błędny punkt widzenia, gdyż Mechanika Nieba pozostaje nadal niewzruszonym fundamentem, na którym spoczywa cała nasza wiedza, dotycząca mchu cia) niebieskich. Ponadto, wraz z przekroczeniem przez astronomię granic układu sło necznego, powstały nowe zagadnienia, które bez udziału Mechaniki Nieba nie mogą być podjęte ani rozwiązane. Przykładowo wymienić tu należy problem ruchu ciasnych układów gwiazd podwójnych, na którym opiera się znaczny zasób wiedzy astrofizycznej. Wszak światło rzucone tu przez rozważania z punktu widzenia dynamiki, np. problem gęstości we wnętrzach gwiazd, stanowiących gwiazdy podwójne, dobitnie wykazuje korzyści ingerencji Mechaniki Nieba w dziedzinę astrofizyki. Powstała również konieczność dokonania rewizji niektórych poprzednio otrzymanych osiągnięć, odkąd teoria względności znalazła faktyczne potwierdzenie słuszności swych założeń. Myśli powyższe można odnaleźć w znakomitej książce Celestial Mechanics wybitnego Einsteinisty, profesora Uniwersytetu w St. Andrews w Szkocji, Erwina F i n 1 ay-F r eu n- d li ch a. . Ponieważ i w Polsce, w dobie rozkwitu astrofizyki, Mechanika Nieba zajmuje pozycję drugorzędną, należałoby zaapelować o wprowadzenie do wykładów uniwersyteckich 2 lub 3-semestralnego regularnego kursu Mechaniki Nieba, który by nie ograniczał się do krótkiego wstępu, ale obejmował zarówno teorię ruchu punktów materialnych jak i obda rzonych ruchem obrotowym ciał sferoidalnych, znajdujących się od siebie w odległościach porównywalnych z ich wymiarami,podlegających deformacji i o niejednorodnej strukturze. ■ /

~~I _~~

~~______TEORETYCZNA FUNKCJA OKRESÓW CEFEID KLASYCZNYCH~~

~~J. SMAK~~

~~TEOPETMHECKAJI ^YHKUMH HACTOTbl FIEPHO/IOB KJ1ACCM1ECKMX LIE^EMfl~~

~~KLCMAK~~

~~Coflep *aHHe~~

TeopeTHqecKan 4)yHKiwfl qacTOT nepwoflOB KJiaccwqecKHX uecêwa 6bi;ia BbiBeaeHa ripn cjieayroniHX npe^nocbuiKax: uetênflbi npoKcxoflHT H3 nepBO- HaâjibHofi rjiaBHofi nocjieflOBaTejibHOCTH c nepBoim aJibH oii cjjyHKUHeił CBeTMMOCTH, llA( M°v ) ; BpeMH cyuiecTBOBaHMa b CTaflHM ije<|>enfl nponop- i^HOHajibHO WL /£; HamioH 3aBncHM0CTM Macca - CBeTMMOCTb flJin TaKofi *e, Kai< fljia 3Be3fl rjiaBHofó nocêflOBaTeJibHOCTM. CpoBHeHMe c Ha6;ifoflaeMofi qacTOTofi nepnoaoB b PajiaKTHKe h b Mare* jiaHOBbix 06jiaKax noKa3biBaeT xopomyio corjiacoBaHHOcTb. M36MTOK ne- pnoflOB Kopoqe 5 flH e ft b TajiaKTMKe HHTepnpeTKpyeTca, KaK pe3y;ihTaT $opM bi 3aBMCMM0 CTM nepMOfl-aMiUMTyaa.

~~A THEORETICAL PERIOD FREQUENCY FUNCTION FOR THE CLASSICAL CEPHEIDS~~

~~SUMMARY~~

A theoretical period frequency function for the classical cepheids is deri ved under the following assumptions: cepheids originate from the initial main sequence with the initial luminosity function, i/r (M%); the life-time in the cephe- id-stage is proportional to?lty£; the slope of the mass-luminosityrelation for the cepheids is the same as for the main sequence stars. A comparison with the observed frequency of periods in the Galaxy and in the Magellanic Clouds shows a good agreement; a deficiency of periods shorter than 5 days in the Galaxy is tentatively interpreted, as a result of the form of the period-amplitude relation.

~~W ostatnich latach ukazało się wiele prac poświęconych ewolucyjnemu znaczeniu funkcji jasności absolutnych*. Większość tych prac omawiała jednakże wczesne stadia~~

* Por. streszc2 enia w „Postępach Astronomii** 6> 120» 1958 i_8_» 145» 1960. 152 Z pracowni i ębserwatoridw ewolucji (ciąg główny). Praca niniejsza stanowi rozszerzenie takich rozważań na przy padek cefeid długookresowych, reprezentujących — wediug obecnych poglądów — sta dium ewolucyjne związane z przechodzeniem gwiazd przez obszar przerwyHertzsprunga. W związku z istnieniem zależności okres—jasność funkcja jasności absolutnych cefeid jest równoważna funkcji częstości okresów. Założenia. W zgodzie z aktualnymi poglądami przyjęto następujący schemat ewolucji cefeid: 1) Cefeidy pochodzą z ciągu głównego; na ciągu głównym wieku zero obowiązuje uniwersalna, początkowa funkcja jasności absolutnych, ijj (W£); M° jest jasnością absolutną, wizualną cefeidy na ciągu głównym wieku zero. 2) Jasność absolutna, wizualna cefeidy nie zmienia się w trakcie przechodzenia przez obszar przerwy Hertzsprungą, jest zatem identyczna, jak w momencie opuszczenia ciągu głównego*. 3) Czas życia w stadium cefeidy jest proporcjonalny doflt/ £ (7IX— masa, £ — jasność cefeidy). Teoretyczna funkcja częstości okresów. Funkcja częstości cefeid, których jasności absolutne, wizualne na ciągu głównym wieku zero były równe M° jest dana przez

~~? (V°) = i/r (A^) ® .const. (1)~~

~~Po uwzględnieniu danych o ewolucji gwiazd na ciągu głównym, wprowadzeniu za leżności okres—jasność, masa—jasno ść i poprawek bolometrycznych uzyskuje się zamiast (1) zależność~~

log Y (iW^) = log i// (\t£) + 0.269 + ponst (2) oraz M° = - 2.26 logP + 0” 73 + 0.91 Mv (o), (3) gdzie Mv (0) jest punktem zerowym zależności okres—jasność. Przechodząc do funkcji częstości okresów

~~(4) dr uzyskuje się ostatecznie~~

log (P) = log 0 (P)J - 1.608 log P + const, (5) gdzie (P ) jest dane przez (3). Jest rzeczą godną podkreślenia, że uzyskana w ten sposób teoretyczna funkcja częstości okresów zależy głównie od przyjętego kształtu początkowej .funkcji jasności absolutnych, nachylenia zależności masa—jasność, oraz założenia odnośnie czasu życia w stadium cefeid; natomiast wartości stałych w zależności okres—jasność K ( O ) ] i zależności masa—jasność wpływają na końcowe wyniki liczbowe w bardzo nieznacznym stopniu. Porównanie z danymi obserwacyjnymi. Porównanie uzyskanej powyżej teoretycznej funkcji częstości okresów z danymi obserwacyjnymi jest poważnie utrudnio-

* Por. rys. 1 w artykule w „Postępach Astronomii” ^ , 215, 1959- Z pracowni i obserwatoriów 153 ne istnieniem selekcji obserwacyjnej. W związku z tym przedstawione tu wyniki mają z konieczności jedynie wstępny charakter. 1) Galaktyka. Materiał statystyczny wzięto z Katalogu Kukarkina, Parenago, Efremova i Kholopova (1958), Wyeliminowane został^gwiazdy populacji II (cefeidy typu W Wirginis), oraz obiekty należące do Obłoków Magellana. W celu ograniczenia rozważań do objętości przestrzeni jednakowej dla obiektów o różnych okresach wprowa dzono parametr

m = ffT^g + 2.25 log P (6) równoważny poprzez zależność okres—jasność modułowi odległości. Rozważając cefeidy aż do pewnej wartości granicznej m wprowadza się jednak selekcję względem jasności obserwowanej mpg; gwiazdy o krótszych okresach mają przy danym m mniejsze jasności obserwowane i są zatem silniej eliminowane przez selekcję. Drogą porównania histo gramów funkcji częstości cj> (P) można się jednak przekonać, że selekcja taka staje się istotna dopiero dla m > 16m- Tę wartość przyjęto za wartość graniczną dla użytego materiału statystycznego. Rysunek 1 przedstawia histogram częstości okresów cefeid klasycznych w Galaktyce uzyskany z omówionego powyżej materiału. Dla porównania przedstawiono również

P Rys. X. Porównanie histogramu częstości okresów cefeid klasycznych w Galaktyce z teoretyczną funkcją częstości okresów (linia ciągła). Dolna część rysunku przedstawia zależność między maksymalnymi wartościami amplitud zmienności i okresem zmienności dla cefeid w Galaktyce 154 Kronika teoretyczną funkcję częstości okresów znormalizowaną do funkcji obserwowanej dla P > 5^. Wyraźny jest niedobór cefeid o okresach krótszych od 5 dni. Jest to niewątpliwa konsekwencja trudnej do uwzględnienia selekcji związanej z amplitudą zmienności obiektów o różnych okresach.^W Galaktyce (zob. rys. 1) cefeidy o okresach krótszych od 5 dni mają bardzo małe amplitudy, co sprawia, że prawdopodobieństwo ich odkrywa nia jest niewielkie. Cefeidy o okresach dłuższych od 5 dni odznaczające się znacznie większymi amplitudami nie wykazują odchyłek od krzywej teoretycznej. Przedstawione tu zagadnienie wiąże się z dyskutowanymi wielokrotnie różnicami w kształcie obserwowanych funkcji częstości okresów (lub średnich wartości okresów) w różnych obszarach różnych układów gwiazdowych (por. np. prace Shapleya McKibben (1940), Mergentalera (1952), Arpa i Krafta (1961) i in.). Jest to prawdopodobnie jedynie wynikiem różnic w kształcie zależności okres-amplituda (por. wyniki Arpa i Krafta), podczas gdy funkcja częstości okresów jest równie universalna, jak początkowa funkcja jasności absolutnych, ih (\1°) (por. Limber (I960)). 2) Obłoki Magellana. Dane statystyczne dla obłoków Magellana wzięto z pracy Shapleya i McKibben (1940). Dane dla wybranych obszarów Małego Obłoku są przy tym według opinii tych autorów bliskie kompletności; dane dla Dużego Obłoku są prawdopodobnie skażone selekcją, głównie dla gwiazd najsłabszych tj. dla najkrótszych okresów. Porównanie obserwowanych histogramów częstości okresów z danymi teore tycznymi uzyskanymi w niniejszej pracy przedstawione jest n a rys. 2 i 3. W obydwu

~~P P~~

Rys. 2- Porównanie histogramu częstości Rys. 3. Porównanie histogramu częstości okresów cefeid w Małym Obłoku Magellana okresów cefeid w Dużym Obłoku Magella- z funkcją teoretyczną (linia ciągła) na z funkcją teoretyczną (linia ciągła) Kronika 155 wypadkach zgodność jest zadowalająca, aczkolwiek w przypadku Dużego Obłoku wyraźny jest niedobór gwiazd o P < 3^.

~~LITERATURA~~

H.C. A rp ., n .P . K ra ft., 1961, Ap.J. 133, 420. B.V. Kukarkin, P .P . Parenago* Y u.I. Efremov, P .N . Kholopov, 1958, O bszczij Katałog Pieremiennych Zwiozd, wyd. II. D.N. Limber, 1960, A p.J. 131, 168. ]. M ergen tal et, 1952, Contr. Wrocław Observatory No 7. H. S h a p 1 e y, V. M c K i b b e n, 1940, H arvard Reprint No 192.

~~O BUDOWIE WEWNĘTRZNEJ SKŁADNIKÓW CI\SNYCH UKŁADÓW PODWÓJNYCH TYPU R CANISMAJORIS~~

~~J. SMAK~~

~~0 BIIYTPEHHEM CTPOEHMM KOMPiOHEHTOB TECIIUX /J.BOMHHX CMCTEM TI1FIA R CMa~~

~~KJ.CMAK~~

~~CoflepxaHHe~~

PaccMaTpMBaeTCJi b C T aT be rnnoTe3a, uto 3 B e 3 flb i Tuna R CMa bo3- HMK3K)T B CTaflMM CrOpaHMfl reJIM H . 3aBHCHMOCTb MaCCa-CBCTMMOCTb noft- TBepKflaeT s t o npeflaoJiosceHiie. SaBHCMMOCTb Macca-paflHyc pa3JumaeTc;? flBOHKOrO pOfla: flJIH KOMnOHeHTOB rJiaBHblX M flJIH KOMnOHeHTOB BTOpMMHblX. ConocTaBJieHMe 3aBMCMM0CTM Macca-paflwyc c TeopeTM>iecKMMM flaHHbiMM fljlfl 3B§3fl B CTaflMM CrOpaHMfl reJIMH nO3BOJIH0T npMMTH K BbIBOfly, HTO no- T e p a Maccbi fljis 3B e 3 fl TMna R CMa b npefluiecTByi(.uiHX cTaflMsx sbojiioumm npeBbiuiaeT 90% mx nepBOHaqajibHoii Maccw.

~~ON THE INTERNAL STRUCTURE OF THE COMPONENTS OF CLOSE BINARY SYSTEMS OF R CAMS MAJORIS TYPE.~~

~~SUMMARY~~

The paper discusses a hypothesis that the R CMa stars are helium-buming objects.The mass-luminosity relation confirms this assumption; the mass-rądius relation spilts into two separate branches for the primary and secondary com ponents respectively. Acomparison of the mass-radius relation with the theoretical data for the helium-buming stars suggests that the mass loss at the previous stages of the evolution of R CMa stars exceeded 90% of their initial masses. 156 Z pracowni obserwatoriów

Wysunięto hipotezę, że odznaczające się znacznymi osobliwościami składniki ciasnych układów podwójnych typu R Canis Majoris są gwiazdami w stadium spalania helu. W oparciu o tę hipotezę, zakładając nachylenie zależności masa-jasność (z teorii), można wyznaczyć ze znanych stosunków jasności składników ich stosunki mas, niezna ne dotąd z obserwacji a konieczne dla wyznaczenia fizycznych własności rozważanych gwiazd. Rachunki takie wykonano dla wszystkich znanych układów tego typu (8 układów, 16 gwiazd). W oparciu o uzyskane wyniki dokonano dyskusji fizycznych cech gwiazd typu R CMa, której konkluzje są następujące: 1. składniki układów typu R CMa wykazują wyraźną zależność masa-jasność; za leżność ta pokrywa się doskonale z zależnością teoretyczną dla gwiazd w stadium spalania helu; 2. składniki układów typu R CMa wykazują dwie wyraźne zależności masa-promień, oddzielne dla składników głównych i mniej masywnych; porównanie z zależnością masa- promień wynikającą z danych teoretycznych prowadzi do wniosku, że na wcześniejszych stadiach ewolucji gwiazdy typu R CMa utraciły znaczną część (do 90%) swojej pier wotnej masy.

~~EWOLUCYJNE ZNACZENIE PODOLBRZYMÓW W CIASNYCH UKŁADACH PODWÓJNYCH (STRESZCZENIE WYNIKÓW WSTĘPNYCH)~~

~~J. SMAK~~

~~3BOJIIOLMOHHOE 3HAHEHME CyBrM rAHTOB B TEC1IMX /łB0MHbIX CMCTEMAX~~

~~W. CMAK~~

~~Coflep>KaHMe~~

B paftOTe paccMaTpiiBaioTCS npoGjieMi.i 3bojiioUmh Gojiee MaccwBuoro KOMno- HeHTa flBOMHOH CHCTeMbl, HaMHHafl OT MOMeHTa, KOrfla 9BOJlI()lWOHHpyFOL[ia5I 3Be3«a noKH/jaeT rjiaBHyic riocjieflOBaTejmocTb u SKcnaHflHpyeT no OKpy*aK>meM ee rpaHimw Roche’a u KOrfla cymecTBeHHO HaunHaeT B03flefócTB0BaTb noTe- pa Maccw. n pM nojioxeHMn, mto noTepa Maccw He othocmtch k cucTeMe b qeJioM M MTO COXpaHHeTCH MOMeHT OpOMTHOrO ABHWeHHH, OnpefleJieHO BJIMHHMe OÓMeHa MaccoH Niexcay KOMnoHeHTaMM - Ha npefleji rpaHmiw R o c h e ’a oKpywaiomeii 3BOJiiounoHJipyK)inyio 3Be3fly. CK0HCTpyMp0BaH0 ceMbio MOflejiew 3Be3fl, b nflpax KOTopwx coBepmaeTCH npouecc cropaHHH qejiMH npn npeanociiiJiKe TepMH^ecKoro paBHOBecMH. IlccjieAOBaHO Taoce BJMHHHe noTepw Maccw Ha BHyTpeHHee crpoe- HHe T3KHX 3Be3fl. 3tM MOfleJHl, OTHOCfflllMeCfl K pafly nepBOHawajlbHblX Macc, GOJIb- iiiHX qeM OK. 1,5 Maccw Cojuma, MoryT 5biTb npMMeHHMbi k GoJibiiwucTBy cjiy- MaeB, K KOTOpbIM OTHOCHTCfl cyGriiraHTW B CHCTeMaX "semi-detached". 0Ka3biBaeTCH, u to b nepBOHauajibHOM rfw3nce noTepn Maccw rpaHMUa R o c h e ’ a MMeeT npeaeji ropa3«o MeHbiue, Heycejw Tpe6yeTca fljia MOflejiefi b coctohhhm TepMHqecKoro paBHOBecwa, h cJieaoBaTejibHo npouecc noTepw Maccw floJiweH 6biTb HecTannoHapHiiiM b KejibBMHCKOM MacuiTaGe BpeMeroi- 3 to t nepexonHbiw Z pracowni i obserwatoriów 157

(J}a3nc sbojhouhh 0Ka3HBaeTcs HMeeT Taxyio 6ojibmyR. cKopocTb, ^ to ee HeB03- MOWHO OnpeuejlHTb CTaTMCTHMeCKM, Bojiee 06cT0HTejibH0 nccjieflOBana cwTyaiWfl, Kanan nojiyMaeTca npn B03Bpa- uieHMH TepMMMecKoro paBHOBecws. McHHCJieHMH npofleJiaHHbie jijih pflfia nepBona- MajibHbix OTHomeHMM Macc fl0Ka3bmai0T, mto b KaacflOM cjiyłae K0JinqecTB0 Mac- Cb!, Bbl6p0meHH0e SBOJHOUMOHHpyiOlHHM KOMIIOHeHTOM flJIfl B03BpailieHHH TepMH- MecKoro paBHOBecMJi —flocTaTomio ajih Toro, mto6h pojw 6oJiee MaccnBHoro kom- noHeHTa m MeHee MaccHBHoro KOMnoHeirra b33hmho H3MeHHjmcb„ Pe3yjibTaT0M o6MeHa Macew HBjiaeTCs cwcTeMa Twna "semi-detached", b kotopoh MeHee Mac- CMBHbiii KOMriOHeHT HaxoflMTCs b CTaflHH c y 6 n ira H T a . CBeTHMOCTb m paflHyc cy6- rH raH T a 3aBMCHT He to jib k o o t e r o M accw , ho TaiOKe u o t m b c th Maccbi, Haxofls- iiieMCH b rejiweBOM Hflpe. HacTOJiiiiaa Teopuji npezjnojiaraeT cymecTBOBaroie KopejiHUvm Me*ny otm o- HeHHHMM o t cTaHflapTHbix 3aBMCidM0CTeft "Macca - CBeTHMOCTb" m "Macca — paflwyc"- TeopMfl npeanoJiaraeT Taiotce cymecTBOBaHwe Kopejismrai Me*ay otkjio- HeHHHMH CBeTHMOCTH H COOTHOI1IeHMHMM MaCC. 3TH flBe KOpeJlflUMM XOpOUIO CO- râeyiOTCH C COOTBeTCTBeHHWMM 06cepBaiIM0HHbIMM flaHHblMH. ZI,jih cjiyuan cyfiniraHTOB b cucTeMax "semi-detached"Haft/ieHa flajibHe&uaa neycTOHMHBOcTb b HêpHOM MacuixaGe BpeMeHM. TeMn noTepn Maccw b cpe/i- HeM onpeaejieH Ha 10"4 Maccw CojiHiia Ha 106 jieT. Ilpo/lHCKyTMpoBaHbi TaK*e cJiyqaM cyOrHraHTOB TMna"semi-detached"H cw- CTeMbi Tuna R CMa„ An** KOMnoHeHTOB 3tmx nocjieflHwx cwcTeM nojiyqeHO, co- rJiacHO c npeflbiflyiiiHMH npezjnojio>KenMhm u, m o ohh coxpamuw MeHbme 20% hx nepBOiiaâjibHbix Macc,

~~EVOLUTIONARY SIGNIFICANCE OF SUBGIANTS IN THE CLOSE BINARY SYSTEMS~~

~~SUMMARY~~

The paper considers problems of evolution of the more massive component of a close binary system, beginning with a moment when the evolving star leaves the main sequence stage and expands to its Roche limit, and when mass loss starts to play an important role. The influence of the mass exchange between the com ponents on the size of the Roche limit surrounding the evolving star is determined on the assumptions that there is no mass loss by the system as a whole and the angular orbital momentum is conserved during this process. The thermal equilibrium models with helium burning cores are then constructed, and effect of mass loss on their internal structure is determined. These models as referring to the case of in itial masses greater that about 1,57ft©, are applicable to the more frequent case among the observed subgiants in “ semi-detached” systems. It appears that at the initial phases of mass loss, the Roche limit has considerably smaller size than that required by thermal equilibrium models, and the process must be unstable on a Kelvin time scale; this transition phase is then fast enough to avoid statistical detection. The situation when stability returns is studied in greater details. The com putations performed for the different initial mass ratios show that in every case the amount of mass lost by the evolving star, necessary for restoring its thermal 158 Z pracowni i obserwatoriów

equilibrium is also sufficient enough to interchange the roles of primary and secondary. The result of the mass-exchange is a “semi-detached” system with less massive component in the subgiant stage. The luminosity and radius of the subgiant depend not only on its mass but also on the fraction of mass contained in the helium core. The present theory predicts a correlation between the devia tions from the “ standard” mass-luminosity and mass-radius relations; the theory predicts also a correlation between the deviations in luminosity and the present mass-ratios. Both these correlations agree well with their observational counter parts. A further instability on a nuclear time scale is found in the case of subgiants in “semi-detached” systems; the rate of mass loss in a typical case is estimated as about lO'4311£0per 10s years. The “ detached”subgiants and R CMa stars are discussed briefly. For the components of R CMa systems we obtain, in agreement with previous suspic ions , that they retained only less than 20% of their initial masses.

Praca rozważa problemy ewolucji masywniejszego składnika układu podwójnego poczynając od momentu, gdy ewoluująca gwiazda opuszcza ciąg główny i ekspanduje do otaczającej ją granicy Hoche’a i gdy istotną rolę zaczyna odgrywać utrata masy. Przy założeniu, że nie ma utraty masy przez układ jako całość oraz że zachowany jest orbi talny moment pędu wyznaczono wpływ wymiany masy między składnikami na rozmiar granicy Roche’a otaczającej ewoluujący składnik. Następnie zbudowano rodzinę modeli gwiazd, w których jądrach zachodzi proces spalania helu, przy założeniu równowagi termicznej, oraz zbadano wpływ utraty masy na budowę wpwnętrzną takich gwiazd. Modele te, odnoszące się do przypadku mas początkowych większych od ok. 1,5 masy Słońca, są stosowane do większości przypadków reprezentowanych przez podolbrzymy w układach typu “ semi-detached” . Okazuje się, że w początkowej fazie utraty masy granica Roche’a ma rozmiary znacznie mniejsze od wymaganych przez modele w stanie równowagi termicznej i zatem proces utraty masy musi być niestacjonarny w Kelvinow- skiej skali czasowej; ta przejściowa faza ewolucji jest więc na tyle szybka, że unika odkrycia w skali statystycznej. Rardziej szczegółowo zbadano sytuację jaka panuje w chwili powracania równo wagi termicznej. Rachunki wykonane dla szeregu początkowych stosunków mas pokazu ją, że w każdym przypadku ilość masy wyrzucona przez ewoluujący składnik konieczna dla odzyskania równowagi termicznej jest jednocześnie wystarczająca dla zamiany ról składnika masywniejszego i mniej masywnego. Wynikiem wymiany jest układ typu “ semi- -detached” , którego mniej masywny składnik znajduje się w stadium podolbrzyma. Jasność i promień olbrzyma zależy nie tylko od jego masy, ale również od części masy zawartej w jądrze helowym. Teoria ta przewiduje istnienie korelacji między odchyłkami od „standardowych” zależności masa-jasność i masa-promień; teoria przewiduje również istnienie korelacji między odchyłkami jasności i obecnymi stosunkami mas. Obydwie te korelacje zgadzają się dobrze z ich obserwacyjnymi odpowiednikami. Dla przypadku podolbrzymów w układach ,,semi-detached” znaleziono dalszą nie stabilność w jądrowej skali czasowej. Tempo utraty masy w przeciętnym przypadku ocenione zostało na 10”4masy Słońca na 10‘ lat. Przedyskutowano również krótko podolbrzymy typu „detached” i układy typu R CMa. Dla składników tych ostatnich otrzymano, w zgodzie z poprzednimi przewidywaniami, że zachowały one mniej niż 20% ich początkowych mas. 0 BADANIU GENEZY I DYNAMICZNEJ STRUKTURY ROJU METEORÓW PRZY UŻYCIU ELEKTRONOWEJ MASZYNY CYFROWEJ

~~W. TURSKI~~

W roku akademickim 1960/61 autor przeprowadzi}, w ramach prac badawczych Obser watorium w Jodrell Bank, analizę numeryczną problemów związanych z pojawieniami się 1 gęstością roju Giacobinid. Analiza ta polegała na: 1. Wyliczeniu ciągte j orbity komety Giacobiniego-Zinnera, dającej najlepsze przed stawienie obserwacji wymienionej komety w XX wieku, podczas 9 przejść przez peri- helium i przedłużeniu tej orbity wstecz do epoki poprzedzającej wielkie perturbacje komety przez Jowisza w 1898 r. 2. Całkowaniu numerycznym równań ruchu cząsteczek wyrzuconych z jądra komety z różnymi szybkościami i w różnych epokach, doprowadzonym do epoki 1960 r. 3. Porównaniu z materiałami obserwacyjnymi: wizualnymi, fotograficznymi i radio lokacyjnymi. 4. W celu przeprowadzenia takiej analizy zbudowany został przez autora, wespół z dr J. G. Daviesem, program na elektronową maszynę cyfrową typu „Mercury” . Program ten sterował pracą maszyny w taki sposób, że po wprowadzeniu elementów oskulujących dla epoki ta maszyna, po wykonaniu ciągu operacji,wyprowadza!a elementy oskulujące dla zadanej epoki przy czym | t0 — | ^ 60 lat. Perturbacje pochodzące od Jowisza, Saturna i Ziemi były wprowadzone przez odpowiednią funkcję perturbującą w równaniach różniczkowych ruchu, perturbacje od pozostałych planet albo zaniedbano, albo wzięto pod uwagę w sposób uproszczony (Wenus i Merkury). Przeprowadzone obliczenia pozwoliły na wysunięcie hipotezy dotyczącej daty i szyb kości wyrzutu zaobserwowanych meteorów. W myśl tej hipotezy meteory z roju Giacobinid zostały wyrzucone pomiędzy rokiem 1894 a 1898> szybkość wyrzutu była rzędu 1—10 m/sek, tj. znacznie mniejsza niż wymagane prędkości w poprzednich hipotezach: Bre di- china, H a m i d a-Wh i p p 1 e’a czy Plaveca, podobna zaś do takich prędkości jakie proponował Dubiago. Struktura roju zdaje się wskazywać na fakt,iż jądro komety wiruje dokoła osi nachylonej do płaszczyzny jej ruchu orbitalnego pod kątem różnym od prostego. Przy użyciu tego samego programu, po wprowadzeniu weń nieznacznych zmian i uzupełnień, można przeprowadzić analizę wszystkich znanych rojów meteorowych, jak również wykonywać znaczną część pracy nad wyliczaniem ostatecznych orbit komet . ■

■

~~- -~~

■

~~' O ROZKŁADZIE NADWYŻEK BARWY W POJEDYNCZYCH OBŁOKACH PYŁU MI ĘDZYG WJAZDOWEGO~~

~~W. ZONN~~

Jest rzeczą powszechnie znaną, że materia międzygwiazdowa w naszym otoczeniu ma budowę wybitnie nieciągłą; dotyczy to zarówno składowej gazowej jak i pyłu między- gwiazdowego, o którym będzie mowa w dalszym ciągu. Liczni badacze wyznaczyli dość dokładnie pewne średnie wartości parametrów charakteryzujących budowę i właściwości składowej pyłowej materii międzygwiazdowej: średnią absorpcję w obłoku równą 0,m27, średni promień równy 1,5 ps i średnią liczbę obłoków równą około 10 na kps. przeciętych przez prostą, biegnącą w płaszczyźnie równika galaktycznego. Wartości średnie parame trów opisują nam rzeczywistość tylko wtedy, gdy wartości prawdziwe są bliskie średniej, lub gdy znamy rozkłady odpowiednich zmiennych losowych. W naszym przypadku nie znamy prawie żadnego z tych rozkładów. Celem niniejszej pracy było wyznaczenie rozkładu nadwyżek barwy S w pojedynczych obłokach pyhi międzygwiazdo wego. Ponieważ nadwyżki te są proporcjonalne do absorpcji, znalazłszy rozkład nadwyżek barwy automatycznie otrzymujemy rozkład absorpcji w po jedynczych obłokach materii międzygwiazdowej. Zadanie polega na przejściu z rozkładu fr (£) obserwowanego, będącego wynikiem sumowania się nadwyżek barw na pewnej drodze r, do rozkładu f (e) reprezentującego częstość występowania nadwyżek barwy w pojedynczych obłokach. Aby otrzymać V (s) można zastosować następujące rozumowanie wprowadzone przez G. Mii n ch a [l]: Rozpatrzmy warstwę grubości dr w odległości r. Przyjmujemy, że warstwa ta jest dostatecznie cienka, aby prawdopodobieństwo przecięcia w niej więcej niż jednego obłoku było równe zeru. Oznaczając przez Afdr prawdopodobieństwo przecięcia jednego obłoku otrzymamy następujący związek:

~~fr+ dr (e) = (1 — A.r rfr) / (6) + \Tdr / /(£-*)(*) dx r o r~~

wyrażający to, że uzyskanie nadwyżki barwy £ na drodze r+ dr może nastąpić dwojako: albo cała nadwyżka powstaje na drodze r, albo na drodze r i w warstwie dr, przy tym w tym drugim przypadku suma nadwyżek barw na obu odcinkach musi wynosić £. Od tego równania przechodzimy łatwo do:

d fr (£) = [- fr (6) + f fr (fi - x) S’ (x) dxl \Tdr L o -*

znanego w statystyce pod nazwą równania Kolmogorowa-Fellera.Rozwiązywanie jego nastręcza jednak duże kłopoty rachunkowe i dlatego wygodniej jest posłużyć się nim dla znalezienia związków między momentami obn funkcji: nieznanejf(E) i znanej z obser wacji fT (6), odpowiadającej różnym r, lub — jak później zobaczymy —różnym wartościom średniej nadwyżki barwy E. Przechodząc do funkcji charakterystycznych łatwo 162 Z pracowni i obserwatoriów otrzymamy następujące związki między e 0. m2, m3 — momentami trzech pierwszych rzędów nieznanej funkcji 'f(s) i średnią nadwyżką barwy E oraz momentami centralnymi fi°, fif funkcji znanej ff (e):

~~= t o ! H i — n i Aj. ; f ł° =~~

Tutaj A r = \ o h r dr. Aczkolwiek otrzymany układ równań zawiera cztery niewiadome, jednak czyniąc pewne ogólne założenia co do kształtu V (e) otrzymamy jeszcze jeden związek międzyfi0. i m3. Wtedy układ nasz da się rozwiązać. W praktyce okazało się, że czynienie takiego założenia jest zbędne, ponieważ z otrzymanych momentów wynika zupełnie określony rozkład *f (£), mianowicie rozkład jednopunktowy, o czym jeszcze będzie mowa. Jako materiału obserwacyjnego użyłem nadwyżek barwy gwiazd typu F5, F9 i GO. Na wybór/ tycfi właśnie gwiazd wpłynęły trzy okoliczności: 1) Gwiazdy te wykazują dość mały rozrzut wskaźników barw, co gwarantuje z kolei, iż w obliczonych nadwyżkach barwy błędy nie będą znacznie większe od błędów ob serwacji. 2) Gwiazdy te wykazują stosunkowo małą dyspeisję jasności absolutnych — oko liczność dość istotna przy późniejszym opracowaniu wyników, o czym jeszcze będzie mowa. 3) Gwiazdy te występują licznie w dużych szerokościach galaktycznych, są zatem bardzo obfitym materiałem obserwacyjnym w istniejących katalogach. Przede wszystkim autor zajął się średnią nadwyżką barwy gwiazd w różnych kierunkach; w ogromnej większości miał gotowy już materiał ze swojej poprzedniej pracy [2|; dla kilku nie objętych wspomnianą pracą pól wyznaczył te wartości na nowo, przyjmując, że „prawdziwe” wskaźniki barw gwiazd typu F5, F9 i dGO wynoszą 0ę“29;0S“37 i 0™49, ich zaś jasności absolutne 3”6; 4?2 i 4?7, zgodnie z danymi T. Elviusa i Y. Ekedahl [3,4]. Przy tym tak jak i w poprzedniej pracy uwzględniono wpływ selekcji wywołany tym, że w każdym polu jasności gwiazd podlegały ograniczeniu m ^ mo ; tym samym ograniczeniu podlegają obserwowane nadwyżki barwy. Dlatego też „prawdziwe” średnie nadwyżki barw E obliczano z równania:

P(x0) E ' = E 1 - *o 2 p(*). 0 gdzie fi^jest obserwowaną średnią nadwyżką barwy w danej odległości, p(x) rozkładem , , . . E m0—m Poissona o średniej A = — zaś X = ---- . Tutaj £ 0 oznacza średnią nadwyżkę barwy £ o 4 £o w jednym obłoku w pierwszym przybliżeniu równą 0™07; wartość ta jest bardzo bliska nowej, otrzymanej w obecnej pracy. Następnie zgrupowano gwiazdy z różnych pól mających jednak te same wartości średnich nadwyżek barw E t ‘A dE. Postępowanie takie jest słuszne dlatego, że w tym przypadku wewnątrz grupy mamy jedną wartość A r a zatem nadwyżki barw wewnątrz grupy podlegają jednemu rozkładowi. Z otrzymanych histogramów obliczono E, i fi°, które następnie poprawiono ze względu na trzy źródła błędów systematycznych. 1) Hłędy wynikające z grupowania; tutaj zastosowano znaną poprawkę Shepparda. Z pracowni i obserwatoriów 163

2) Błędy wynikające z istnienia rozrzutu prawdziwych wskaźników barw jak też i z błędów obserwacji. Jak już wspominałem, pierwszy rozrzut jest tak nieznaczny, że można było go pominąć. Błędy obserwacyjne eliminowano w sposób powszechnie znany. 3) Błędy systematyczne wynikające z istnienia rozrzutu jasności absolutnych roz patrywanych grup gwiazd. Opuszczając dość zawiłe obliczenia [ 5] wpływu dyspersji jasności absolutnych na obliczone na podstawie histogramów momenty przytoczę tu tylko wzory końcowe:

E = 0.944 E*

~~1, 0 * u\1 = — Ih ------1.059- 0.037 Ar~~

~~0 * ft 1.059 + 0.122 A r - 0.007 ArJ~~

Tutaj gwiazdkami oznaczono momenty otrzymane z histogramu, bez gwiazdek — momenty poprawione. A r oznacza średnią liczbę obłoków w danej odległości, której wartość jest równa _E_ eo W ten sposób opracowano około 500 gwiazd w 14 polach Kapteynowskich otrzymując metodą najmniejszych kwadratów

~~4 = j ^ = 0,060 ± 0,0027 B = -j— = 0,00339 ± 0,00031 o £ o~~

~~Wyniki te spełniają zależność:~~

oznaczającą, że rozkład nadwyżek barw w pojedynczych obłokach, jest bliski rozkładowi jednopunktowemu, przy tym ta jedyna wartość jaką może przyjmować zmienna losowa wynosi 0,“*)60 ± 0?003. Jeśli przyjmiemy formalnie, że rozkład V (e) jest rozkładem normalnym lub rozkładem Poissona o dyspersji a 1, w obu przypadkach otrzymamy

~~a 1= B - A1 = — 0,00027 ± 0,00045~~

Oznacza to, że prawdopodobieństwo, iż wartość dyspersji przekroczy ± 0™03 jest prak tycznie biorąc zerem. Przyjmując na wartość stosunku absorpcji fotograficznej do nadwyżki barwy y= 4,3 (w międzynarodowym układzie fotometrycznyin) otrzymamy, iż absorpcja w pojedynczym obłoku pyłu między gwiazdowego wynosi 0” 26, ± 0“ 01, Zwracamy przy tym uwagę na to, że z faktu, iż we wszystkich obłokach mamy jednakową absorpcję nie wynika, że są one jednakowe pod względem masy lub rozmiarów. Jak łatwo się przekonać zachowany musi być tylko warunek:

~~^ 1 = const R gdzie M jest masą obłoku, R — jego średnicą. 164 Z pracowni i obserwatoriów~~

~~LITERATURA~~

l] G. Munch, Ap. J. 116, 575, 1952. 2 W. Zonn, Astr. Żumał 33, 862, 1956. 3 T. Elvius, Uppsala Medd. 124, 1959. 4 T . Elvius, Y. Ekedahl, UppsalaMedd. 135, 1961. 5 W. Zonn, Acta Astronomica, w przygotowaniu do druku. Z LITERATURY NAUKOWEJ

~~GWIAZDY UCIEKAJĄCE Z ASOCJACJI~~

~~S. GRZĘDZIELSKI~~

Prace Blaauwa i Morgana (1953, 1954) dotyczące gwiazd“AE Aur i fi Col wywo łały swego czasu sensację: wyznaczenie prędkości przestrzennej z pomiarów prędkości radialnej i ruchu własnego dla tych dwu gwiazd wczesnego typu (09.5 V i RO V) wykaza ło, że ich prędkości swoiste przekraczają 100 km/sek, mają przeciwne zwroty i że obie gwiazdy przez około 2,5<10s lat musiały się znajdować w bezpośrednim sąsiedztwie asocjacji I Ori. W następnych latach wykryto dalsze obiekty o tak nietypowych cha rakterystykach kinematycznych. W chwili obecnej stan ten został podsumowany w obszer nej pracy Blaauwa (1961), w której równocześnie zaproponowano mechanizm mogący zdać sprawę z niezwykłego — jak na skrajną populację 1 — zachowania się tych gwiazd. Spośród 18 obiektów typów 0 - B5 o prędkościach przestrzennych > 39 km/sek, dwanaście ma mniej lub bardziej pewny rodowód: po 3 gwiazdy pochodzą z asocjacji I Ori i I Sco, 2 z I Cep, po jednej z II Per, II Sco, I Lac i NGC 1502. Ponadto przypusz cza się, że HD 197419 o prędkości 23 km/sek pochodzi również z I Lac. Zależność obserwowanej prędkości od masy gwiazdy ilustruje tabela 1.

~~Tabela X~~

~~Masy gwiazd w jednostkach < 20 20-50 50-80 > 8 0 masy Słońca~~

~~23: 39 49 64 Indywidualne prędkości 58: 106 50 59 przestrzenne w km/sek. 59 > 115 > 50 >109 Dwukropek oznacza wartości 73 123 niepewne 74 82 156: > 180 195~~

Z przytoczonych danych widać, że wysokie prędkości zdarzają się nawet w przypad ku bardzo masywnych gwiazd. Przekreśla to możliwość nabycia wysokiej prędkości na skutek działania mechanizmu rakietowego rozpędzającego obłok macierzysty danej gwiazdy. Aby bowiem powstała gwiazda o masie — powiedzmy —20 mas o, masa obłoku powinna być rzędu 200 mas © . Jeżeli prędkość końcowa takiego obłoku ma wynosić np. 150 km/sek, to masa początkowa powinna być rzędu $<105 mas Słońca. Nie obserwuje się jednak indywidualnych obłoków o tak wielkich masach; w dodatku, rozpędzenie wymagałoby nieprawdopodobnie wielkiego skupienia gwiazd typu 0. Istniejące dane sugerują, że częstość występowania gwiazd o wysokich prędkościach nie jest jednakowa dla wszystkich typów widmowych (z przedziału 0 — B5). Blaauw zestawia dane obserwacyjne dla dwu grup gwiazd leżących w przedziale długości galak tycznych 1^ od 340° do 200° i na północ od deklinacji —20P: pierwsza grupa zawiera wszystkie gwiazdy leżące nie dalej niż 600 ps od Słońca i mająca prędkości przes- 166 Z literatury naukowej

trzenne > 40 kra/sek, przy czym prędkości te zostały wyznaczone z ruchów własnych obarczonych błędem (prawdopodobnym) nie większym niż ± Q,"0060; druga grupa zawiera gwiazdy nie dalsze niż 1000 ps i mające również prędkości przestrzenne > 40 km/sek, tym razem jednak błąd w ruchu własnym mógł być dowolny (do statystyki weszły również gwiazdy bez wyznaczonego ruchu własnego, wówczas kryterium 40 km/sek stosowano do prędkości radialnej w układzie centroidu Słońca). Wyniki zestawione są w tabeli 2.

~~T ab ela 2~~

~~O dległość Liczba wszystkich Liczba gwiazd Stosunek Typ 600 p s gwiazd o prędk. przest. w % > 40 km/sek B I - B5 270 4 1,5~~

~~odległo ść 05 - 09.5 29 6 21 1000 ps BO, BO.5 39 1 2.5~~

Wynika stąd, że procentowa zawartość gwiazd szybkich jest o czynnik rzędu 10 większa dla gwiazd o typach wcześniejszych od BO. Najbardziej interesujące wnioski wyciąga Blaauw z analizy częstości występo wania w rozważanym przedziale typów widmowych układów podwójnych, lub ogólniej — wielokrotnych. Dyskusja prowadzona jest oddzielnie: dla normalnych(tzn.powolnych) gwiazd typów O—B5 i dla gwiazd szybkich. Rozważymy najpierw gwiazdy noimalne. Podstawowym założeniem, na którym opierają się rozważania Blaauw a jest przy jęcie rozkładu dużych półosi orbit gwiazd podwójnych podanego przez Kuipera (1935); nadto Blaau w przyjmuje, że wielkości półosi w układach wielokrotnych nie są ze sobą skorelowane. Porównanie obserwowanego rozkładu półosi u podwójnych spektroskopo wych i wizualnych, których główny składnik leży w rozważanym przedziale typów wid mowych a składnik słabszy ma jasność absolutną wizualną większą od jasności odpo* wiadającej M, = +5 z rozkładem Kuipera — prowadzi do wniosku, że selekcja obser- wacyjna nie gra większej roli dla podwójnych spektroskopowych o półosi mniejszej od 1 j.a. i dla podwójnych wizualnych o odległościach składników między 1 a 40 sekundami łuku. Z danych katalogu Ai tk en a (1932) wynika że dla powyższego przedziału odległoś ci kątowych szansa zafałszowania statystyki przez pary optyczne jest niewielka, o ile słabszy składnik jest jaśniejszy niż 12m. Możemy więc przyjąć, że o ile istnieje układ podwójny (lub wielokrotny) spełniający podane wyżej warunki, to będzie obserwowany jako gwiazda podwójna spektroskopowa lub wizualnie podwójna. Z kolei prawdopo dobieństwo występowania w przestrzeni takiego układu (oznaczamy je odpowiednio przez Fbp i Fviu) da się wyliczyć w założeniu Kuiperowskiego rozkładu półosi: odpowiednie wartości wynoszą 0.18 i 0.20. W dalszej dyskusji będą brane pod uwagę układy do pięciokrotnego włącznie. Oz naczmy przez £ , . ..fs ułamek (z ogólnej ilości obiektów w przestrzeni) występujący w postaci odpowiednio gwiazd pojedynczych, układów podwójnych, ... układów pięcio krotnych. Dane obserwacyjne są zbyt skąpe by móc niezależnie wyznaczyć cztery z pię ciu wartości fu ... fs. Blaauw zakłada więc związki /s = 0/„ U = /.= /3V.

gdzie /3 < 1, i dopasowuje parametry # > /a tak> bY najlepiej odtworzyć obserwowane ilości układów wielokrotnych. Tak więc np. jeżeli z ogólnej ilości 210 gwiazd typu BO—B5, 34 obserwuje się jako gwiazdy spektroskopowe podwójne (SB) to powinien zachodzić związek Z literatury naukowej 167

~~34= 210[/1Fsp + 2/3Fap (l-Fsp -F *.) + 3/4F8p (l-F#p-FTis) 1 +~~

+ 4/sFsp (l-Fsp-Fsp)»] oraz analogiczne związki dla innych typów gwiazd. Materia! obserwacyjny dla gwiazd normalnych typu BO—B5 wraz z wynikami dopa sowania podane są w tabeli 3. VD oznacza gwiazdy wizualnie podwójne, ST oraz VT — odpowiednio gwiazdy spektroskopowo i wizualnie potrójne. SB+-VD oznacza, że gwiazda jest obserwowana równocześnie jako spektroskopowo podwójna i jako wizualnie podwój na itd.

~~T ab ela 3~~

~~Rodiaj obserwowanego Ilo ść Wyniki dopasow ania obiektu (8 = 1,0 |8 = 0 ,5 0 = 0 , 2 fi = 0,158 fi = 0 ,4 0 fi = 0,73~~

~~pojedynczy 127 123 124 127 SB 34 26 31 36 VD 29 29 34 40 ST 1 6 3 1 SB fV D 10 12 8 3 VT 7 7 4 2 S B fV T 2 3 1 0 Suma 210 206 205 209~~

Blaauw za najlepsze dopasowanie uważa Q = 0,5 /a •= 0,4. Wówczas ilość układów pojedynczych wynosi 25% i stanowią one tylko około 11% ogólnej ilości gwiazd wystę pujących w układach. W rozważaniach powyższych pominięte zostały składniki gwiazd podwójnych o jasności absolutnej mniejszej od jasności odpowiadającej Mv = +5 Zatem procentowy udział gwiazd pojedynczych jest jeszcze mniejszy. Analogiczna analiza przeprowadzona dla normalnych gwiazd typu O (wyniki są mniej pewne, bowiem ogólna ilość obiektów użytych do statystyki wynosiła tylko 29) prowadzi do jeszcze mniejszego procentu gwiazd pojedynczych. Blaauw wyciąga więc wniosek, że dla normalnych gwiazd typu BO—B5 układ pojedynczy je st raczej fenomenem i to niezwykle rzadkim dla gwiazd o jeszcze wcześniejszych typach. Radykalnie odmiennie ma się natomiast sprawa w przypadku gwiazd szybkich. Żadna z nich nie jest gwiazdą wizualnie podwójną, żadna nie jest spektroskopowo podwójna o znanych elementach a tylko dla pięciu rozrzut obserwowanych prędkości radialnych jest na tyle duży, iż mógłby ewentualnie dopuszczać podwójność. Gdyby częstość występowania układów podwójnych i wielokrotnych była taka jak w przypadku gwiazd normalnych, to cztery z 19 szybkich obiektów powinny być obserwowane jako wizualnie podwójne i cztery do pięciu jako spektroskopowo podwójne. Dopuszczając nawet, że dwa spośród obiektów o dużym rozrzucie mierzonych prędkości radialnych są istotnie gwiazdami podwójnymi otrzymuje się, że co najmniej 80% gwiazd szybkich jest obiekta mi (pojedynczymi. Powyższe wyniki skłoniły Blaau wa do postawienia hipotezy, że gwiazdy szybkie uciekające z asocjacji są to byłe składniki układów podwójnych nagle uwolnione od przyciągania grawitacyjnego i wybiegające z asocjacji z prędkościami rzędu prędkości orbitalnych. Uwolnienie od sił grawitacyjnych może mieć miejsce, gdy główny składnik układu podwójnego traci gwałtownie masę, na przykład wyrznca ją w przestrzeń podczas 168 Z literatury naukowej

eksplozji typu supernowej. W takiej sytuacji energia kinetyczna składnika drugiego (mniej masywnego) nie ulega praktycznie zmianie — jeśli zaniedbać oddziaływanie mię dzy eksplodującą otoczką a drugim składnikiem — natomiast energia potencjalna całego układu rośnie gwałtownie (zbliża się po wartościach ujemnych do zera). Całkowita energia systemu przyjmuje wartość dodatnią i dragi składnik oddala się od resztek pierwszego z prędkością hiperboliczną. Oczywiście wzrost całkowitej energii systemu odbywa się na koszt pracy wykonanej przez siły doprowadzające do eksplozji. -Łatwo można wykazać elementarnym rachunkiem, że orbita składnika mniej masywnego W,, z eliptycznej przekształci się w hiperboliczną, jeśli masa składnika głównego W, zma leje (momentalnie) od wartości początkowej M° do wartości końcowej M[ spełniającej warunek , M°, - W, M < — ------1 2

~~Prędkość uciekania z asocjacji składnika M2 jest przy tym równa~~

M\ - 2 M\ - Af, ' i Sre i ,0 gdzie Sre], o jest początkową (kołową) prędkością orbitalną. Aby więc otrzymać skład niki Mj o masach rzędu kilkudziesięciu mas Słońca uciekające z asocjacji z prędkościa mi rzędu 100 km/sek, początkowa masa głównego składnika musi być rzędu kilkuset mas Słońca a początkowa półoś eliptycznej orbity rzędu kilkudziesięciu jednostek astro nomicznych. Dla dokładniejszej numerycznej analizy hipotezy Blaauwa, Boersma (1961) przeliczył przy pomocy maszyny cyfrowej ZEBRA zachowanie się układu podwójnego, gdy główny składnik traci szybko masę. .Rachunki przeprowadzone byty w założeniu koiowośd początkowej orbity, oraz przy zaniedbaniu efektów oddziaływania masy \12 z otoczką. Wyniki podane zostały w postaci tabel szeregu wartości następujących parametrów: początkowo stosunku mas masy końcowej składnika głównego A/f, czasu r, w którym następuje wypływ masy (traktowany jako jednostajny). Zasadnicze rezultaty można streścić jak następuje: dla dużych wartości A/a/A/? ( = 0,8, 0,6) tylko bardzo szybki (r « początkowego periodu orbitalnego) wypływ masy może uwolnić drugi składnik a masa końcowa M[ musi być niewiększa od Q,2M\; dla małych wartości A/a/A/° ( = 0,10, 0,05, 0,00) rozerwanie systemu następuje przy A/{ rzędu 0,3 lub 0,4 AfJ z wyjątkiem przypadków, kiedy r przekracza początkowy period orbitalny; prędkość ucieczki składnika A/a zależy w znacznym stopniu od początkowego stosunku mas, lecz zawiera się najczęściej między 50 a 100% początkowej wartości orbitalnej. Przykładowo konkretne wartości będą następujące: A/“ = 250 0, A/a = 10 — 50 0, początkowa półoś orbity = 20 j.a., początkowy period orbitalny = 5.4 lat, czas wypływu masy ze składnika głównego t = 3 miesiące, końcowa masa A/f < 25 0, końoowa prędkość masy A/, = 90 km/sek. Jest rzeczą interesującą, że czas wyraźnej aktywności supernowych, tzn. czas, w którym supernowa nie jest słabsza o więcej niż o 5m swego blasku maksymalnego, jest rzędu 4 miesięcy dla supernowych typu II. Hipoteza gwiazd podwójnych, w których główny składnik staje się supernową napo tyka _ mimo całej swej atrakcyjności — na pewne tradności, które w chwili obecnej nie mogą być bez reszty usunięte. Wymienić tu można po pierwsze — problem możliwości powstania i istnienia gwiazd o masach sięgających 1000 mas Słońca; po drugie — otwarta jest kwestia mechanizmu eksplozji: czy jest to wynikiem bardzo szybkiego przebiegu stadiów ewolucji gwiazd, czy też wibracyjnej niestabilności dyskutowanej przez Z literatury naukowej 169

Schwarzchildai Harma (1959)dla gwiazd o masach>60 mas Słońca. N ajistotniejszą jednak trudnością jest sprawa jasności absolutnych supernowych typu II. Obserwacje wskazują, że supernowe typu II mają fotograficzną jasność absolutną co najwyżej rzędu - U M, co odpowiada energii (w widzialnej dziedzinie widma) wyzwolonej w czasie wybuchu rzędu 1047 ergów. Tymczasem wyrzucenie otoczki o masie rzędu 200 mas Słońca z prędkością rzędu 3000 km/sek wymaga energii kinetycznej rzędu 2 x 10” ergów. Blaauw widzi wyjście z trudności w przyjęciu, że rzeczywista jasność abso lutna supernowej jest znacznie większa, a nasze oceny zafałszowane są przez skrajnie wysoką absorpcję (8 magnitudo) w asocjacjach in statu nascendi — ewentualność o tyle do przyjęcia, że supernowe typu II pojawiają się najczęściej w ramionach spiralnych galaktyk. 0 ile by przypuszczenie Blaauw a odpowiadało prawdzie mogłaby być usunięta sprzeczność między dotychczasowymi ocenami mas wyrzucanych przez super nowe typu II opartymi na obserwowanych jasnościach absolutnych a ocenami opartymi na efektach dynamicznych oddziaływania wyrzuconej masy z materią międzygwiazdową. Jak wiadomo analiza rozmiarów i prędkości rozszerzania się takich układów, jak np. Cygnus Loop prowadzi do wniosku, że masa supernowej typu II powinna być rzędu właśnie kilkuset mas Słońca.

~~LITERATURA~~

R. G. Aitk en, 1932, New General Catalogue of Double Stars (Carnegie Inst. Wash. Publ. No 417). A. Blaauw, 1961, BAN 15, 265. A. Blaauw, W.W. Morgan 1953, BAN 12, 76. A. Blaauw, W.W. Morgan 1954, Ap.J. 119, 625. J . Boersma, 1961, BAN 15, 291. G. P . Kuiper, 1935, PASP 47, 121. M. S ch w a n s c h i 1 d, R. Harm 1959, A p.J. 129. 637. «•

~~. y }-:tq c >o « (So ■- -■ v> .#\r. - ,-i~~

■

~~’ PRZETWORNIKI ELEKTRONO WO-OPTYC ZNE CORAZ SZERZEJ STOSOWANE W ASTRONOMII~~

~~K.. SERKOWSKI~~

Przetworniki elektronowo-optyczne (image—tubes) znajdujące zastosowanie w astro nomii podzielić można na trzy zasadnicze typy. Przedstawicielem pierwszego jest nadajnik telewizyjny. Obraz optyczny, tworzony przez obiektyw lub zwierciadło teleskopu na ekranie nadajnika telewizyjnego przekształcany jest na serię impulsów elektrycznych, które mogą być następnie dogodnie wzmacniane, przesyłane na odległość i rejestrowane. Ten typ przetwornika elektronowo-optycznego jest najdoskonalszy i przypuszczalnie w przyszłości będzie powszechnie stosowany w badaniach astronomicznych, zwiaszcza w badaniach wykonywanych spoza atmosfery ziemskiej. Jednakże w chwili obecnej prze tworniki tego typu nie są na tyle udoskonalone, aby opłacało się stosować je na szerszą skalę w astronomii. W przetwornikach elektronowo-optycznych drugiego typu elektrony emitowane są przez katodę, na której tworzy się obraz optyczny. Elektrony te skupiane są przez układ soczewek elektrostatycznych lub magnetycznych i tworzą obraz bezpośrednio na kliszy fotograficznej czulej na elektrony. Klisza ta musi znajdować się w próżni, ponieważ przechodzenie elektronów przez jakąkolwiek ściankę mogącą wytrzymać ciśnienie atmosferyczne połączone jest z dużymi stratami. Najlepsze przetworniki tego typu konstruowane są przez A.Lallem anda w Paryżu. Jeden ze zbudowanych przez niego przetworników zainstalowany jest od przeszło dwóch lat w ognisku coude 3-metrowego teleskopu Obserwatorium Lick’a. Obserwacje spektralne przy jego pomocy prowadzi M.F. Walker przy współudziale m.in. W. Krzemińskiego z Obserwatorium Warszawskiego. Czas ekspozycji przy użyciu takiego przetwornika z antymonowo-cezową katodą jest 50—100 razy krótszy, niż przy bezpośredniej fotografii na kliszach Kodaka 103a—O bez przetwornika, jeśli w obu wypadkach otrzymywane są widma o takiej samej dyspersji, zaczernieniu i zdolności rozdzielczej (por. Lallemand et al. 1960, Baum 1961). Poważną wadą przetworników Lallemand’a jest nadzwyczaj pracochłonna ich obsługa, wymagająca skomplikowanej i kosztownej aparatury. Zmienianie klisz związane jest z psuciem próżni. Próżnia musi zaś być szczególnie wysoka — trzeba stosować tytanowe pompy jonowe. Gazy wydzielające się z emulsji kliszy niszczą katodę, która musi być co parę dni zmieniana. W związku z tym katoda nie może być najwyższej jakości i posiada zazwyczaj dość znaczną ciemną emisję. Dla zmniejszenia ciemnej emisji przetwornik musi być chłodzony ciekłym powietrzem, lub nawet ciekłym wodorem. W sumie przygotowanie przetwornika do nocy obserwacyjnej wymaga kilkudziesięciu operacji i zajmuje około ośmiu godzin pracy. Z tych względów przetworniki typu Lallemanda, stosujące elektronografię, nie mogą być obecnie uważane za nadające się do użytku na szeroką skalę. Do szerokiego roz powszechniania nadają się natomiast w chwili obecnej przetworniki elektronowo-optyczne trzeciego typu, zwane przetwornikami z wyjściem optycznym. W przetwornikach tych 172 7. literatury naukowej elektrony tworzą obraz nie na kliszy fotograficznej, lecz na ekranie fosforyzującym, który dopiero jest fotografowany. Tworzenie na kliszy obrazu fosforyzującego ekranu przy pomocy obiektywu optycznego nie jest celowe w zastosowaniach astronomicznych, gdyż połączone jest to. z dużymi stratami światła, nawet jeśli obiektyw ma bardzo dużą światlosilę. Kilkakrotnie bardziej ekonomiczne jest wykonywanie zdjęć stykowych przez umieszczenie kliszy fotograficznej w możliwie bliskim kontakcie z fosforyzującym ekranem. Najlepsze wyniki dają przetwor niki z okienkiem z miki, której powierzchnia zwrócona ku wnętrzu przetwornika pokryta jest cienką warstwą drobnoziarnistego luminoforu. Kliszę fotograficzną umieszcza się tak, aby emulsja przylegała ściśle do zewnętrznej powierzchni miki. Tym sposobem emulsja znajdująca się pod ciśnieniem atmosferycznym może być niemalże w kontakcie ze znajdującym się w próżni ekranem fosforyzującym. Mika odznacza się wyjątkowo dużą wytrzymałością na ciśnienie. Paromilimetrowej szerokości paski wycięte z miki o grubości zaledwie paru mikronów wytrzymują bardzo dobrze ciśnienie atmosferyczne. Przetworniki elektronowo-optyczne z okienkami mikowymi są bardzo proste w obsłu dze. Zazwyczaj nie wymagają one chłodzenia, a zmienianie klisz nie jest bardziej kłopotliwe niż przy zwykłej fotografii bez przetwornika. Jedynym kłopotem, na jaki na raża obserwatora stosowanie przetwornika jest konieczność używania stosunkowo wy sokiego napięcia, 15 do 20 kilowoltów. Przetworniki tego typu stosowane są z powodzeniem w Instytucie Sztemberga w Moskwie (Volkov et al. 1959, Yesipov 1960, Shcheglov 1960), w Krymskim Obserwatorium Astrofizycznym (Hershberg et al. 1960), w Imperial College w Londy nie (Zacharov i Dowden 1960), w Obserwatorium Lowella we Flagstaff (Ford et al. 1961, Baum 1961, Fredrick 1961) i w innych obserwatoriach. We wszystkich tych ośrodkach otrzymuje się podobne wartości czynnika, o jaki ekspozycja ulega skró ceniu na skutek stosowania przetwornika. Czynnik ten zależy od czułości widmowej katody przetwornika. Przez zastosowanie przetworników z katodami z tlenku cezu, czułymi na podczerwień, otrzymuje się zwiększenie czułości w długości fali 10000 A 0 czynnik rzędu 500 w porównaniu z najczulszymi kliszami, uczulanymi na podczerwień (Volkov 1959, Ford el al. 1961). W tej dziedzinie widma wyższość przetworników elektronowo-optycznych nad bezpośrednią fotografią jest najbardziej jaskrawo widoczna. Zastosowanie przetworników do badań w tych długościach fąli przyniosło już ważne rezultaty, takie jak sfotografowanie po raz pierwszy jądra Galaktyki (Kaliniak et al. 1950), serii Paschena wodoru w widmach mgławic planetarnych (Fredrick 1961) 1 mgławicy w Orionie (Yesipov i Shcheglov 1961), linii 10747 ^ i 10798 X w koro nie słonecznej przy pomocy koronografu (Firor i Zirin 1960) i wiele innych. Przetworniki elektronowo-optyczne z katodami typu „multi-alkali” czułymi na czerwień dają dla długości fali odpowiadającej wodorowej lin ii H a (6563 X) zysk 50 do 100-krotny w porównaniu z kliszami Kodaka 103a—E (Shcheglov 1960). Natomiast przetworniki z okienkiem mikowym i katodami antymonowo-cezowymi, czułymi na światło niebieskie i na ultrafiolet dają, według Yesipova (1960) i Forda (1961) zysk 30—40- krotny w porównaniu z bezpośrednią fotografią, przy tej samej zdolności rozdzielczej. Ten ostatni autor używa przetworników, które są obecnie produkowane seryjnie przez ITT Laboratories w Fort Wayne, Indiana, USA. Okienko mikowe ma w tych przetwornikach rozmiar 3 mm x 40 mm, są więc one przeznaczone przede wszystkim do fotografowania widm. Wymagają napięcia około 17 kilowoltów i dają zdolność rozdzielczą około 30 par linii na milimetr. Są one niewielkich rozmiarów: metalowa puszka długości około 15 cm i średnicy 10 cm. Cena takiego przetwornika wynosi około 1500 dolarów. Przetwornik jest trwały, nie wykazuje dostrzegalnych zmian po paru latach pracy. Z przytoczonych danych wynika, że przetworniki elektronowo-optyczne z okienkami mikowymi wyszły już ze stadium eksperymentalnego i mogą być z powodzeniem i bez Z literatury naukowej 173 trudności stosowane przez astronomów nie specjalizujących się w badaniach nad takimi przetwornikami. Nie ulega wątpliwości, że za dwa czy trzy lata nikt nie będzie fotogra fować widm stabych obiektów bez użycia przetworników elektronowo-optycznych. Wobec stosunkowo niewysokiej ich ceny (w porównaniu z ceną teleskopu) i prostej obsługi niestosowanie przetworników z okienkami mikowymi do wymagających długich ekspozycji prac ze spektrografem szczelinowym jest marnowaniem czasu i teleskopu. Niestosowanie przetworników elektronowo-optycznych gdy są one już produkowane, jest podobnie nieeko nomiczne, jak niepotrzebne diafragmowanie zwierciadła teleskopu do 1/6 jego średnicy.

~~LITERATURA~~

W. A. Baum, 1961, I. A. U. Draft Reports, str. 34 i nagt. J . Firor, H. Zirin, 1960, A. J ., 65, 345. W. K. Ford, L.w. Fredrick, J. S. Hall, T. E. Hou ck, W. A. Baum, 1961, A. J., 66, 43. W. K. Ford, 1961, informacja prywatna. L.W. Fredrick, 1961. A. J.. 66, 44 oraz Low ell Obs. B u li., 5, 149. R. E. Hershberg V. I. Pronik, P. V. Shcheglov, 1960, Izv. Krimskoj Astr. Obs. 22, 150 A. A. Kaliniak, V. I. Krassovskiy. V. B. Nikonov, 1950, Izv. Krimskoj Astr.Obs., 6, 119. A. Lallemand, M. Duchesne, M. F. Walker, 1960, P . A. S .P ., 72, 76. P . V. Shcheglov, 1960, Astr. Zhum.. 37. 586; także 35. 651. I. V. Voiko V , V. F. Y esipov, P. V. Shch eglo v, 1959, Doki. A. N. SSSR, 129, No. 2, 288; takie_137,No. 4,840. V. F . Y esipov, 1960, Astr. Zhum ., 37. 588. V. F . Y esipov, P. V. Shcheglov, 1961, Astr. Zhum ., 38^, 554. B. Zacharov, S. Dowden, 1960, Advances in Electronics, 12, 31 (Academic Press, New York — Londyn). ------

. *

~~- O AMPLIFIKACJI KOSMICZNYCH PÓL MAGNETYCZNYCH~~

~~K. S T Ę P IE Ń~~

Z chwilą wykrycia w ciałach kosmicznych pól magnetycznych wylonit się problem, jaki mechanizm może takie pola podtrzymywać. Gdyby nie były one generowane, to wsku tek skończonego przewodnictwa powinny (jeżeli nawet początkowo istniały) dawno zniknąć.Ponieważ tak nie jest, więc jakieś procesy muszą je wzmacniać. Równanie na zmianę pola magnetycznego wygląda następująco:

~~dH ~r— = rot (i>x H) + r?AW d t~~

gdzie v — prędkość ośrodka, H — natężenie pola, n = — -— nazywane jest często ma- 4no[l gnetycznym współczynnikiem dyfuzji, a — przewodnictwo ośrodka a fj. — przenikliwość magnetyczna (w tym równaniu przyjęta jest 1). Widać z niego, że pole może zmieniać się pod wpływem ruchów ośrodka. Problemem jest znalezienie takiego kompleksu ruchów, które by powodowały wzrost początkowego pola magnetycznego. Zagadnieniem tym zaj muje się teoria elektromagnetycznego dynama. Bardzo ważnym w niej twierdzeniem jest twierdzenie Cowlinga [l], że niemożliwe jest podtrzymanie pola osiowosymetrycznego przez ruchy osiowosymetryczne i stacjonarne. Ogranicza więc ono klasę rozpatrywanych ruchów. Pewne sukcesy w teorii dynama osiągnął Elsasser [2], [3], [4], [5], [ó], który stosując metodę podobną do stosowanej w teorii wartości własnych, rozwinął ją trochę, oraz Bullard [7], [8], [9], który w oparciu o wyniki E l s a s s e r a znalazł ruchy quasistacjoname mogące pracować w jądrze ziemskim podtrzymując pole magnetyczne. Podobne wyniki otrzymał Parker [lOj, [llj, lecz mchy jakieobydwaj założyli są dość szczególne i jest bardzo mało prawdopodobne, aby mogły one występować w gwiazdach. Zwrócono się więc do badań procesów niestacjonarnych, procesów niestabilności. Ukazało się kilka prac takich jak: Alfvena [l2], Lundquista [l4|, Dungey’a i Lou ghh eada[l5] oraz Inglisa [ló], w których autorzy sugerowali, że być może występuje taki mechanizm amplifikacji: ruchy wewnątrz ciała powodują powstanie toro idalnego składnika pola. W pewnych warunkach konfiguracja pola toroidalnego i poloidalnego staje się niestabilna, podlega gwałtownym zmianom, w wyniku których wraca do stanu początkowego ale ze wzmocnionym polem poloidalnym. Niestety, nie było zupełnie jasne czy i w jaki sposób taki mechanizm może pracować. Dopiero eksperyment zasugerowany w 1958 r. przez Alfv«śna i wykonany w 1960 r. przez Lindberga , Witalisa i Jacobsena [17] wykazał, że taki proces jest możliwy. Zasada ekspe rymentu jest następująca: między dwiema współosiowymi cylindrycznymi elektrodami był wytwarzany poprzez wyładowanie pierścień plazmy posiadający silne toroidalne pole magnetyczne. Pierścień ten przesuwając się natrafiał na radialne pole magnetyczne wytworzone w ten sposób, że jeden biegun magnesu był wewnętrznym walcem, a drugi — zewnętrznym, otaczającym poprzedni. Plazma przechodząc przez pole porywała za sobą linie sił, a następnie przerywając je, tworzyła pole poloidalne (rys. la, b, c). 176 Z literatury naukowej

~~Rys. 1. Powstawanie pola poloidałnego ze stałego strumienia magnetycznego w pierścieniu plazmy.~~

Należałoby oczekiwać, że strumień magnetyczny tego pola poloidałnego będzie równy strumieniowi pola radialnego. Otóż w pewnych przypadkach okazywało się, że przewyższał on strumień początkowy 3—5-krotnie. Wytłumaczenie tego fenomenu jest następujące: pierścień plazmy opuszczający „działo plazmowe” , w którym był wytwarza ny, ma kształt stożka z wąskim kanałem wzdłuż osi. Prądy wytwarzające pole toroidalne płyną kanałem wzdłuż osi, a następnie przy wierzchołku stożka rozlewają się po jego powierzchni. W tym kanale znajduje się strumień poloidalny wytwarzany przez prądy płynące po kołach równoległych do podstawy stożka. W miarę wypływu plazmy kanał centralny staje się coraz dłuższy, tak że stosunek jego długości do średnicy rośnie, aż w końcu kanał staje się niestabilny. Po kilku gwałtownych konwulsjach zmienia się w linię śrubową a wraz z nim zmieniają się prądy osiowe. Następnie odrywają się i zamykają poszczególne zwoje tego prądu śrubowego wzmacniając strumień poloidalny. Mechanizm wzmocnienia jest tu niesłychanie prosty i bardzo łatwo można go przenieść na warunki kosmiczne (Alfven [13]). Z powodu tej prostoty może on funkcjonować zarówno w ziemskim jądrze jak i w gwiazdach, obłokach czy nawet galaktykach (o ile te obiekty posiadają pole poloidalne). Będzie on wtedy wyglądał następująco: jeżeli w obracającym się z prędkością = = 2 0) A r, gdzie Ar — przesunięcie konwektywne wzdłuż promienia), to powstanie fala H magnetohydrodynamiczna rozchodząca się z prędkością %= -- , gdzie H — natężenie \J\np pola magnetycznego, p — gęstość ośrodka. Fala ta wytworzy pole magnetyczne prosto ta padłe do początkowego o natężeniu h - H — . Jeże li V narasta wolno, to wówczas zabu- rżenie rozejdzie się w postaci fali alfvenowskiej i nic się nie stanie. Natomiast gdy v narośnie gwałtownie, to fala magnetohydrodynamiczna nie zdąży „odprowadzić” zabu rzenia i powstanie pole toroidalne, które może osiągnąć taką wartość, że konfiguracja pola toroidalnego i poloidałnego staje się niestabilna. Wówczas pole toroidalne prze kształca się w poloidalne. Mechanizm tego przekształcania widać, jeżeli rozpatrzy się prądy wytwarzające odpowiednie pola. Na rys 2a przedstawiony jest układ prądów Z literatury naukowej 177

~~Rys. 2. Wzmocnienie pola poloidalnego przez niestabilność pola toroidalnego.~~

podtrzymujących pole toroidalne i oraz poloidalne I. Część osiowa prądów i staje się niestabilna przekształcając się w linię śrubową (rys. 2b). W końcu odrywają się p o szcze gólne pierścienie prądów I’ wzmacniając pole poloidalne (rys. 2c). Wyłania się tylko problem, jak silne musi być pole h, aby wytworzyła się niestabil ność. Otóż Lundquist [ 14] i Loughhead [15] znaleźli warunek, że konfiguracja będzie niestabilna, jeżeli natężenie pola toroidalnego będzie co najmniej tego rzędu, co natężenie poi a poloidalnego. Musi więc zachodzić:

~~h> a H~~

~~gdzie a ma w szczególnych wypadkach znaną wartość, a w ogóle jest rzędu jedności. K orzystając ze wzoru na A mamy: H V> a VA = a------\/ \n p~~

~~W wyniku niestabilności pole poloidalne H będzie wzrastać tak długo, aż przestanie być spełniona nierówność. Więc: V ,____ _ H \J 4np ' a~~

~~albo zapisując inaczej: H2 1 / 1 _ — ^ ~ A ~ P v' 8 n a \ 2 —~~

Zakładając dla prostoty, że a = 1 można stąd oszacować biorąc znak równości, jakie powinny występować pola. 1 np. dla obłoków przyjmując p= 10",sg/cm3, v= 2.10* cm/sek mamy H = 2.10"6 gaussów. Dla jądra ziemskiego zakładając jednorodną magnetyzację i przyjmując r = 3, 5. 10" cm oraz p= 10g/cm3 mamy, że v ~ 0,34 cm/sek wystarcza do podtrzymania istniejącego pola. Odpowiada to przesunięciu konwektywnemu o ok. 23 m. Oczywiste jest, że występują ruchy konwektywne dużo większe, więc muszą istnieć inne czynniki ograniczające pole. Być może jest to skończone przewodnictwo, gdyż np. Elsasser w 1946 r. sugerował, że rząd wielkości dla pola ziemskiego można oszacować z zależności: / 2 cop\Yt

ale nie jest jasne, czy można to przyjąć dla powyższego mechanizmu. Na zakończenie 178 Z literatury naukowej należy podkreślić, że mechanizm dyskutowany przez autora nie jest najogólniejszy. Niestabilność może wystąpić zawsze tam, gdzie jest pole magnetyczne w ośrodku prze wodzącym i gdzie mogą wystąpić zaburzenia. Wówczas w pewnych warunkach może dojść do wzmocnienia pola początkowego. Najważniejszym osiągnięciem autora jest ukazanie nowych możliwości amplifikacji pola magnetycznego i opis jakościowy przykładowego mechanizmu. Natomiast do wy ników ilościowych należy odnieść się raczej z pewną ostrożnością, gdyż autor otrzyma) je z założenia, że powstanie zwykła fala magnetohydrodynamiczna przy żądaniu, aby zaburzenie było co najmniej takie jak pole początkowe. Wiadomo, że fala taka powstanie tylko gdy h « H. Gdy h > H (jak żąda autor) nie można stosować tego przybliżenia (o ile nie ma ekwipartycji energii), tylko teorię ścisłą, która nie jest rozpracowana. Mimo pewnych zastrzeżeń omówiona praca stanowi poważny krok naprzód w badaniach nad pochodzeniem kosmicznych pól magnetycznych.

~~LITERATURA~~

[l] T.G. Co wlin g, M.N. 94, 39 (1934). [2I W.M. Elsasser, Phys. ReY. 69, 106 (1946). [3] W.M. Elsasser, Phys. Rev. 70, 202 (1946). [4] W.M. Elsasser, Phys. Rev. 72, 821 (1947). [ 5] W.M. Elsasser, Phys. Rev. 79, 183 (1950). [ć]. W.M. Elsasser, Rev. Mod. Phys. 28, 135 (1956). [7] E.C. Bullard, Proc. Roy. Soc. 197A, 433 (1949). [8] E .C . Bullard, Proc. Roy. Soc. 199A, 413 (1949). [9] E .C . Bullard, Proc. Roy. Soc. 243A, 67 (1950). [ 10] E.N . Parker,Univ.Utah Repts. Earth’s Magnetism and Magnetohydrodynamics,No3 i 6 (1954). [11] E.N. Park er, ApJ 122, 293 (1955). [12] H. A 1 fv en, Tellus 2,74 (1950). [13] H. A 1 fven, ApJ 133, 1049 (1961). [ 14] S. L u n qu i s t, Phys. Rev. 83, 306 (1951). [ 15] J.w. D un g e y, R.E. L o u gh h e ad, Australian J. Phys. 7,5 (1954). [ 16] D .R . Inglis, Rev. Mod. Phys. 27, 212 (1955). [ 17] L . Lindberg, C. J acobsen, ApJ 133, 1043 (1961). JESZCZE O GWIAZDACH ZMIENNYCH TYPU RR LYRAE

~~W. Z O N N~~

Gwiazdy zmienne tego typa sprawiają astronomom zapewne najwięcej kłopotów, jeśli idzie o zakwalifikowanie ich do tej czy innej grapy ewolucyjnej. Od dawna jnż wiemy o tym, że wśród nich występuje wyraźny podział na dwie grapy; zależnie jednak od tego, jakie parametry rozpatrujemy przy zestawieniach, podział ten wypada różnie. Inaczej przy statystyce okresów, inaczej przy zestawieniu cech kinematycznych i jesz cze inaczej, jeśli pod uwagę bierzemy pewne cechy obserwowane w widmach gwiazd typu RR Lyrae. Dość powszechne jednak przekonanie o tym, że mamy tn do czynienia z dwiema grupami podważyła ostatnia praca N .E. Kuroczkina („Pieriemiennyje Zwiozdy” , 13, 84, 1960), której autor ustala istnienie jeszcze jednej grupy gwiazd typu RR Lyrae — tych mianowicie, które opuściły, czy opuszczają gromady kuliste. Autor starannie zbadał pole 10° X 10° otaczające gromadę M3, (słynną gromadę ku listą w Psach Gończych) i odkrył tam 8 nieznanych przedtem gwiazd typu RR Lyrae. Razem w tym obszarze znalazło się 14 gwiazd tego typu. Zestawiając ich gęstość prze strzenną wewnątrz- kuli o promieniu 2500 ps i wewnątrz większej kuli o promieniu 6000 ps (środkami obu kul była oczywiście gromada) autor stwierdził, że gęstość gwiazd w kuli pierwszej jest około 2 razy większa, niż w dalszych obszarach objętych drugą kulą. Z tego wyciągnął wniosek, że te „nadliczbowe” gwiazdy pochodzą z gromady M3 — inaczej mówiąc zostały przez nią wyrzucone z prędkościami, które autor przyjmuje za równe 50 km/sek. Traktując ten proces jako stacjonarny w czasie, autor oblicza z tego średnie natężenie „strumienia” gwiazd wylatujących z gromady, otrzymując nań wartość 0,33.10"* gwiazd na ps1 i milion lat. Biorąc 109 za średni okres czasu życia gwiazdy ty pu RR Lyrae, autor oblicza, ile powinniśmy mieć w Galaktyce gwiazd tego typn pocho dzących z gromad kulistych. Autor przyjmuje, że łączna liczba gromad wynosi 250 i z nich — jego zdaniem — tylko 125 posiada gwiazdy typu RR Lyrae, a więc może być dostawcami tych gwiazd w Galaktyce. Autor otrzymuje 32.10s gwiazd. Przyjmując, że łączna liczba wszystkich gwiazd typu RR Lyrae w Galaktyce wynosi 17.10* dochodzi do przekonania, że jedną trzecią tej liczby stanowią właśnie gwiazdy wyrzucone z gromad kulistych. „Podsystem gwiazd typu RR Lyrae jest czymś bardzo złożonym. Składa się z gwiazd o różnym pochodzeniu: z gwiazd typu RR Lyrae powstających w polu galaktycznym, z gwiazd związanych genetycznie z jądrem Galaktyki, oraz z gwiazd, które uległy wy rzuceniu z gromad kulistych*’. A że same gromady kuliste nie stanowią jednorodnej ge netycznie grjpy, zatem owa trzecia grupa gwiazd typu RR Lyrae również nie powinna być jednorodna, lecz dzielić się podług typów gromad, z których zostały wyrzucone. . KRONIKA

~~SPRAWOZDANIE Z "WALNEGO ZEBRANIA POLSKIEGO TOWARZYSTWA ASTRONOMICZNEGO ODBYTEGO W WARSZAWIE W DNIU 16 WRZEŚNIA 1961 R.~~

~~J.S. STODÓŁKIEWIC Z~~

Dnia 16 września 1961 r. w Warszawie odbyło się Walne Zebranie Polskiego Towa rzystwa Astronomicznego, w którym wzięło udział 58 osób, tj. ponad 50% członków To warzystwa. Obradom przewodniczył prof. dr J. W i t k o w sk i. W imienin ustępującego Zarządu kolejno składali sprawozdania członkowie Zarządu: sekretarz — dr A.G. Pacholczyk, skarbnik — prof, dr W. Zonn, wiceprezes — prof, dr S. Piotrowski, prezes — prof, dr A. O po 1 s k i. Dr A.G. Pacholczyk omówił organizowane przez PTA w okresie sprawozdawczym konferencje specjalistyczne z udziałem gości zagranicznych. Ogółem odbyły się nastę pujące konferencje specjalistyczne: 1. konferencja heliofizyczna, Wrocław, wrzesień 1960 r. z udziałem prof. M. Minnaerta; 2. konferencja poświęcona ciasnym układom podwójnym, Warszawa, grudzień 1960 r. z udziałem prof. Z. Kopała; 3. konferencja poświęcona sztucznym satelitom Ziemi, Warszawa, wrzesień 1961 r.; 4. przygotowano konferencję na temat atmosfer gwiazd z udziałem prof. C . de Jagera. Sprawy finansowe Towarzystwa zreferował prof, dr W. Zonn. W swym wystąpieniu prof. dr S. Piotrowski omówił sprawy wydawnicze organu PTA „Postępów Astronomii’' i zapowiedział zaopatrywanie artykułów publikowanych w tym czasopiśmie w streszczenia i fachowe terminy obcojęzyczne. Omawiając problem budowy COA, prof. Piotrowski zakomunikował, że postanowiono zwrócić się do SFOS o pomoc w sfinansowaniu budowy. Zarząd Towarzystwa wybrał Komitet, któremu powie rzył staranie się o spowodowanie decyzji budowy COA i o zdobycie funduszów w celu jej realizacji. Prezes Towarzystwa prof, dr A. Opolski omówił działalność naukową PTA i orga nizowane przez nie konferencje naukowe. Zwrócił awagę na niewykorzystanie w dosta tecznym stopniu wymiany informacji naukowej między polskimi ośrodkami astronomicz nymi. Zjazd na wniosek Komisji Rewizyjnej udzielił absolutorium ustępującemu Zarządo wi, dziękując mu za owocną pracę. W wyborach do władz Towarzystwa wyłoniony został nowy Zarząd w składzie: Członkowie Zarządu: Prezes: prof, dr A. Opolski, Wiceprezes: prof. dr S. Piotrowski, Sekretarz: dr A.G. Pacholczyk, Skarbnik: prof, dr W. Zonn, oraz dr J. Kub i ko wski. Zastępcy członków Zarządu: dr T. J arzębowski i mgr J.S. Stodółkiewicz. W skład Komisji Rewizyjnej weszły następujące osoby: prof. dr J . Witko wski, prof, dr W. Opalski, 182 Kronika -

doc. dr K. R u d n i c k i, oraz dr J .P o krzy wnicki w charakterze zastępcy członka Komisji Rewizyjnej. Na wniosek dr Ram era omówiona została sprawa Ogólnopolskich Olimpiad Astro nomicznych. Zebrani na Walnym Zjeżdzie członkowie PTA wybrali Komisję w składzie: drT. Jarzębowski, mgr M. Panków, prof. dr S. Piotrowski, doc. dr K. Rudnic ki, prof, dr W. Zonn, mgr J. Sałabun, zalecając jej zwrócenie się do Ministerstwa Oświaty w sprawie organizacji Ogólnopolskich Olimpiad Astronomicznych dla młodzieży szkół średnich i pieczę nad ich organizacją. W wolnych wnioskach przyjęto propozycję doc. K. Rudnickiego, by na początku Zjazdów Referatowych wygłaszane były referaty przeglądowe, oraz zalecenie dr Stan kiewicza o utrzymaniu dotychczasowego podziału tematycznego stosowanego na Zjazdach Referatowych. OrJIABJlEHME TETPA/1M 2

~~CTaTbH~~

~~A.r.FIaXOJIbMMK — Bonpocbl rpaBHTailMOHHoii HeyCTOii<)HBOCTM CJKMMaeMMX CMCT6M . . . 113 B.TypcKM .— O npoeKTe y a c T - ło p u ...... 125~~

~~M3 y q e 6 HMX 3aBeaeHnt! u oBcepBaTopnii~~

C.ToprojieBCKH, M.TaHaui, P. llBaHMiueBCKM, 3.Typjio - PaflH0Ha6jii0fleHHS 3aT- MeHHH OojiHua 15 eBpa/iH 1961 r. Ha Bojmax aahhoK 236 cm u 91,7 c m ...... 133 C. T opro jieBCKH, M.PaHaui,, P.MBaHHiueBCKH, 3,T ypjio — TpgxaHTeHHaa HHTeptJ)©- peHtwoHHan cwcTeMa AcTpoHOMnqecKOii OCcepBaTopKH yroiBepcHTeTa hm. HnKOJiaa Ko- nepHHKa Ha BOJiHe HJWHoii 9,32 m ...... 136 C.ToprojieBCKH, II I'a h am, P.MBaHHiueBCKH, 3.Typjio - PaflH0Ha6fli0aeHHH Cojih- iia na MacTOTe 27 Mc/S b 1959 r ...... 137 C.PoprojieBCKH, M. TaHaiii, r.MBaHHUieBCKH, 3.Typjio - 3aKpbiTHe paflHOHCTOł- HMKa TaBpyc A cojme^HoB KopoHoii b 1961 r ...... 141 C ,T o pro JieBCKH, ll.raH aui, r.MBaHHiueBCKH, 3.Typjio - JlorapH^MnqecKO-riepHO- flHqeoKHe aHTeHHW ...... I 43 C. r p y « 3 HHCKa - 3mhochh cepHH IlacxeHa b 0 U c t h ...... I 47 KeMnHHCKH - O B03pacTaHHH HHTepeca k He6ecHoK M e x a n n K e ...... 149 10. C m a k - TeopeTnqecKas 4)yHKUHH msctotbi nepHOflOB miaccnqecKHX iie ^ e H fl...... 151 K). Cm an - O BHyTpeHHgM ycTpoiicTBa KOMiiOHenTOB TecHHX flBotiHbix cHCTeM THna R CMa . 155 K). Cm ax — SBOJiionHOHHoe 3HaqeHHe cySmraHToB b TecHwx nBottabix cwcreMax...... 155 B .T ypcK H — O MccjieflOBaHHH reHe3Hca flHHaMwqecicoti cTpyKTypbi MeTeopHoro poa np« no- MOH(H 9J16KT POHIIOti HH'j)p0B0K MBIUHHbl...... 159 B.3oHH - O pa3J10JK6HHH H3J1MIUKOB OKpaCKH OTAejlbHblX OÓJiaK MejKfly3B83KHOii nblJW* . . . 161

~~113 jiHTepaTypw~~

C.rp)KeHflejibCKH — 3bS3ah y6eraioinMe H3 accoiwaiiKH...... 165 K.CepKOBCKH - 3jieKTp0HH0-0irn«ecKHe TpaHCcjiopMaTopM Bce Marne npHMeHHioTCH b ac- TpOHOMHH...... 171 K. CT6MneHb-0 aMnJM(])HKaunn KOCMHiecioix MarHHTHwx n o j i e i ł ...... 175 B. 3o hh - 3mS o 3Be3aax nepeMeHHoro Tana RR L irae...... 179

~~X p O H M k a~~

~~M.C. CTonyjiKeBHM - Orq§rÓ6mero CofipaHHH IloJibCKoro AcTpcmoMH~~

~~•KpaTKoe coflepacame aroro aoKJiafla HaneqaTaHO b Terpaan 1 "VcnexoB Actpohomhm" b 1962 r. CONTENTS~~

~~ARTICLES~~

~~A. G. P a ch o 1 c zy k, Problems of gravitational instability of compressible systems 113 W. Tarski, About the West Ford project...... 125~~

~~FROM LABORATORIES AND OBSERVATORIES~~

S. G o rg o 1 e w s k i, J. Hanasz, H, Iwaniszewski, Z. Turlo, Radio-astronomical observations of the Sun's eclipse on 15 Febr. 1961 in waves 236 cm and 91, 7 cm...... 133 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z. Turlo, Three antennas interference system at the Astronomical Observatory of the N. Copernicus’ University for the wave 9, 32 m ...... 136 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z.Turło, Radio-objer- vations of the Sun at frequency 127 Mc/s in the year 1959. . i ...... 137 S. Go rgo 1 e wski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z.Turło, Occultation of the radio-source Taurus A by the solar corona in 1961...... 141 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z. Turlo, Logarithmic- -periodical antennas...... 143 S. Grudzińska, Paschen series emission by ó Ceti...... 147 F. K ę pi ń sk i, About increase of taking interest in Celestial Mechanics...... 149 J. Smak, A theoretical period frequency function for the classical cepheids...... 151 J. Sm ak, On the internal structure of the components of close binary systems of R Canis Majoris type...... 155 J. Smak, Evolutionary significance of subgiants in the close binary systems (summary of the preliminary results), i . . . ., ...... l.r7 W. Turski, About investigation of dynamic origin of a meteor shower by use of electronic digit counter...... If W. Zonn, Color-excess distribution in single interstellar dust clouds.* ...... 16

~~FROM LITERATURE~~

S. G r z ę d z i e 1 s ki, Stars escaping out of associations...... 165 K. Serko wski, Electronic-optical transformers more and more widely applied in astronomy...... 171 K. Stępień, About ampli fying cosmic magnetic fields...... 175 W. Zonn, Once more about variable stars of RR Lyrae type...... 179

~~CHRONICLE~~

~~J. S. S t o d ó 1 k i e wi c z, Report of the General Meeting of the Polish Astronomical Society, Warsaw, 16 Sept. 1961...... 181~~

~~'Short summary of this conference wai published in No 1 of the „Postępy Astronomii” , 1962. SPIS TREŚCI ZESZYTU 2~~

~~ARTYKUŁY~~

~~A. G. Pacholćzyk, Problemy grawitacyjnej niestabilności ośrodków ściśliwych . 113 W. Tu rs k i, O projekcie West F o rd ...... 125~~

~~Z PRACOWNI I OBSERWATORIÓW~~

S. Gorgolewski, J. Hanasz, H.Iwaniszewski, Z. Turlo, R adiowe obser wacje zaćmienia Słońca w dniu 15 lutego 1961 r. na falach o długości 236 cm i 91,7 cm...... 133 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H. I w an i s z e w sk i, Z. Turło, Trójantenowy system interferencyjny Obserwatorium Astronomicznego UMK na falę o dłu gości 9,32 m ...... 136 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H.Iwaniszewski, Z. Tu r ł o, Obserwacje ra diowe Słońca na częstotliwości 127 Mc/s w roku 1959 ...... 137 S. Gorgolewski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z. Turło, Zakrycie ra- . dioźródła Taurus A przez koronę słoneczną w 1961 r...... 141 S.-Gorgolewski, J. Hanasz, H. Iwaniszewski, Z. Turło, Anteny logarytmiczno-periodyczne...... 143 S. Grudzińska, Emisja serii Paschena w o Ceti ...... 147 F. Kępiński, O wzmożeniu zainteresowań Mechaniką Nieba ...... 149 J . Sm ak, Teoretyczna funkcja okresów cefeid klasycznych...... 15ł- J. Smak, 0 budowie wewnętrznej składników ciasnych układów podwójnych typu R Canis Majoris...... 155 J . Smak, Ewolucyjne znaczenie podolbrzymów w ciasnych układach podwójnych (streszczenie wyników wstępnych)...... 156 W. Turski, 0 badaniu genezy i dynamicznej struktury roju meteorów przy użyciu elektronowej maszyny cyfrowej...... 159 W. Zonn, 0 rozkładzie nadwyżek barwy w pojedynczych obłokach pyłu między- gwiazdowego*. < ...... •«...... 161

~~Z LITERATURY NAUKOWEJ~~

S. Grzęd zielsk i, Gwiazdy uciekające z asocjacji...... 165 K. Serków sk i, Przetworniki elektronowo-optyczne coraz szerzej stosowane w astronomii...... 171 K . Stępień, 0 amplifikacji kosmicznych pól magnetycznych.,...... 175 W. Zonn, Jeszcze o gwiazdach zmiennych typu RR Lyrae...... 179

~~KRONIKA~~

~~J. S. Stodółkiewicz, Sprawozdanie z Walnego Zebrania Polskiego Towarzystwa Astronomicznego, odbytego w Warszawie w dniu 16 września 1961 ...... 181~~

* Krótkie streszczenie tego referatu ukazało sif w zeszycie l„Poetępo'w Astronomii” z i. 1962. .