. . . O I» % ,

POSTĘPY ASTRONOMII

C Z A S O P I S M O

POŚWIĘCONE U P OW SZ ECH NI AN IU

WIEDZY ASTR ON OM IC ZNE J

TOM IV — Z E S Z Y T 1

1 9 5 6

P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O N A U K O W E

SPIS TREŚCI ZESZYTU 1

A R T Y K U Ł Y

A. O p o lsk i, Absorpcja i em isja prom ieniowania przez gaz między-gwiazdowy oraz jego skład ch em iczn y ................................................. 3

K . R u d n ic k i , K inem atyka Galaktyki. Cz. 1............................................ 17

Z L IT E R A T U R Y N A UK O W EJ

A. W ró b le w s k i, O brót W enus dokoła o s i ........................................ .... 32K. R u d n ic k i , Młode gw iazdy II p o p u l a c j i ........................................ 32M. K a r p o w i c z , gw iazdy ro z b ły sk o w e ................................................. 34

KRO N IK A

S. P io t r o w s k i , W rażenia z IX Kongresu Międzynarodowej UniiAstronomicznej w D u b lin ie ....................................................................... 36

PRZEG LĄ D W Y D A W N ICTW

A. O p o lsk i, Włodzimierz Zonn, A strofizyka ogólna z przypisemS. Piotrowskiego, W ew nętrzna budowa g w ia z d ............................... 42

P O L S K A A K A D E M I A N A U K

K O M I T E T A S T R O N O M I I

fl

POSTĘPY ASTRONOMII

K W A R T A L N I K

T O M IV - Z E S Z Y T 1

K R A K Ó W • S T Y C Z E Ń M A R Z E C 1956

P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O N A U K O W E

KOLEGIUM REDAKCYJNE

Redaktor Naczelny:

Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie:

Józef Witkowski, Poznań

Władysław Tęcza, Kraków

Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji:

Kazimierz Kordylewski, Kraków

Adres Redakcji: Kraków 2, plac Na Groblach 8 m. 4

Adres Sekretariatu: Kraków 2, ul. Kopernika 27 m. 4

J,

. ffyNiV" : : < a )

1 >

I

P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O NA U KO W E — D Z I A Ł C Z A S O P I S M

Warszawa I, ul, Krakowskie Przedmieście 79

Nakład 6S9 - f - 104 egz. Podpisano do druku 27. 1. 1956

Arkuszy wyd. 3,7, ark. druk. 2*U Druk ukończono w lutym 1956

Papier druk. sat. 70 g, kl. V, 70yC100 Nr zamówienia 494/55

Do składania 26. X. 1955 Cena zł M-7-3517

KRAKOWSKA DRUKARNIA NAUKOWA KRAKÓW, UL. CZAPSKICH 4

Postępy Astronom ii T . IV . x. 1

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz międzygwiazdowy oraz jego skład chemiczny

(Referat wygłoszony na Konferencji Astronomicznej na Kalatówkach,czerwiec 1955 r .)

ANTONI OPOLSKI

I . Dane obserwacyjne c

Istn ien ie gazów w przestrzeniach m iędzygwiazdowych m ożna stw ier­dzić na podstaw ie zjaw isk absorpcji i emisji prom ieniow ania. Linie ab ­sorpcyjne pochodzenia międzygwiazdowego widoczne są na tle widm gwiazd. W yróżniają, się one swoim charak terem — są ostre i wąskie i nie w ykazują przesunięć Dopplerowskich, odpow iadających ruchow i postę­powem u lub obiegowemu gwiazdy. Pozw alają na tom iast n a stw ierdzenie ruchów m aterii międzygwiazdowej lub poszczególnych obłoków. Linie te są podstaw ą do określania istn ienia i gęstości pierw iastków w przestrze­niach m iędzygwiazdowych [7], L ista głównych linii absorpcyjny cli po­chodzenia międzygwiazdowego obejm uje następu jące pozycje:

4 Linie N a I 2 linie Ca I I2 „ K I 4 „ Ti II1 „ Ca I 2 „ Fe I

Prócz linii pierw iastków znaleziono pasm a absorpcyjne pochodzące od cząstek CH, CH+ i CN.

Zjaw iska em isji gazu międzygwiazdowego pozwoliły na zaobserwo­wanie następu jących linii em isyjnych:

3 linie El 12 „ O II 1 linia H I , 21 cm2 „ O I I I2 „ N I I

Linie te stw ierdzono w mgławicach p lanetarnych i rozproszonych. Poza ty m znaleziono również duże obszary świecącego wodoru, którego istnienie m ożna było stw ierdzić dopiero za pom ocą filtrów in terferencyj­nych w ydzielających wąskie pasm a prom ieniow ania (około 50 A) przy linii Ha.

i *

4 Antoni Opolski

Do badań spektralnych mgławic stosuje się specjalny typ spektro­grafu mgławicowego, w którym właściwą szczelinę zastępuje wąskie pła­skie lustro, umieszczone w dużej odległości od pryzmatów i kamery dającej obraz widma. Aparatura tego rodzaju jest konieczna ze względu na małą jasność powierzchniową mgławic. Na przykład spektrograf mgławicowy obserwatorium Mc Donald posiada 2 pryzmaty i jasną ka­merę Schmidta (/: 1), widmo powstaje zaś z promieniowania odbitego od wąskiego lustra znajdującego się w odległości 50 m. Te duże odległości między poszczególnymi częściami aparatury wymagają użycia takich urządzeń, jak celostaty, lub siderostaty, aby ruchem płaskiego lustra skompensować ruch dzienny kuli niebieskiej i uzyskać stały kierunek pro­mieniowania pochodzącego z badanej części obszaru.

Słabość i ostrość linii absorpcyjnych międzygwiazdowych nie pozwala na określanie ich prawdziwych konturów. Badanie tych Unii i teoretyczna interpretacja opiera się wyłącznie na pomiarach szerokości równoważ­nych. Lecz nawet i przy tym ograniczeniu są duże trudności w uzyska­niu kompletnej krzywej wzrostu, koniecznej do znalezienia zależności między ilością energii pochłoniętej w danej linii a ilością atomó w czynnych przy jej powstaniu. Korzystną okolicznością jest tutaj występowanie dubletów Na I (5890/96 i 3302/3) oraz Ca II (K/H). Ze stosunku natężeń linii tych dubletów uzyskuje się dane określające ilości atomów na pod­stawie następującego rozumowania [6].

Jeżeli promieniowanie o długości fali odpowiadającej linii absorpcyjnej napotyka na drodze od gwiazdy do obserwatora warstwę o grubości optycznej rx, czyli jeżeli jego natężenie pierwotne i “ zostaje zmniejszone do h — to — jak wynika z określenia — szerokość równoważnalinii wynosi

Oznaczmy przez aA współczynnik absorpcji, a przez NII ilość atomów w słupie o przekroju 1 cm2, rozciągającym się od gwiazdy, w której widmie znajdujemy badane linie miętlzygwiazdowe, do obserwatora. Wtedy gru­bość optyczna tego słupa wynosi

II. Linie absorpcyjne

(1)

r^ N H o x. (2)

Współczynnik absorpcji ax należy określić uwzględniając procesy absorpcji

Absorpcja i em isja prom ieniowania przez gaz m iedzy gwiazdowy 5

działające w warunkach dużego rozrzedzenia materii międzygwiazdowej. Można więc nie uwzględniać tłumienia zderzeń i przyjmować wyłącznie działanie tłumienia promieniowania. Dlatego na wartość współczynnika absorpcji przyjmowano

< ir - (3)

gdzie d oznacza stałą tłumienia, gk, (ji — wagi statystyczne poziomów energetycznych atomów, aki zaś — prawdopodobieństwo przejścia ze stanu k do l.

Wzór ten słuszny jest w odniesieniu do atomów znajdujących się w spoczynku. Jeżeli uwzględnimy ruch atomów termiczny, turbulentny lub łączny i założymy prędkości radialne w o rozkładzie gausowskim

1 (H—Mo)1(4)

to na wartość a* otrzymamy+oo

« A =A4 qk

Sn2c qi aaJm( K - U .)1

e b' du(5)

W przypadku ruchów termicznych stała b związana jest z tem peraturą T wzorem:

(6)

k — stała Boltzmanna, A — liczba masowa, m„ — masa protonu. Wzór na (n można uprościć przez wprowadzenie nowych oznaczeń i zmiennych:

có

a = d ’U — U0

y = — r 1 i

A4 1 qkj — a k h

d

Za pomocą powyższych wielkości otrzymamy

(7)

-foody

+ ( » - y )2 ’(8)

< i Antoni Opolski

czyli wartość «a/«o zależy tylko od dwóch wielkości a i v, i może być przedstawiona tabelarycznie.

W ten sposób szerokość równoważna linii może być przedstawiona wzorem

+00

L — d j ( l — e «•T°)dv, t„ = N H . u 0. (9 )

— OO

A więc pośrednio wielkość j jest funkcją tylko r„ i —, czyli funkcją( I ( I g

t (, i a ze względu na poprzednio znalezioną zależność — od a i v. Dla«0

warunków, w jakich powstają linie międzygwiazdowe, wartość a jest bardzo mała i stwierdzono, że jej nieduże zmiany nie wpływają istotnie

na wartości Dlatego też dopuszczalnym stało się jirzyjęcie, że ~ jest

funkcją tylko r0, czyli N H .a0, zakładając na a stosownie wybraną małą wartość stałą.

W rezultacie więc możemy uzyskać przedstawienie tabelaryczne lub graficzne przebiegu zależności, zwykle w formie

1()g (J ) = / (1()g T0) - (10)

Ta zależność pozwiala na przejście do następnej, określającej stosunek szerokości równoważnych linii tAVorzących dublet. W tym przypadku z teorii powstawania linii dubletu wynika, że ilości atomów N R są dla obu linii „1“ i „2“ jednakowe i że stosunek t 01/ t 02 może być obliczony. Na przykład t 01/ t 02— 1/2 dla żółtego dubletu Na. Dlatego też korzystając z poprzedniej zależności można podać w odniesieniu do dowolnej warto­ści t„i linii słabszej, odpowiednią wartość r02 dla linii silniejszej i znaleźć

dla obu linii wartości i . Ponieważ zaś stała d ma jednakową wartość

w obu przypadkach, więc można bezpośrednio otrzymać wartość sto­

sunku w zależności od r01 lub r02.

Tak przygotowany aparat pozwala już na określenie ilości atomów czynnych NH na podstawie zmierzonych szerokości równoważnych linii dubletu. Postępowanie przebiega obecnie następująco: Pomiar danych

obserwacyjnych daje wielkości L „ L 2 i j - . Kolejne etapy obliczenia za

pomocą zależności określonych odpowiednimi wzorami są następujące:

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz między gwiazdowy 7

Odpowiednio zmienione rozumowanie pozwala na obliczenie ilości

natężenia jednego dubletu są niekorzystne i dają wyniki mało dokładne. Inne uproszczenie można stosować dla słabych linii. Wtedy bowiem przyjmuje się

czyli przy znanych wartościach L l i L 2 otrzymujemy wprost N H.W obu przypadkach otrzymujemy więc całkowite ilości atomów czyn­

nych na drcdze od gwiazdy do obserwatora; podobnie jak przy badaniach atmosfer gwiazd wielkość N H określa ilość atomów w słupie atmosfery o przekroju 1 cm2. Dopiero, gdy znamy odległość gwiazdy II możemy otrzymać wartość N podającą średnią ilość atomów danego typu w 1 cm3, czyli częściową gęstość danego pierwiastka w przestrzeni między- gwiazdowej.

Obliczenie całkowitej gęstości danego pierwiastka wymaga znajomości rozkładu jego atomów na różne poziomy pobudzenia i stopnie jonizacji. W warunkach ni i ę dzygwiazdowych należy oczekiwać, że na ogół wystąpią tylko najniższe poziomy pobudzenia, natomiast stopień jonizacji należy określić uwzględniając specyficzne warunki przestrzeni międzygwiazdo- wej, dalekiej od stanu równowagi termodynamicznej.

Stopień jonizacji atomów, obliczany za pomocą prawa Sahy, był poprawiany początkowo przez Eddingtona dla warunków materii między- gwiazdowej w ten sposób, że tzw. funkcję jonizacji, występującą po lewej stronie równania Sahy

atomów N H z porównania linii należących do różnych dubletów, jeżeli

oraz przez eliminację wartości d uzyskuje się zależność typu

II I . Jonizacja gazu między gwiazdowego

N I I (2Tt: me )3/2~n T. ( 11)

obliczano mnożąc dodatkowo prawą stronę tego równania przez czynnik dylucji promieniowania, zależny od odległości i rozmiarów gwiazdy, której promieniowanie wywołuje jonizację 'w danym punkcie przestrzeni.

8 Antoni Opolski

Jeżeli zaś jeszcze energia kinetyczna cząstek, głównie elektronów, od­powiada tem peraturze Tet, tem peratura gwiazdy zaś jest inna i wy­nosi T, to prawą stronę równania Sahy należy pomnożyć jeszcze przez czynnik (Tei\T)l>*. Dokładniej stan jonizacji został obliczony dla kilku pierwiastków przez Stromgrena [6] przy założeniach, że atom y i jony znajdują się tylko w stanach podstawowych i dlatego jonizacja nastę­puje jedynie ze stanów podstawowych, rekombinacja zaś przebiega tak jak dla gazu o tem peraturze kinetycznej Tet. P rzy tych założeniach można było obliczyć czynnik W , przez który pomnożona praw a strona równania Sahy dawała poprawne wartości funkcji jonizacji w wypadku atomów i jonów N al, K I, K II, Cal, C all, P e l, F e li , przy różnych tem pe­raturach. Dopiero dokładne określenie stopni jonizacji, dokonane na podstawie znajomości wartości funkcji jonizacji, pozwala na obliczenie całkowitej ilości atomów danego pierwiastka w 1 cm3, jeżeli z badań linii absorpcyjnych ustalim y tę ilość w odniesieniu do jednego stopnia jonizacji.

Szczególne znaczenie m ają obszary zjonizowanego wodoru, dlatego zajmiemy się obecnie określeniem stanu jonizacji tego pierwiastka [3]. Badania tego typu są podobne do badań stanu jonizacji wodoru w mgła­wicach planetarnych. Mamy tu bowiem do czynienia z oddziaływaniem promieniowania gwiazd o wysokiej tem peraturze, a więc wysyłających dużo energii promienistej w długościach fal krótszych od granicy serii Lymana, 912 A. Promieniowanie to zostaje silnie pochłaniane przez neutralny wodór i powoduje jego jonizację. Zjonizowany wodór zaś jest już bardzo przezroczysty dla tego promieniowania. Przebieg tego procesu ma taki charakter, że stwarza w pewnych obszarach przy gwiazdach gorących prawie całkowitą jonizację, w dalszych zaś bardzo małą. P ro­wadzi to do możliwości rozważania dwóch typów obszarów: wodoru neutralnego H I i zjonizowanego H II . Obszary te graniczą bezpośrednio ze sobą, bez stanów pośrednich, mieszanych. Eozm iary obszaru H I I za­leżą od własności gwiazdy jonizującej, jej promienia R i tem peratury T, odległości chmury wodorowej oraz od gęstości wodoru. Związki między tym i wielkościami są następujące. W yobraźmy sobie w pierwszym przy­padku, że gwiazda jonizująca znajduje się wewnątrz chm ury wodorowej. Jeżeli przez N, N I i N I I oznaczymy odpowiednio ilości wszystkich atomów wodoru w 1 cm®, atomów neutralnych i zjonizowanych, tak że

N = N l + N I I ,

przez x zaś stopień jonizacji, wtedy

N I l = xN i N l = ( l - x ) N .

Jeżeli wolne elektrony pochodzą wyłącznie z jonizacji wodoru, to również

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz między gwiazdowy 9

N e —xN.

W tych warunkach poprawione równanie Sahy w punkcie znajdującym się w odległości s od gwiazdy ma postać:

^ I I , T a * * ' (2« m e)'l‘ n q " ... 7, | / 1 \ ,- j f N e = i z ^ N = - V • 2 y {kT) e y ~ ł we~ 'u > (12)

B*gdzie Tet oznacza temperaturę kinetyczną elektronÓAv, w = — — czyn-4 snik dylucji, ru — grubość optyczną warstwy wodoru od gwiazdy do odle­głości s dla promieniowania krótkofalowego. Wzór powyższy można na­pisać krócej w postaci

T = ^ N = c 7*e- ru’ ( 1 3 >

gdzie wielkość G obejmuje wszystkie wartości charakteryzujące atom wodoru, własności gwiazdy jonizującej (promień R i temperaturę. T) oraz temperaturę kinetyczną elektronów. Jako jednostki długości wystę­pują tutaj parsek dla odległości s i promień Słońca dla wielkości li. Gru­bość optyczna jest związana z odległością s wzorem

dru— (1 —x)Nau■ 3,08 -1018<te, (14)

gdzie au jest współczynnikiem absorpcji dla promieniowania jonizującego. Strómgren w swoich obliczeniach przyjmował tę wartość jako niezależną od długości fali i równą średniej wartości dla promieniowania w pobliżu granicy Lymana. Z równań (13) i (14) możemy otrzymać

N 2e~Tudru =-.y- x2s2 ■ 3,08 • 1018a„ds. (15)

Dalsza dyskusja nad zależnością stopnia jonizacji r od odległości gwiazdy s wymaga wprowadzenia nowych zmiennych

N2y —t~ru oraz d z = — 3,08 • 1018 aud s , (16)O

czyli

_ / 3C VI3 Vs 6‘ \ A72 3,08 • 1018«u) 2 • (H i)

Wtedy otrzymamy dwa równania:

10

Wielkość

dydz

A

— — x-.1 — X

X *

9J —\NG(3,08 ■ 101S«U):

, z ' l ‘

' /&

(17),

jest dla warunków materii międzygwiazdowej mała i np. pray A = 0f»)I otrzymujemy następującą zależność stopnia jonizacji x od wielkości z :

z X

0,0 1,0000,9 0,9361,0 0,851,1 0,33

Widzimy więc, że można przyjąć ostrą granicę obszaru I I I I , całko­witej jonizacji (x bliskie 1) przy z — 1. Tej wartości odpowiada odległość od gwiazdy

(18)/ 3 C W3

S° \ jy2.3 ,08-10 l8« J

Wstawiając odpowiednie wartości na C otrzymujemy wzór określający wielkość s0N'l> w zależności od E , T i T et.

Przyjmując odpowiednie wartości w odniesieniu do gwiazd wczesnych typów widmowych oraz T — Tel Strómgren otrzymał następującą za­leżność:

typ widmowy T s0N '!‘

0 5 80000° 140BO 25000 26B5 16000 3,7AO 11000 0,5

Z danych tych wynika, że np. jedna gwiazda typu 0 5 , znajdująca się w chmurze wodorowej o gęstości N = 3 atom/cm3 wytworzy dookoła siebie obszar zjonizowanego wodoru H I I do odległości 140 ps. I od­wrotnie, ze znanych rozmiarów obszaru I I I I można w pewnych okolicz­nościach oszacować gęstość wodoru N .

W przypadku, gdy gwiazda jonizująca znajduje się nie bezpośrednio przy chmurze wodorowej, lecz w odległości r, którą przyjmiemy za pustą i wielką w porównaniu z rozmiarami chmury, to grubość obszaru

zjonizowanego w tej chmurze obliczyć można następująco [2]. Równanie jonizacji ay stosunku do punktu znajdującego się w chmurze na głębokości s od strony gwiazdy będzie analogiczne do równania (12), tylko czynnik dylucji

R 2

Jeżeli z równań odpowiadających równaniom (13) i (14) wyeliminujemy ,(1—as)., to otrzymamy równanie podobne do (15):

xu s

J ± e - ' * dTu= ^ f . N * d s . (19)a o

Z dyskusji nad tymi zależnościami wynika, że poczynając od granicy chmury od strony gwiazdy, gdzie znajduje się obszar zjonizowany * = 1 , wartość całki po prawej stronie wzrasta wraz z s. A więc i całka po lewej stronie wzrasta, lecz x pozostaje stale bliskie 1. Tak trwa aż do odległości s, w której obie całki osiągają wartość 1. Wtedy dalszy wzrost s powoduje duży wzrost ru i szybki spadek x od 1 do 0. Dlatego, jako granicę obszaru zjonizowanego możemy przyjąć wartość 8 0 określoną z równania

s:%-f-N*ds= 1, ( 20 )0

albo dla stałego Nc< @ 1* 0

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz miedzy gwiazdowy 11

a, WJeżeli rozważania te porównamy z poprzednimi, to znajdziemy następu­jącą zależność między granicznym zasięgiem obszaru H II w przypadku pierwszym i drugim

S0=lSl (21)

1 znowu dla gwiazd wczesnych typów widmowych można podać wartości:

typ widmowy S 0r2N 2

05 9.106BO 6.103B5 20AO 0,04

12 Antoni Opolski

Dzięki tym w artościom m ożem y znaleźć, że np. jedna gwiazda ty p u 0 5 , znajdu jąca się w odległości r = 1 0 0 p s . od chm ury wodorowej o gęstości N = 10 atom /cm 3, w ytw orzy obszar wodoru zjonizowanego H I I o g ru ­bości $ o= 0 ,9 ps.

TV. Emisja promieniowania

Zasadnicze postępow anie przy in te rp re tac ji obserwowanej em isji p ro ­m ieniow ania przez m aterię m iędzygwiazdową zilustru jem y n a p rzy ­kładzie emisji linii serii B alm era oraz w idm a ciągłego za granicą tej serii, pom ijając problem świecenia zjonizowanego tlenu i azotu, k tó re obserwo­w ane jest w postaci emisji znanych linii nebularnych, pow stających przy w zbronionych przejściach realizow anych w w arunkach dużego rozrzedze­n ia m aterii m iędzygwiazdowej.

Je d n ą z charak terystycznych cech obszarów H II jest właśnie em isja wodoru, pow stająca przy rekom binacji pro tonów i elektronów w ob­szarach zjonizowanego wodoru [3]. D latego też, celem ustalen ia zależ­ności m iędzy obserw owanym natężeniem em itow anego prom ieniow ania a własnościami fizycznym i gazu, należy przedyskutow ać działalność możli- Avych mechanizmów w zbudzenia oraz możliwości poszczególnych przejść połączonych z odpowiednią em isją. N a przykład przy emisji linii Ha konieczne jest istnienie atom ów o w zbudzeniu, odpow iadającym liczbie kwantowej n = 3, oraz przechodzenie tych atom ów na niższy poziom w zbudzenia odpow iadający n — 2. W ty m przypadku pow stanie atom u wzbudzonego n = 3 z p ro tonu i wolnego elektronu może się zrealizować w następu jący sposób:

a) schw ytanie wolnego elektronu na poziom n — 3 przy emisji p ro ­m ieniowania leżącego za granicą serii Paschena. N ależy więc ustalić przekrój czynny dla tej reakcji w zależności od liczby n oraz energii wol­nego elektronu;

b) złapanie wolnego elektronu na poziom wyższy i następne przejście n a n = 3;

c) absorpcja linii serii L ym ana i przejście ze stanu podstawowego do n — 3 lub do poziom u wyższego i następny spadek do n — 3;

d) absorpcja linii B alm era i przejście z n = 2 n a n — 3 lub wyżej;e) pobudzenie przez zderzenia z elektronam i.W om aw ianym przypadku isto tne znaczenie m ają procesy oznaczone

jako a), b) i c). N atom iast d) i e) m ożna pom inąć. W wyniku tych roz­ważań m ożna uzyskać wielkość

N3N U N e

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz między gwiazdowy 13

w zależności od warunków i stałych charakteryzujących atom wodoru. Ogólnie [4] z tego typu rozważań otrzymać można ilości atomów N„ w stanie n w 1 cm3, wyrażone wzorami typu

Nn= N I I -N e-T7,'1' (stałe atomu H) (22)

Znając am> Einsteinowski współczynnik prawdopodobieństwa przejścia ze stanu n na n’ oraz energię promieniowania hv emitowaną przy tym przejściu, obliczymy całkowitą energię tego promieniowania

Em'=N„-a„n'-hv erg/cm3 (23)

Podobnie można obliczyć energię emitowaną w widmie ciągłym np. w paśmie A k=20 A za granicą serii Balmera, jeżeli uwzględnimy wszyst­kie przejścia na poziom n' = 2 z poziomów ciągłych fc, przy których wy­dziela się promieniowanie o pcdanym wyżej zakresie długości fal, lub odpowiednim zakresie częstości. W omawianym przypadku otrzymamy, podobnie jak poprzednio, całkowitą energię wypromieniowaną w ten sposób z 1 cm3 równą

Ekn' = 3,46 • 10~21 N U NeTd’1, erg/cm3.

Dalsze rozważania wymagają ząlożenia jakiegoś kształtu obszaru emitu­jącego. Przyjmijmy np. że obserwowana emisja pochodzi z kuli o pro­mieniu I). Całkowita energia emitowana wynosi więc

zD*En„'

i obserwowana jest jako świecenie powierzchni

471 J > 2,

czyli średnio na jednostkę powierzchni wypada

sm= ^ D E nn> erg/cm2. (24)

Obserwacje dostarczają jednak tylko wielkość świecenia danej mgławicy wyrażoną w wielkościach gwiazdowych na pewien kąt bryłowy, np. na (minuta łuku)2. Przejście z tych wielkości na energię emitowaną, wyra­żoną w ergach na 1 cm2, możemy wykonać za pomocą danych określa­jących promieniowanie Słońca. Dla Słońca bowiem znamy następujące dane:

m

obserwowana wielkość bolometryczna = — 2 6 ,9 5 „ tarcza = 806'D.

u Antoni Opolski

Z tych danych wynika, że obserwowana jasność po wierze,liniowa: Słońca ■v̂ ynosi

H q = - 19,68 m/,n.

Ta wielkość odpowiada energii emitowanej przez powierzchnię Słońca

s q = 6,25 • 1010 erg/cm2.

Dlatego, jeżeli z obserwacji otrzymamy jasność powierzchniową mgła­

wicy H m, również w wielkościach gwiazdowych na (minuta luku)2, to

przejście do odpowiedniej ilości energii sm wyrażonej już w erg/cm2 wymaga zastosowania wzoru

logso-log*m = 0,4(jffm-J7Q), (25)

czyli

sm= 0,84* 103- 2,512~"m.

W ten sposób zyskujemy powiązanie danych obserwacyjnych z wiel­

kościami, które poprzednio wystąpiły w rozważaniach teoretycznych

i z kolei prowadzą do możliwości oceny gęstości wodoru w obszarach

zjonizowanych. Zwykle wystarczy przy tym założenie, że elektrony po­

chodzą, tylko z jonizacji wodoru, czyli że i wtedy ostatecznie

otrzymujemy zależność

N 11 = Ne=. (stałe) • 2,512~am'2 (26)

W dalszym ciągu można bezpośrednio porównywać mgławice ze sobą

wprowadzając tzw. „miarę emisji11. Jest to wielkość wyrażona przez

gęstość wodoru i długość drogi w ośrodku emitującym i wprost proporcjo­

nalna do obserwowanego natężenia emisji promieniowania.

Przy rozważaniu emisji linii wzbronionych, przy przejściach ze

stanów metatrwałych jonów O I I , O I I I , N I I , i S I I należy określić

możliwości takich przejść o małych potencjałach wzbudzenia, wyno­

szących około 5 eV. Czynnikiem wzbudzającym są zderzenia jonów

z elektronami'. Dzięki rzadkości tycłi zderzeń jony pozostają w stanach

metatrwałych niezakłócone przez czas rzędu 1. sek. (zamiast 10~7 sek.),

i zdążą wyemitować linie wzbronione, np. silne linie 5007, 4959 i 3727 A.

V. Zestawienie wyników

Jak wynika z poprzednich rozważań, brak jest ogólnej metody pozwa­

lającej na całkowite zbadanie składu chemicznego i gęstości gazu w do­

wolnym punkcie przestrzeni międzygwiazdowej. Mamy natomiast możli­

wość uzyskiwania poszczególnych danych dzięki różnym sprzyjającym

Absorpcja i emisja promieniowania przez gaz międzygwiazdowy 15

okolicznościom. Zebrane w ten sposób wiadomości należy dopiero po­równywać i zestawiać, dla uzyskania kompletnego obrazu własności gazu międzygwiazdowego. Oczywiście, w tej sytuacji istnieje zawsze pewna dowolność w ostatecznym zestawieniu wyników.

Podamy na razie pewne charakterystyczne dane szczegółowe [6]. Wszystkie badania prowadzą zgodnie do wyników, że gaz międzygwiaz­dowy wykazuje tendencję do występowania w poszczególnych chmurach lub obłokach, które zajmują ok. 5% przestrzeni i gęstość ich jest ok. 20 razy większa od gęstości poza nimi. W przypadku badania widm gwiazd aVir i r/IJMa stwierdzono tak słabe linie absorpcyjne Na I i Ca II, że można było przyjąć, iż promieniowanie nie przechodzi przez żadną chmurę. Z natężeń tych linii oceniono górną granicę NH dla atomów Na I na 6.1010. Ze znanych odległości tych gwiazd oraz zakładając, że badany obszar może być całkowicie obszarem H II lub tylko częściowo, otrzymano całkowitą gęstość sodu N — 3 .10~7 atom/cm3 oraz przy sto­sunku sodu do wodoru, takim jak w mgławicacli planetarnych, tzn. 1 :3 .105 gęstość wodoru N = 0,1. Metoda dubletów, stosowana dla sodu i wapnia, daje na ogół dobre wyniki, gdy linie nie są zbyt silne. Nadaje się więc do określania własności gazu do odległości 500 ps. Z interpre­tacji widm 7 gwiazd uzyskano w ten sposób średnio dla obszarów chmur gęstości sodu 4.10-5, wodoru 10 i wolnych elektronów 0,01. Dla tych samych obszarów stwierdzono stosunek wapnia do wodoru równy 0,04, co znacznie odbiega od wartości znalezionej dla atmosfer gwiazd. W widmie 220 ri stwierdzono linie, które wskazują na istnienie w tym kierunku tylko jednej większej chmury, dającej gęstość wodoru 40 atom/cm3. Natomiast badanie obszarów emisji wodoru w okolicach Cyg i Cep w promienio­waniu linii Ha doprowadziło do gęstości wodoru tylko 4 atom/cm3. Ogólnie można przyjąć, że w chmurach gęstość wodoru wynosi około 10 atom/cm3, zaś poza chmurami 0,1 atom/cm3.

Z takich fragmentarycznych danych można uzyskać tylko przybli­żony, średni wynik ostateczny z bliższych okolic Słońca. Badania te należy uzupełnić danymi uzyskanymi ostatnio za pomocą badania em isji wodoru w fali 21 cm. Emisja ta związana jest ze zmianą kierunku spinu elektronu i pozwala na określenie gęstości wodoru neutralnego ze znacznie dalszych obszarów. Mamy więc w tym przypadku nie tylko zupełnie inną metodę badań, ze względu na stosowanie aparatury radiowej, ale również i wyniki odnoszą się do obszarów o innej skali rozciągłości w prze­strzeni. Badania te prowadzą już do odróżniania nie poszczególnych obłoków lecz wykazują zróżnicoAvanie rozkładu wodoru w związku z bu­dową spiralną naszej Galaktyki. Średnio dla ramion spirali znaleziono tą metodą gęstość wodoru 1,4 atom/cm3.

16 A n ton i Opolski

Opierając się na istniejących w literaturze zestawieniach wyników podamy na zakończenie następującą tablicę, która prawdopodobnie za­wiera poprawnie określony rząd wielkości.

Średn ia gęstość gazu m iędzygw iazdow ego w edług D u n h am a i S truvego :

II 2-10-** g/cm*0 2 -1 0 -16

N a 4.10-*>K 7 • 10-28Ca 7 -1 0 -28T i 8-10~30CH 2 -1 0 -2»CN 2-10~2*

razem 3 -1 0 -« g /cm 3

L I T E R A T U R Aa. P race przeglądow e:

H y n e k , A strophysics. A T op ica l sy m p o siu m , 1951.S a f r o n o w , W aprosy leosmogonii, T . I I , 275, 1954.

b. P race szczegółowe:Seria p ra c p o d w spólnym ty tu łe m : P hysical Processes in Gaseous Nebulae — A p. J .

od 85, 330, 1937 do 102, 239, 1945, w szczególności[1] D . H . M e n z e l , A p J 85, 330, 1937,[2] K u ip e r , S t r u v e , A p J 86, 594, 1937[3] B . S t r ó m g r e n , A p J 89, 526, 1939.[4] M e n z e l , A l le r , A p J 93, 195, 1941.[5] A l le r , M e n z e l , A p J 102, 239, 1945.[6] B . S t r ó m g r e n , A p J 108, 242, 1948.[7] B e a ls , C. S. MN 102, 96, 1942.

Postępy Astronomii T. IV . z. 1

Kinematyka Galaktyki

(CZĘŚĆ I. W STĘPNE WIADOMOŚCI O RUCHU GWIAZD)

KO NRA D RUDNICKI

1. Główne trudności kinematyki gwiazdowej

Prawie we wszystkich zagadnieniach ruchu rozpatrywanych w fizyce zasadniczą trudność stanowi poznanie praw rządzących ruchem oraz przewidywanie ruchu na przyszłość na podstawie danych dotyczących jakiejś chwili początkowej. Inaczej jest w astronomii. Istnieje tutaj dodatkowa trudność opisywania rzeczywistych ruchów ciał niebieskich na podstawie obserwacji, których interpretacja nie jest tak prosta jak w spotykanych na ogół zagadnieniach fizyki. Ruchy ciał niebieskich obserwujemy z Ziemi, która sama się porusza, i to w sposób skompliko­wany. Obraca się bowiem wokół własnej osi (ruch dzienny, zjawisko paralaksy dziennej), zmienia położenie tej osi (precesja, nutacja), krąży wokół Słońca (ruch roczny, zjawisko paralaksy rocznej), wraz ze Słońcem porusza się w przestrzeni (ruch ku apeksowi, rotacja Galaktyki), wreszcie samo położenie miejsca obserwacji na Ziemi nigdy nie jest stałe, gdyż wskutek wędrówki biegunów współrzędne geograficzne wszystkich obser­watoriów stale się zmieniają. Dlatego kinematyka ciał niebieskich, nie­zależnie od tego, że jest podstawą wszelkich teorii dynamicznych, stanowi interesujące zagadnienie samo w sobie. Właściwy opis ruchu ciał nie­bieskich jest problemem skomplikowanym. Trudności w przejściu od ruchów obserwowanych do przestrzennych, które w ubiegłych wiekach uniemożliwiały tak długo stworzenie prawidłowej teorii budowy Układu Słonecznego, istnieją obecnie nadal w innych działach astronomii, zwła­szcza w zagadnieniach dynamiki Galaktyki.

Rozwój mechaniki niebieskiej, zajmującej się ruchem ciał w układzie planetarnym, spowodował rozwiązanie większości problemów związanych z ruchami Ziemi. Odpowiednie metody interpretacji obserwowanych ruchów należą przeważnie do astronomii sferycznej czy też do tzw. astro­nomii teoretycznej i w większości nie stanowią już aktualnych zagadnień dzisiejszej nauki. Za to przy badaniu ruchów gwiazd w Galaktyce w ystę­pują dodatkowe trudności, nie znane w dawniejszych zagadnieniachPostępy Astronom ii t. IV z. 1 2

X 8 V B U O T f* \

18 Konrad Hudnicki

astronomii. Są one właśnie obecnie jednym z aktualnych zagadnień astronomii gwiazdowej i stanowią główny temat całej gałęzi wiedzy, zwanej kinematyką gwiazdową.

Pierwszą dodatkową trudność przedstawia fakt, że o ile przy badaniu ruchu ciał w układzie planetarnym za nieruchomy punkt odniesienia można przyjmować umownie środek Słońca lub środek masy Układu Słonecznego, o tyle w kinematyce gwiazdowej jest to niemożliwe. Po­nieważ samo Słońce uczestniczy w ruchach Galaktyki, ruchy innych gwiazd odniesione do niego będą równie skomplikowane jak ruchy planet w odniesieniu do Ziemi i nie mogą dać właściwego obrazu rzeczywistości. Trzeba więc związać układ odniesienia z jakimś innym punktem, przy czym sprawa wyboru odpowiedniego punktu — jak dotychczas — coraz bardziej się komplikuje.

Jeszcze na przełomie wieku X IX i X X wydawało się, że wystarczy w celu ustalenia „nieruchomego“ układu współrzędnych invzględnić ruch Słońca Avzględem otaczających je gwiazd. Zagadnienie dało się rozwiązać, ale wtedy się okazało, że wszystkie gwiazdy — w ich liczbie również położone blisko Słońca — krążą wokół Galaktyki. A więc ruchy gwiazd zwłaszcza odległych, odniesione do punktu poruszającego się ze średnią prędkością gwiazd otaczających Słońce, są jednak mimo Avszystko jeszcze bardzo skomplikowane. Stało się wtedy konieczne szukanie innego układu odniesienia. Najrozsądniejsze wydaje się związać go z centrum Galaktyki. Niestety brak dotychczas danych o ruchu samego centrum, zasłoniętego od nas chmurami materii kosmicznej nieprzeniknionymi dla promieni widzialnych i z konieczności wypada odnosić ruchy gwiazd w Galaktyce do środka mas sąsiednich galaktyk. Tak odniesione ruchy składają się jednak z ruchu gwiazd względem centrum Galaktyki i z ruchu całej Galaktyki względem środka mas innych galaktyk. Przy tym obu skła­dowych ruchu niesposób oddzielić od siebie bez jakichś hipotetycznych założeń. Sprawa czeka dopiero rozwiązania.

Oprócz trudności z wybraniem układu odniesienia występuje jeszcze druga, spowodowana wielką liczbą gwiazd w Galaktyce. Jest to trudność wspólna wszystkim działom astronomii gwiazdowej. Niesposób miano­wicie badać każdą gwiazdę z osobna. W szczególności nie można w ten sposób opisywać ich ruchów. Konieczne jest postępowanie natury staty­stycznej. Trzeba przy tym wybrać taką metodę opisu statystycznego, żeby przy jej użyciu dało się uzyskać wiadomości zarówno o średnim ruchu gwiazd w każdym miejscu Galaktyki, jak i o pewnych charaktery­stykach ruchu indywidualnych gwiazd względem tego wspólnego, śred­niego ruchu. W tym celu wprowadza się dwa podstawowe pojęcia kine­matyki gwiazdowej: p r ę d k o ś ć c e n t r o i d u i p r ę d k o ś ć swoi s tą .

Kinematyka Galaktyki 19

2. Pojęcie cenlroidu

Zajmując się średnim ruchem gwiazd w jakimś miejscu Galaktyki, nie zawsze można traktow ać wszystkie gwiazdy łącznie. Okazuje się bowiem, że średni ruch bywa różny dla gwiazd o różnych cechach morfo­logicznych *. Inaczej poruszają się w przestrzeni gwiazdy typu E R Lyrae (cefeidy krótkookresowe), inaczej cefeidy klasyczne. Dlatego, jeśli mowa o średnich prędkościach w jakimś miejscu, trzeba precyzować nie tylko obszar, w którym wyznaczamy średnią, ale również podawać określenie typu czy podsystemu gwiazd, których ta średnia dotyczy. Trzeba przy tym pamiętać, że właściwie w każdym punkcie G alaktyki średnia pręd­kość jest nieco inna.

Jeśli obszar, z którego mamy wziąć średnią prędkość, będziemy za­cieśniać wokół jakiegoś wybranego punktu przestrzeni, to teoretycznie w granicy otrzym amy średnią prędkość w punkcie. Taką prędkość nazy­wamy właśnie p r ę d k o ś c ią c e n t r o id u w d a n y m p u n k c ie , przy czym przez centroid rozumiemy punkt fikcyjny poruszający się ze średnią prędkością gwiazd w danym elemencie objętości. W określeniu centroidu tkwi założenie, że średnia prędkość gwiazd w rozpatrywanym obszarze przy zacieśnianiu go wokół wybranego punktu dąży jednoznacznie do pewnej granicy, niezależnej od sposobu zacieśniania.

W praktyce, zacieśniania obszaru nie można nigdy prowadzić zbyt daleko, bo od chwili, gdy wewnątrz obszaru pozostanie już niewielka liczba gwiazd, zaczną odgrywać rolę fluktuacje prędkości. Gdy wewnątrz obszaru pozostanie tylko jedna gAviazda, jej indywidualną prędkość nale­żałoby przyjąć za średnią. W rezultacie w punkcie leżącym pomiędzy dwiema gwiazdami o różnych prędkościach otrzymalibyśmy różne pręd­kości centroidu zależnie od sposobu zacieśniania obszaru. Dlatego przy konkretnych rachunkach wypada brać średnie ze stosunkowo dużych obszarów, o średnicach wynoszących setki parseków i większych, i znaj­dować w ten sposób ś re d n ie prędkości centroidów. Ponieważ okazuje się, że w obszarach Galaktyki bliskich Słońca średnie prędkości centroidów w sąsiednich obszarach zmieniają się niewiele, a mianowicie zaledwie o dziesiątki km/sek na kiloparsek, więc można na ich podstawie w miarę potrzeby otrzymywać przez interpolację prędkości centroidów w dowol­nych punktach.

Można rozpatrywać centroidy dla wszystkich gwiazd łącznie lub centroidy gwiazd o wybranych cechach morfologicznych.

* Cechami morfologicznymi gwiazd nazywamy ich własności fizyczno łatwe do obserwacyjnego wyznaczenia, a więc: typ widmowy, typ zmienności blasku, wielkość absolutną (jeśli się daje wyznaczyć w sposób pewny i bezpośredni) itp.

2 *

Konrad Rudnicki

Ponieważ prędkości centroidów w bliskich punktach niewiele się różnią między sobą, we wszystkich rozważaniach teoretycznych zakłada się, że w każdym układzie gwiazdowym istnieją ciągłe pola wektorowe prędkości centroidów dla gwiazd o dowolnie wybranych cechach morfologicznych, będące jednoznaczną funkcją współrzędnych przestrzennych i ewentualnie czasu, oraz równie ciągłe i jednoznaczne pola średnie centroidów (wszyst­kich gwiazd łącznie). Nie znamy dotychczas układu gwiazdowego, w któ­rym obserwacje nie usprawiedliwiałyby przyjęcia takiego założenia. W szczególności wydaje się ono słuszne dla Galaktyki.

Przy wyznaczaniu ruchów centroidów w praktyce, gdy bierzemy pod uwagę obszary przestrzeni o skończonych rozmiarach, otrzymaną prędkość odnosi się do punktu, którego współrzędne przestrzenne są średnimi ze współrzędnych przestrzennych wszystkich rozpatrywanych gwiazd. W tym przypadku centroid określa się jako punkt reprezentujący środek masy rozpatrywanej grupy gwiazd, w założeniu, że masy wszystkich gwiazd są równe.

Mamy więc w zasadzie dwa różne określenia centroidu: jako punktu będącego geometrycznym środkiem rozpatrywanych gwiazd (środkiem mas przy założeniu ich równości) oraz jako punktu poruszającego się ruchem średnim gwiazd w danym obszarze przy zacieśnianiu tego ob­szaru do zera. Jedna definicja jest Avygodna w rachunkowym opracowy­waniu danych obserwacyjnych, druga — w rozważaniach teoretycznych. Nie są one w ścisłym sensie równoważne, jednak w praktyce wygodnie je za takie uważać.

3. Prędkości swoiste

P rę d k o ś c ią sw o is tą nazywamy prędkość gwiazdy względem pręd­kości centroidu wziętego w punkcie, w którym się gwiazda znajduje. Na przykład yrędkość Słońca ku apeksowi, wyznaczana względem średniej prędkości otaczających gwiazd, jest właśnie prędkością swoistą Słońca względem centroidu w tych okolicach Galaktyki. Oczywiście, ponieważ gwiazdy różnych typów mają różne prędkości centroidów w tym samym miejscu Galaktyki, więc i prędkość Słońca ku apeksowi wypada różna zależnie od tego, względem jakich gwiazd ją wyznaczymy.

Jeśli przez Vc oznaczymy prędkość centroidu, przez Vq — prędkość swoist ą Słońca, to całkowita prędkość Słońca Vpq przedstawi się jako

VPo= VQ+Ve.—ł

, Jeśli przez F* oznaczymy prędkość swoistą jakiejś gwiazdy bliskiej Słońca, a przez Fp* jej prędkość całkowitą, to otrzymamy podobną za-

Kinematyka Qalaktyki 21

łeżnośćVp,=vm+vc.

Obserwacyjnie wyznaczamy bezpośrednio zawsze prędkość 7 gwiazdy względem Słońca.

v=vp, - v pQ.Stąd mamy

7 = 7 * - 7 q .

Widzimy więc, że dla obliczenia prędkości swoistej 7 * dowolnej gwiazdy w pobliżu Słońca nie trzeba mieć żadnych wiadomości o ruchu centroidu. Wystarczy znajomość prędkości gwiazdy względem Słońcai swoistej prędkości Słońca. Znajomość wielkości 7 q staje się przez to podstawową wielkością w wielu rozważaniach kinematycznych. Zaś wiel­kość —V q , którą można traktować jako składową obserwowanej pręd­kości 7 gwiazdy, wywołaną ruchem obserwatora wraz ze Słońcem, nazywa się często w astronomii gwiazdowej s k ł a do wą p a r a l a k t y c z n ą pr ę d­kości .

Czasem zależność 7= 7* — 7q bywa używana jako definicja ruchu swoistego gwiazdy. Jest to oczywiście dopuszczalne, jeśli idzie o gwiazdy bliskie Słońca, dla których prędkość centroidu jest ta sama co i dla niego. Natomiast dla gwiazd dalszych odpowiedni wzór ścisły brzmiałby

V=V.-V0 + r c- f c= V .- f0 -AVc,

gdzie przez V'c oznaczylibyśmy prędkość centroidu w okolicy rozpatry­wanej gwiazdy.

4. Wyznaczanie składowej paralalctycznej ruchu

Wyznaczenie składowej paralaktycznej ruchu gwiazd sprowadza się do określenia dwu współrzędnych apeksu na sferze niebieskiej i podania prędkości ruchu Słońca ku apeksowi. Począwszy od roku 1742, gdy B r a d l e y po raz pierwszy zauważył ruch ku apeksowi, opracowano wiele metod wyznaczania współrzędnych apeksu na sferze niebieskiej, a kilka­dziesiąt lat temu nauczono się również określać prędkość Słońca w oma­wianym kierunku. Uzyskanie wiadomości o prędkości Słońca, wyrażonej w kilometrach na sekundę, stało się możliwe dzięki znalezieniu metod wyznaczania prędkości radialnych gwiazd. Istnieje wiele metod wyzna­czania ruchu Słońca ku apeksowi, stosujących się do licznych przypadków, gdy wiadomości o ruchach gwiazd, na podstawie których chcemy wy-

22 Konrad Rudnicki

znaczyć składową paralaktyczną, nie są kompletne, na przykład gdy

znamy same ruchy własne gwiazd ale nie znamy ich odległości, gdy znamy

tylko prędkości radialne, a brak wiadomości o ruchach tangencjalnych

(stycznych do sfery niebieskiej) itp.

Niechając przeglądu odpowiednich metod, wspomnę tylko, że za­

gadnienie daje się najłatwiej rozwiązać, gdy znamy wszystkie trzy prze­

strzenie składowe prędkości wszystkich rozpatrywanych gwiazd. Wtedy

trzy współrzędne prostokątne 7©*, Vę>y, Vq z swoistej prędkości Słońca

będą równe (z przeciwnym znakiem) odpowiednim średnim ze współrzęd­

nych prędkości otaczających gwiazd. Można więc wypisać trzy równości

definiujące, w tym przypadku stanowiące zarazem wzory rachunkowe:

- V° ‘ = I Ź T«-J - l

r » ’t=i

i=i

gdzie przez Vx/, Vft, Vzi oznaczono współrzędne prędkości pojedynczych

gwiazd, których liczba wynosi n.

Jeśli mamy już znalezione wielkości Vqx, Voy i Vqz, w celu znalezienia

absolutnej wartości prędkości oraz współrzędnych apeksu na niebie,

wystarczy zastosować proste wzory na przejście z układu współrzędnych prostokątnych do sferycznych.

Na podstawie wielu wyznaczeń przyjmuje się dziś jako standardowe współrzędne apeksu:

a = 270°, 5 = + 3 0 0,

lub we współrzędnych galaktycznych:

1= 23°,5, & = + 21®6.

Absolutna prędkość ruchu Słońca ku apeksowi wynosi

Fo = 19,5 km/sek.

Przytoczone wielkości odnoszą się do średniej prędkości centroidu.

Jeśli natomiast oprzeć się o centroidy gwiazd specjalnie dobranych pod­

systemów, otrzymamy wielkości inne, nieraz całkowicie różne. Na przy-

Kinematyka Galaktyki

kład dla gwiazd typu E R Lyrae, należących — jak wiadomo — prze­ważnie do II populacji gwiazd, otrzymano

u=306°, <5=4 47°, Vq = 109 km/sek.

5. Ruchome gromady gwiazd

Był czas, gdy sądzono, że prędkości swoiste gwiazd otrzymane przez odjęcie składowej paralaktycznej powinny się rozkładać co do kierunku i wielkości absolutnej w sposób przypadkowy. Następnie jednak wykryto w ruchach swoistych wiele związków i regularności.

Jeśli w rozpatrywanej grupie gwiazd znajdują się również gwiazdy należące do jakiejś gromady, wtedy łatwo zauważyć, że ich ruchy swoiste są podobne do siebie i Avyróżniają się z ruchów gwiazd pozostałych. Po­chodzi to stąd, że gromada jako całość posiada pewien ogólny ruch w prze­strzeni. Jeśliby rozpatrywać oddzielnie ruch gwiazd należących do gro­mady, to ów ogólny ruch uzewnętrzniłby się jako specyficzny ruch Słońca ku apeksowi względem gwiazd gromady. Istnienie takiego wspólnego ruchu można uważać za jedną z cech gromad gwiazd.

Czasem się zdarza, że jakaś grupa gwiazd wyróżnia się przede wszyst­kim wspólnym ruchem. Grupę taką nazywa się ruchomą gromadą gwiazd.Z powyższego widać, że nie ma zasadniczej różnicy pomiędzy gromadami otwartymi a gromadami ruchomymi i że w różnych pośrednich przy­padkach może być trudne zaklasyfikowanie jakiejś grupy gwiazd do pierwszego czy do drugiego typu gromad. Na nazwę gromad ruchomych zasługują przede wszystkim te ugrupowania, które nie stanowią optycznie silniejszej koncentracji na niebie i wewnątrz których znajdują się również gwiazdy do gromady nie należące.

Wskutek wspólnego kierunku ruchu w przestrzeni, przedłużenia kie­runków ruchów własnych gwiazd, należących do gromady ruchomej, przecinają się w jednym punkcie sfery niebieskiej dając radiant gromady ruchomej analogiczny do radiantu roju meteorów. Rys. 1. przedstawia ruchy własne Hiad, będących przykładem gromady ruchomej, z zazna­czeniem radiantu.

W poniższej tablicy podane są liczby dotyczące kilku gromad ruclio- „ mych.

Rzuca się w oczy, że kierunki większości radiantów leżą w pobliżu równika galaktycznego. W tablicy umieszczone są gromady różnych typów. Gromada Hiad jest właściwie zwykłą gromadą otwartą, zajmu­jącą na niebie obszar o średnicy około 15° i posiadającą centralne zgę- szczenie w środku gromady. Przeciwnie, gromada Wielkiej Niedźwiedzicy składa się z gwiazd rozrzuconych po całym niebie, tak że Słońce znajduje się wewnątrz tej gromady. Należą do niej między innymi jasne gwiazdy,.

24 Konrad Rudnicki

jak /?, y, d, e, f, 37 Ursae Maioris (stąd nazwa grom ady) Syriusz, a Coro- nae Borealis, fi Aurigae i S Leonis. W tym przypadku jedynie wspólny ruch wyróżnia gwiazdy gromady.

Nazwa gromady

Badiantobserwo­

wany

Wsp

ólna

pr

ęd­

kość

wzg

lęde

m

Słoń

ca

Eadiant po odjęciu składowej paralak- tycznej prędkości

Wsp

ólna

pr

ęd­

kość

po od

jęci

u sk

łado

wej

pa

ra-

lakt

yczn

ej

Śred

nia

para

laks

a gw

iazd

Nej

NO

3

współrzęd­ne równi­

kowe

współrzęd­ne galak­

tyczne

a 6 a <5 l b

Hiady 91° + 8“ 42 km/sek 90° - 4° 172° - 7° 59 km/sek 0,028 140Gromada Wielkiej '

Niedźwiedzicy 300 —34 17 285 + 1 3 - 4 31 0,040 11Plejady 285 —43 20 292 - 4 4 323 - 5 5 0,010 280

Praesope — — — 95 + 5 174 - 2 41 0,008 191Gromada Perseusza 108 — 36 26 99 + 4 176 + 2 6 0,008 30Gromada Scorpio-

Centaurus 110 —48 26 193 -7 3 271 -1 1 12 0,006 83Gromada

Coma Berenices 128 —42 8 252 + 1 8 5 + 3 2 14 0,014 30

Rys. 1. Hiady — przykład gromady ruchomej. Zaznaczono ruchy własne gwiazd i ichradiant

Ponieważ swoiste rucliy gwiazd są skierowane w najrozmaitszych kie­runkach, więc w praktyce, wziąwszy dowolnie obrany punkt na sferze niebieskiej, można zawsze dobrać wiele gwiazd, dla których ten punkt będzie radiantem . Dlatego przed uznaniem jak iejś grupy gwiazd roz­rzuconych po niebie za gromadę ruchomą trzeba przeprowadzić odpo- Aviednie rozważania oparte na rachunku prawdopodobieństwa, czy istnie-

Kinematyka Galaktyki 25

nie tylu gwiazd poruszających się w jednym kierunku nie daje się objaśnić po prostu przypadkowym rozkładem prędkości, a więc czy gromada istnieje rzeczywiście, czy też jest tylko złudzeniem.

W praktyce nieraz trudno rozstrzygnąć realność istnienia gromady. Na przykład toczy się spór, czy liczne gwiazdy porozrzucane po całej sferze niebieskiej, a posiadające ten sam rucli co Iliady, należą do gro­mady, czy też ich podobna prędkość jest zjawiskiem całkiem przypadko­wym. Czasem o realności gromady ruchomej rozstrzygają wspólne cechy morfologiczne gwiazd. Tak jest w przypadku gromady Scorpio-Centaurus, która, rozrzucona na dużym obszarze nieba (Scorpio, Centaurus, Lupus, Crux, Musca), składa się wyłącznie z gwiazd typu widmowego B.

Badiant, groinady ruchomej, otrzymany z prędkości gwiazd bez odjęcia składowej paralaktycznej, jest oczywiście po prostu antyapeksem (pun­ktem przeciwnym na sferze niebieskiej do apeksu) wyznaczonym względem grupy gwiazd tworzącej gromadę. Od gromady ruchomej wymaga się jednak nie tylko jednej wspólnej średniej prędkości przestrzennej, ale również niewielkich odchyłek od niej, które powinny być tego rzędu co błędy obserwacji. Z tego powodu nie każdy apeks jakiejś grupy gwiazd uważamy za radiant i nie każdą realnie istniejącą grupę gwiazd o wspólnej średniej prędkości — za gromadę ruchomą.

Istnienie gromad ruchomych znacznie utrudnia kinematyczny opis Galaktyki. Przy statystycznym opisie trudno bowiem uwzględniać wszystkie gwiazdy należące do gromad ruchomych. Ponieważ ruchy gwiazd zgrupowanych w te gromady są specyficzne, taki opis ogólny byłby bardzo skomplikowany. Na ogół istnieje więc tendencja opisywania osobno ruchów gromad ruchomych i osobno gwiazd pozostałych. Ponieważ jednak brak dotychczas metod ścisłego stwierdzania realności istnienia takich gromad, więc trudno ściśle powiedzieć, które gwiazdy należy odrzucić. Sprawa komplikuje się chociażby z tego względu, że staty­styczne kryteria pozwalające stwierdzić, że dana liczba gwiazd o jedna­kowej prędkości i kierunku nie jest zjawiskiem przypadkowym, zależą od przyjętego rozkładu prędkości swoistych gwiazd „normalnych" (tzn. nie zgrupowanych w gromady). Przyjęcie zaś takiego czy innego rozkładu zależy od gwiazd, na podstawie którycli został on Avyznaczony. Czasem dochodzi się więc do błędnego kola. W ostatnich czasach tego rodzaju sytuacja zdarzyła się z tak zwanym „południowym prądem gwiazd“ *. Jest to liczna grupa gwiazd na południowej półkuli nieba o wspólnym kierunku ruchu, której kinematyczna interpretacja nie jest dotychczas ustalona.

* N a ogół wiąże się go z istnieniem Układu Lokalnego gwiazd (o którym będzie mowa w drugiej części tego artykułu).

26 Konrad Rudnicki

6 . Ogólne regularności w ruchach swoistych gwiazd

Okazuje się, żepo odjęciu składowej paralaktycznej i wyeliminowaniu ewentualnych gwiazd należących do gromad ruchomych rozkład pręd­kości gwiazd pozostałych w dalszym ciągu ani co do kierunków, ani co do wartości bezwzględnych nie jest przypadkowy.

W razie rozkładu przypadkowego, przesunąwszy wszystkie wektory pręd­kości gwiazd do wspólnego początku otrzymalibyśmy rozetkę o symetrii kuli­stej (patrz rys. 2). Powierzchnie jednako­wej gęstości występowania końców wek­torów byłyby sferami.

Już pewne prowizoryczne badania sta­tystyczne z końca wieku X IX wykazały, że tak nie jest. Bliżej zajął się tą sprawą K a p t e y n i w roku 1904 stwierdził, że istnieje pewien uprzywilejowany kieru­nek, ku któremu najwięcej gwiazd ma skierowane prędkości swoiste. Późniejsze badania wykazały, że w tym uprzywile­jowanym kierunku również prędkości gwiazd są największe.

Określimy funkcję rozkładu prędkości f(V) w ten sposób, żeby w y­rażenie

f(V)dV = dN

przedstawiało liczbę gwiazd, których prędkość swoista zawiera się między— ̂ —y — y y

V i V + dV. Oznaczmy trzy składowe prostokątne wektora V przez u, v i w. Jeśli rozkład prędkości byłby przypadkowy, prawdopodobieństwo występowania składowej u prędkości swoistej, zawartej w granicach po­między u, a u + du zgodnie z prawem Gaussa byłoby funkcją

f (u)du— e~h'u'du.[iz

Podobnie dla pozostałych składowych.Jednoczesne prawdopodobieństwo występowania składowej u w gra­

nicach u i u -f- d u , v w granicach v i v + dv i w w granicach w i w -f dw będzie więc

q>(u,v ,w)dudvdw=f(u)du ■f(v)dv - f (w)dw= .- = e~h (“ 4 " ' w)dudvdw.y tz3

Rys. 2. Powierzchnie jednakowej gęstości końców wektorów prędkości przy rozkładzie przypadkowym (sfe­

rycznym)

Kinematyka Galaktyki 27

Jeśli przez N oznaczymy liczbę rozpatrywanych gwiazd, funkcja roz­kładu prędkości da się napisać w postaci

f (V)dV= Ncp(u, v, w) du, dv, die = f(u, v ,w)dudv d w — e~h'iu‘+uX+w')du.dv dw.[it3

Funkcja rozkładu prędkości określona taką równością, jak już wiemy, okazała się złą aproksymacją obserwowanego rozkładu prędkości, gdyż nie uwzględnia uprzywilejowanego kierunku ruchów odkrytego przez K apteyna. Aby uzyskać funkcję rozkładu prędkości lepiej aproksymującą rzeczywistość, można postąpić w sposób następujący: podzielić gwiazdy na dwie grupy, z których każda m a rozkład prędkości przypadkowy, ale obie grupy m ają pewną średnią prędkość względem siebie. Otrzymany obraz przedstawia rys. 3.

Rys. 3. Powierzchnie jednakowej gęstości końców wektorów prędkości przy rozkładziedwuprądowym

Eozkład tak i ma symetrię obrotową względem osi, na której leży wektor względnej prędkości obu grup. Powierzchnie jednakowej gęstości występowania końców wektorów prędkości będą wtedy wydłużone wzdłuż kierunku względnej prędkości obu grup gwiazd. Dobierając tak układ współrzędnych, aby ta względna prędkość skierowana była wzdłuż osi u, odpowiednią funkcję rozkładu prędkości napiszemy w ten sposób

f (u ,v ,w)du dv dw = e-A![(u- Ul)*+u*+H,«]+ ^ 2 e- h\ j du dv dw^

gdzie N-i i JV2 oznaczają odpowiednio liczbę gwiazd należących do pierwszej i drugiej grupy, % i u2 średnią prędkość każdej z grup względem początku układu, hl i h2 zaś — odpowiednie współczynniki dyspersji. Musi być przy tym spełnione

N , u.

28 Konrad Rudnicki

bo tylko wtedy średnia prędkość wszystkich gwiazd względem początku układu będzie równa zeru, a zakładaliśmy od początku, że mamy do czynienia z rucham i swoistymi.

Przy takiej aproksymacji dwie grupy gwiazd nazywamy dwoma p rą ­dami, a całą konstrukcję myślową — k in e m a ty c z n ą t e o r i ą dw u p rą d ó w . Twórca tej teorii, K apteyn, sądził z początku, że oba prądy przedstawiają pewne realnie istniejące ugrupowania gwiazd, swojego ro­dzaju gromady ruchome. Ale ponieważ niesposób określić, czy wybrana pojedyncza gwiazda należy do prądu pierwszego, czy też do drugiego, a badania statystyczne nie wykazują różnic morfologicznych pomiędzy gwiazdami wchodzącymi w skład różnych prądów, dzisiaj uważa się tę teorię tylko za wygodną konstrukcję aproksymacyjną, nie przypisując już istnieniu pojedynczych prądów głębszego znaczenia.

Teoria dwu prądów została w latach 1905— 1915 opracowana ściśle przez E d d in g to n a . Prawie jednocześnie z nią w roku 1907 S ch w arz - s c h ild przedstawił inną teorię, tzw. e l ip s o id a ln ą . Zamiast przyjm o­wania rozkładu przypadkowego prędkości wokół dwu różniących się pręd­kości średnich, przyjął, że dyspersje różnych współrzędnych prędkości są różne. Rozkład prędkości w układzie współrzędnych prostokątnych o odpowiednio dobranych kierunkach osi u, v i w da się przedstawić następującą funkcją:

// \ 7 7 7 ^ h l c l —A*u« — /t'o1 — J J If(u ,v , w)au av aw——= - c au av aw,\ t?

gdzie h, k i l określają dyspersję prędkości odpowiednio wzdłuż osi u,

v i w *.Widzimy, że aby było

/(« ,« , w) — constmusi być

hhPĄ- fc2f2-f-i2tPa = C = const.

Powierzchnie jednakowej gęstości końców wektorów prędkości będą więc tu ta j elipsoidami. W ogólności mogą one nie być obrotowe. Otrzymany obraz rozkładu prędkości przedstawia rysunek 4. Gdy mówimy o eli­psoidzie prędkości, mamy na myśli taką stalą C, żeby długość półosi elipsoidy równała się dyspersji prędkości w danym kierunku.

Mimo że teoria dwu prądów i elipsoidalna są w zasadzie różne, w rze­czywistości jednakowo dobrze aproksymują obserwowany rozkład pręd­kości gwiazd. Dlatego opieranie się na jednej lub drugiej zależne jest od

* S c h w a r z s c lii ld przyjmował przy tym, że k —l, czyli że dyspersja w dwu kie­runkach jest jednakowa.

K inem atyka Galaktyki 29

typu zagadnienia. Na ogół łatwiej jest wyznaczać parametry charakte­ryzujące teorię dwu prądów, natomiast w rozważaniach teoretycznych — zwłaszcza w dynamice gwiazdowej — wygodniej posługiwać się teorią elipsoidalną.

Najprostszą metodę wyznaczania parametrów elipsoidy prędkości opracował w roku 1917 W. D z iew u lsk i . Opiera się ona na twierdzeniu, że liczba wektorów prędkości w każdym kierunku jest proporcjonalna do trzeciej potęgi promienia wodzącego elipsoidy (odległości danego

Rys. 4. Powierzchnie jednakowej gęstości końców wektorów prędkości przy rozkładzieelipsoidalnym

miejsca powierzchni elipsoidy od jej środka). Trzeba więc obliczyć częstość występowania wektorów prędkości gwiazd w różnych kierunkach i wyzna­czyć stąd punkty powierzchni elipsoidy, a następnie przeprowadzić przez nie samą elipsoidę. Ponieważ przy konkretnych zastosowaniach otrzy­muje się zawsze pewien rozrzut wynikły z fluktuacji materiału obserwa­cyjnego i z błędów obserwacyjnych, elipsoidę wypada przeciągać przez wyznaczone punkty metodami rachunku wyrównawczego, co jednak nie przedstawia większej trudności.

Istnieje również wiele innych metod wyznaczania zarówno elipsoidy prędkości, jak i dwu prądów, a w szczególności istnieją metody dające się stosować przy niekompletnych danych co do prędkości gwiazd.

7. Ogólne uwagi o badaniu ruchów swoistych

Zarówno w teorii dwu prądów, jak i w elipsoidalnej istnieją trzy zasadnicze możliwości wyznaczania rozkładu prędkości: Z prędkości, radialnych, z ruchów własnych (ewentualnie ze znanymi odległościami gwiazd, co pozwala na obliczenie prędkości w km/sek) oraz z kompletnych prędkości przestrzennych. W pierwszym przypadku w każdym miejscu sfery niebieskiej obserwujemy tylko rzuty prędkości na kierunek prosto­padły do sfery, a w drugim na płaszczyznę styczną do niej. Wreszcie

30 Konrad Rudnicki

w trzecim mamy kompletne dane o przestrzennych prędkościach. W pierw­szych dwu przypadkach do wyznaczenia rozkładu przestrzennego musimy znać rzuty na kilka prostych lub kilka płaszczyzn, a więc mieć materiał obserwacyjny, zebrany z kilku miejsc sfery niebieskiej. Takie postępo­wanie będzie słuszne tylko wtedy, gdy gwiazdy znajdujące się w różnych miejscach przestrzeni, a więc rzutujące się na różne miejsca sfery nie­bieskiej, posiadają jednakowy rozkład prędkości. Nie tylko jednak nie ma dowodów, żeby tak było, ale wręcz okazuje się, że w pewnych przy­padkach gwiazdy o tych samych cechach morfologicznych, ale znajdujące się w różnych okolicach nieba, wykazują wybitnie różny rozkład pręd­kości swoistych. Dlatego metody wyznaczania param etrów rozkładu z sa­mych prędkości radialnych czy też z samych ruchów własnych trzeba stosować z licznymi ostrożnościami lub też — jeśli się te ostrożności pomija — zdawać sobie sprawę, że otrzym any rozkład jest tylko rozkładem średnim.

Wyznaczenie rozkładu prędkości z wektorów przestrzennych pozwala w zasadzie wyznaczyć rozkład prędkości z dowolnie małego obszaru przestrzeni. W ystępuje tu ta j jednak inna trudność. Jeśli ograniczyć się do niewielkiego obszaru sfery niebieskiej, w tedy składowe prędkości styczne do sfery wyznaczone są na podstawie ruchów własnych i paralaks gwiazd, zaś składowe prostopadłe — z prędkości radialnych. Prędkości radialne wyznacza się z dość małym błędem przypadkowym dochodzącym najwyżej do kilku km/sek. Przeciwnie, składowe styczne obarczone są dużym błędem paralaks, k tóry często bywa większy od samej wartości paralaksy. Jeśli założymy tymczasem, że gwiazdy nie posiadają żadnego rozrzutu prędkości (że wszystkie m ają tę samą prędkość), to wskutek tylko błędów przypadkowych zaobserwujemy pewien rozrzut prędkości w kształcie spłaszczonej elipsoidy obrotowej o małej osi prostopadłej do sfery niebieskiej. Uwidocznione to jest na rysunku 5 A , gdzie przez mr oznaczono średni błąd składowej radialnej, przez w, zaś — składowej prędkości stycznej do sfery. Jeśli teraz gwiazdy posiadają jeszcze rzeczy­wisty rozrzut prędkości (rys. 5B), to w wyniku obserwujemy nałożenie się obu rozkładów (rys. 5C). K ształt takiego obserwowanego rozkładu będzie się różnił zarówno wartośc:‘ą, jak i kierunkiem największej dyspersji.

Dotychczas nie znaleziono ogólnych metod, które by pozwalały zawsze pokonać przedstawione powyżej trudności.

8. W yniki badań ruchów swoistych

W ujęciu dAvuprądowym ruchy swoiste gwiazd w okolicy Słońca można scharakteryzować w sposób następujący:

1) Względna prędkość obu prądów: 40,2 km/sek.

Kinematyka Galaktyki 31

2) Stosunek liczby gwiazd, należących do prądu liczniejszego i mniej licznego: 3/2.

3) Kierunek względnej prędkości obu prądów jest prawie równoległy do płaszczyzny Galaktyki i skierowany mniej więcej ku jej środkowi.

r J!0c.— —-- Styczna do sfery

A 1

r - £

niebieskiej

/ Styczna do sfery niebieskiej

Rys. 5. Wpływ błędów przypadkowych obserwacji na obserwowany rozkład prędkości gwiazd. N a rysunku zaznaczono przekrój tylko jednej z powierzchni jednakowej gę­stości A — "błędów obserwacji, B — rozkładu prędkości rzeczywistego, C — rozkładu

obserwowanego

Teoria elipsoidahia daje oczywiście ten sam kierunek największej ruchliwości gwiazd oraz dyspersję wzdłuż wielkiej osi elipsoidy równą około 25 km/sek.

Przytoczone dane dotyczą oczywiście średnich parametrów ruchu dla Avszelkich gwiazd. Dla wybranych podsystemów gwiazd są one różne od wartości średnich. Na przykład dla olbrzymów wczesnych typów widmo­wych wielka półoś elipsoidy wynosi tylko 10 km/sek, natomiast dla gwiazd I I populacji wielkość tej półosi przekracza czasem 100 km/sek.

Z LITERATURY NAUKOWEJ

Obrót Wenus dokoła osi

A; W RÓ BLEW SKI

Zagadnienie obrotu W enus dokoła osi od wielu la t czeka na ostateczne rozwiązanie. Pierwsze prace S c h ia p a r e l l i e g o , oparte n a wizualnych obserwacjach szczegółów na tarczy p lanety , wskazywały, że W enus obraca się dokoła osi w tym sam ym czasie, w jakim obiega Słońce, czyli w ciągu 225 dni. P rzy takim okresie obrotu półkula p lanety stale odwrócona od Słońca posiadałaby bardzo niską tem peraturę, czemu przeczą bez­pośrednie pom iary. Również badania prędkości obrotu W enus, oparte na przesunięciu dopplerowskim prążków w jej widmie, nie dały dokładnych wyników; można było je ­dynie oszacować okres obrotu dokoła osi na kilka tygodni, czemu zresztą nie przeczyły pom iary tem peratu ry powierzchni planety.

O statnio w ydaje się, że problem obrotu W enus dokoła osi znajdzie w niedługim czasie rozwiązanie, zaatakow ano go bowiem za pomocą wielkich, nowoczesnych n a ­rzędzi. Znany astronom am erykański G. P . K u ip e r rozpoczął system atyczne fotogra­fowanie p lanety za pom ocą wielkiego 208 cm teleskopu Obserwatorium MeDonalda. Zdjęcia są dokonywane w dzień, w świetle fioletowym, przy skali 2,1 sekund luku na m ilim etr. Dotychczasowe w yniki są bardzo ciekawe. Okazuje się, że na zdjęciach tych n a tarczy W enus widoczne są równoległe ciemne i jasne pasm a podobnie jak n a po ­wierzchni Jow isza czy Saturna. Zwykle widoczne są trzy ciemne i trzy jasne pasm a, w dobrych jednak w arunkach m ożna ich dostrzec znacznie więcej (do ośmiu). Pasm a są prostopadłe do term inatora . K uiper uważa, że pasm a te są wywołane przez cyrku­lację atm osferyczną. Niżej położone w arstw y atm osfery W enus są według niego ciem­niejsze; wobec tego ciemne pasm a należy trak tow ać jako strefy prądów w stępujących, jasne zaś — jako strefy prądów zstępujących.

Najciekawszym rezu ltatem dotychczasowych badań K uipera jest wyznaczenie położenia bieguna W enus. P rzy założeniu, że obserwowane pasm a są w skutek obrotu W enus równoległe do równika p lanety znalazł on, że oś obrotu W enus przecina kulę niebieską w punkcie o współrzędnych: a = 3h32m, (5 = 4-81°. Je s t to położenie północnego bieguna W enus. Ponieważ biegun orb ity W enus m a współrzędne: a = 18 24m, ó = —(— 66° więc płaszczyzna równika W enus tw orzy z płaszczyzną jej o rb ity k ą t 32°.

K uiper chce następnie wyznaczyć prędkość obrotu W enus dokoła osi. Na razie, biorąc pod uwagę stałość pasm , ocenia on okres obrotu na kilka tygodni.

(Sky and Telescope, X IV , 4, 1955)

Młode gwiazdy II populacji

K. RUDNICKI

W dzisiejszych czasach, mimo znaczne różnice w szczegółach zapatryw ań na tw o­rzenie się młodych gwiazd, wszyscy prawie astronomowie zgadzają się z zasadniczą praw dą, że gwiazdy powstawały nie ty lko w dawnych czasach, ale pow stają również obecnie. N a podstawie faktów znanych dotychczas można by sobie wyobrażać, że for-

Z literatury naukowej 33

mowanie nowych gwiazd odbywa się tylko wśród gwiazd I populacji, a mianowicie w płaszczyźnie równikowej Galaktyki, gdzie znajdują się mgławice materii kosmicznej. Wprawdzie P. P a re n a g o już w roku 1953 zwrócił uwagę na wielką liczbę gwiazd II po­pulacji z prędkościami parabolicznymi (wystarczającymi do oderwania się od Galaktyki), co wskazywałoby, że są to gwiazdy młode. Była to jednak — jak dotąd — jedyna i nie­wystarczająca poszlaka procesów gwiazdotwórczych wśród gwiazd II populacji.

Ostatnio ukazała się praca B. K u k a r k i n a przynosząca dalsze, interesujące fakty z tej dziedziny.

Przede wszystkim Kukarkin uważa, że w ostatnich czasach nadużywa się zarówno pojęcia „populacji gwiazd" przyjętego na zachodzie, jak i „podsystem gwiazdowy" używanego przez astronomów w ZSRR. Operuje się mianowicie tym i terminami, jakby oznaczały one zespół gwiazd o jednakowym pochodzeniu (jednym wieku) i jednakowym rozmieszczeniu w przestrzeni, co jest nieuzasadnione. Zdaniem Kukarkina należy od­różniać pojęcie „podsystemu" jako zbioru gwiazd posiadających jednakowe lub zbliżone cechy morfologiczne (podsystem w tym sensie będą tworzyć np. cefeidy krótkookresowe, lub klasyczne, gwiazdy typu Mira Ceti, gwiazdy węglowe itp.) od pojęcia „składowej galaktycznej" oznaczającego grupę gwiazd o takim samym rozmieszczeniu w prze­strzeni. W tym sensie można więc odróżniać z grubsza składową płaską (I populację Baadego), składową pośrednią i składową sferyczną (II populację). Jedna i ta sama składowa zawiera w sobie gwiazdy różnych podsystemów, a jeden podsystem może się składać z gwiazd należących do różnych składowych. Wiadomo na przykład, że podsy­stem cefeid krótkookresowych (RR Lyrae) zawiera w sobie gwiazdy należące zarówno do składowej płaskiej, jak i do sferycznej, przy czym jedne różnią się nieco cechami morfologicznymi od drugich.

Kukarkin badał rozmieszczenie i ruchy w podsystemie gwiazd typu Mira Ceti0 których wiadomo, że należą do wszystkich trzech składowych galaktycznych. W ia­domo, że gwiazdy tego podsystemu należące do składowej płaskiej skupiają się w prze­strzeni w grupy, co bywa uważane za oznakę ich młodości. Poddawszy badaniom sta­tystycznym rozmieszczenie na sferze niebieskiej składowej pośredniej i sferycznej tych gwiazd w okolicach biegunowych galaktycznych (gdzie materia międzygwiazdowa nie wpływa fałszująco na wynik badań) Kukarkin przekonał się, że gwiazdy te również układają się w grupy. Prawdopodobieństwo, że zaobserwowane grupowanie się tych gwiazd na niebie jest przypadkowe, wywołane przypadkowym rzutowaniem się na sferę niebieską, wynosi zaledwie około jednej milionowej. Na realność zgrupowań wskazuje również fakt, że w poszczególnych zgrupowaniach znajdują się gwiazdy o tych samych podtypach zmienności. Wziąwszy pod uwagę dyspersję prędkości gwiazd typu Mira Ceti należy uznać, że skupienia tych gwiazd nie mogą istnieć dłużej niż milion lat. Taka jest więc górna granica wieku tych skupień. Zważywszy, że gwiazd typu Mira Ceti należących do składowej pośredniej i sferycznej poza skupieniami się nie obserwuje, należy uważać, iż są to gwiazdy stanowiące początkowe i krótkotrwałe stadium ewolucyjne pewnej grupy gwiazd. Zanim skupienie zdoła się rozproszyć w przestrzeni, gwiazdy przestają być zmiennymi typu Mira Ceti i przybierają cechy jakiegoś innego typu gwiazd.

Jak wiadomo, gwiazdy typu Mira Ceti znane są również w gromadach kulistych. Kukarkin poddał krytycznej analizie materiał obserwacyjny dotyczący tego zagadnienia1 stwierdził, że tylko cztery znane gromady kuliste zawierają na pewno zmienne typu Mira Ceti. Okazało się, że są to osobliwe gromady kuliste, bądź pozbawione całkowicie cefeid krótkookresowych, bądź też zawierające wprawdzie cefeidy krótkookresowe, ale o specjalnych długich, anormalnych okresach zmienności.

Można stąd wyciągnąć wniosek, że poza płaszczyzną Galaktyki, wśród gwiazd II populacji, formują się również młode gwiazdy, a w szczególności, że procesy gwiazdo- Postępy Astronomii t. IV z. I

34 Z literatury naukowej

twórcze zachodzą również w niektórych (prawdopodobnie ty lko w yjątkowych, młodych) grom adach kulistych. K ukarkin zastrzega się, że tak ie wnioski nie przeczą wcale znanem u, i słusznemu twierdzeniu, że gwiazdy składowej sferycznej (II populacji) są średnio biorąc znacznie starsze od gwiazd składowej płaskiej (I populacji). Można tu czynić porównanie ze starym lasem składającym się z sosen i sekwoji. P raw dą jest, że w takim lesie średnio biorąc sosny są 100 razy młodsze od sekwoji, ale można też od czasu do czasu spotkać sekwoję znacznie młodszą od niejednej sosny.

Je s t interesujące, że w przestrzeni, gdzie znajdu ją się gwiazdy składowej sferycznej, ą w szczególności w grom adach kulistych, nie w ystępuje wcale pył kosmiczny. Widocznie procesy gwiazdotwórcze nie muszą być związane z obecnością mgławic tego pyłu. Ku-, karkin przypuszcza, że pył kosmiczny w takiej postaci, jak go obserwujemy w płasz-, czyźnie G alaktyki jest już produktem w tórnym rozpadu gwiazd, co wcale zresztą nie przeszkadza, że mogą z niego n a pow rót formować się inne gwiazdy.

( Astronomiczeskij Źurnał, 31, 489 (1954)).

Gwiazdy rozbłyskowe

M. KARPOW ICZ

Pierwszą gwiazdą, k tó ra została zanotow ana jako gwiazda rozbłyskowa był składnik gwiazdy podwójnej Lalande 21258 B o widomej wizualnej jasności 14,8. Gwiazdę tę fotografowano na M ount W ilson w celach wyznaczenia paralaksy. Dwie ekspozycje zrobione w interw ale 36 m inut w ykazują jasności o 1,8 i 1,5 większe niż normalnie. Gwiazda ta znajduje się w odległości od Słońca około 5 ps i jest karłem ty p u widmo­wego M.

Od chwili odkrycia pierwszej gwiazdy rozbłyskowej, tzn. od roku 1939 zanotowano kilka gwiazd ciągu głównego, które w ykazały podobne fluktuacje jasności.

Krzywa zm ian blasku takiej gwiazdy charakteryzuje się raptow nym wzrostem i powrotem do normalnego stanu w czasie mniej więcej dziesięciokrotnie dłuższym. Całość zjawiska trw a około jednej godziny. Moment i częstość jego są zupełnie nieznane, nie m ożna go zatem przewidzieć.

W zrost jasności gwiazd rozbłyskow ych byw a duży, p rzec ię tn ie około dwóch wielkości, zanotow ano jednak gwiazdę rozbłyskow ą, k tó rej jasność w zrosła o sześć wielkości.

Załączona tabelka zawiera gwiazdy, wszystkie ty p u późnego, u których obserwo­wano raptow ne w zrosty jasności.

N ajbardziej interesującą wśród gwiazd zanotowanych jako rozbłyskowe, jestL726-8B, u której zanotowano aż 13 rozbłysków. Trzy z nich utrw alone są na zdjęciach zrobio­nych w celach wyznaczenia paralaksy, jeden na spektogramie, jeden obserwowano fotoelektrycznie, pozostałe zaś znaleziono n a kliszach harvardzkich począwszy do 1890 roku. Zm iana jasności tej gwiazdy dochodziła do 2,6 wielkości. Rozbłysk zanotow any niedawno wykazał w zrost jasności około sześciu wielkości w czasie jednej m inuty. N a spektrogram ach zaobserwowano wzrost natężenia niektórych linii emisyjnych, szcze­gólnie linii II, C a li i He jak również wzrost natężenia w całym widmie ciągłym. L726-8 je st układem podwójnym złożonym z dwóch czerwonych karłów o różnicy jasności składników wynoszącej około 0,5 wielkości.

Z literatury naukowej 35

Gwiazdą rozbłyskową jest również znajdująca się najbliżej Słońca Proxima Cent am i, u której najpierw zaobserwowano pewne zmiany w widmie. Przegląd klisz, znajdują­cych się w obserwatorium w Harvard wykazał kilka rozbłysków tej gwiazdy rzędu jednej wielkości.

Gwiazda RA.1900

Deki.1900 inv Sp Jasność

0 = 1Prom.0 = 1

L723-8B (UVCet) lb34m,0 - 18° 28' 13,5 M5,5 0,00002 0,07Gw. Wachmanna 5 28,8 + 1 53 11 K =M

Ross 882 7 39,4 + 3 48 11,6 M4,5e 0,0008 0,45I1D + 20" 2465 1014,2 + 20 22 9,4 M4e 0,0028 0,85Lal 21258 B 1100,5 + 44 02 14,8 M5,5e 0,00003 0,09

Proxima Cen. 14 22,8 - 62 15 11,3 Me 0,00005 0,07Ross 145 18 43,6 - 23 57 10,5 M4,5e 0,0004 0,32

Kruger 60 ii 22 24,4 + 57 12 11,3 M4,5e 0,0004 0,31

Co powoduje obserwowane rozbłyski? U gwiazdy Proxima Centauri, Wacbmanna i L726-8 obserwowano zmiany w widmie tego samego typu co zmiany obserwowane w widmie Słońca. Fakt ten nasuwa przypuszczenie, że rozbłyski gwiazd są tej samej natury co słoneczne, jednakże odbywają się w znacznie większej skali. Te ostatnie są, jak wiadomo, związane z powstawaniem plam. Im więcej im większe są plamy, tym bar­dziej prawdopodobny jest rozbłysk. Rozmiary pola rozbłysku przekraczają niekiedy pole plam. Rozbłyski na Słońcu nie powodują jednak dostrzegalnej zmiany całkowitej jasności. Wzrost jasności rzędu 1% jasności Słońca na gwieździe typu dM spowodowałby pojaśnienie gwiazdy o około dwie wielkości. Chociaż należy pamiętać, że gwiazdy typu dM różnią się od Słońca pod względem temperatury, gęstości i rozmiarów i nie ma pod­stawy przypuszczać, że zjawiska na powierzchni tych gwiazd, są identyczne jak na po­wierzchni Słońca, jednakże pewne zakłócenia, plamy lub rozbłyski są całkowicie możliwe.

Pewne nieregularności w krzywych zmian blasku niektórych zmiennych zaćmie­niowych, takie np., jakie występują u Castora C (YYGem. typ widmowy Mle) mogą być również spowodowane przez plamy lub rozbłyski. U gwiazd zaćmieniowych późnego typu występowanie rozbłysków jest bardziej prawdopodobne, choćby ze względu na istnienie dwóch składników.

Podobnie jak w przypadku rozbłysków słonecznych rozbłyski gwiazd typu dM zachodzą nieregularnie, w momentach nieprzewidzianych. Częstość występowania i po­wszechność zjawiska dla gwiazd typu dM, są zagadnieniami, które będą mogły być rozstrzygnięte, jeśli zbierze się większy materiał obserwacyjny.

(Według S. L. L ipp in cott., J . R. A. S. C. vol 47, No. 1, 1953).

3*

KRONIKA

Wrażenia z IX Kongresu Międzynarodowej Unii Astronomicznej w Dublinie

S. PIOTROWSKI

Delegacja astronomów polskich na IX Kongres Międzynarodowej Unii Astrono­

micznej, który odbył się w dniach 29. V III—5. IX . ub. r. w Dublinie, składała się z trzech osób: prof. E. R ybk i (przewodniczącego delegacji), prof. J. W itkowskiego i autora niniejszych „wrażeń11.

Wrażenia, którymi chcę się podzielić z czytelnikami, mają z konieczności charakter wycinkowy; istnieje tak dużo komisji Unii (42 — nie licząc podkomisji), których posie­

dzenia odbywają się równolegle, że jeden uczestnik nie ma możności zdania sprawy

chociażby z przebiegu prac we wszystkich tych komisjach, których działalność go inte­

resuje; dochodzą jeszcze wielogodzinne sympozjony czy też wspólne dyskusje poświę­

cone pewnym wybranym zagadnieniom, które z kolei często odbywają się równolegle do posiedzeń różnych komisji. W swoim sprawozdaniu ograniczę się do wrażeń z po­siedzeń dwóch komisji, których jestem członkiem: 27 — Gwiazd Zmiennych i 42 —

Gwiazd Podwójnych Fotometrycznych, oraz postaram się przedstawić najważniejsze według mojego osobistego wrażenia problemy poruszane na sympozjonach, poświęco­nych wspólnej dyskusji nad przetwornikami elektro-optycznymi, gwiazdom niestabil­

nym oraz porównaniu ogólnych rysów budowy naszej Galaktyki z innymi galaktykami. W następnych numerach „Postępów Astronomii11 ukażą się sprawozdania prof. E. Rybki

i prof. J. Witkowskiego, które oświetlą odpowiednio problematykę IX Kongresu Unii

od strony organizacyjnej i prac Komisji Fotometrii i Astronomii Południkowej (prof.

Rybka) oraz od strony prac Komisji, poświęconych zagadnieniom Astronomii Klasycz­

nej (prof. Witkowski). Mam jednak wrażenie, że nawet sprawozdanie pochodzące od trzech uczestników nie będzie dawało pełni obrazu i że choćby z tego tylko punktu

widzenia liczebność delegacji polskiej na Kongres Unii była zbyt mała.Przy obecnej strukturze Unii na jej ogólnym zjeździe (odbywającym się co trzy

lata) następuje pewien podział pracy. Na komisjach omawia się głównie sprawy orga­

nizacyjne i planowania naukowego; wygłaszane też bywają na posiedzeniach komisji

krótkie komunikaty o ważniejszych osiągnięciach. Główny ciężar sprawozdawczości naukowej w szerokim zakresie przenosi się na sympozjony poświęcone zagadnieniom

kompleksowym. W zasadzie dyskusje naukowe powinny się odbywać głównie na sym­

pozjonach. W praktyce, wskutek bardzo obfitego z reguły programu referatowego, a także zapewne wskutek trudności językowych, dyskusja na sympozjonach jest wątła

a za to wiele poruszonych tematów omawia się podczas spotkań towarzyskich (gdzie

już nikt nie wstydzi się swej złej angielszczyzny czy francuszczyzny).

Większość ze spraw poruszonych na Komisji 42 (Gwiazd Podwójnycli Fotometrycz- nych) omówił już K. Serkowski w artykule swym w ostatnim zeszycie „Postępów

Astronomii11 1955 r. Artykuł ten napisany był w oparciu o prowizoryczne sprawozdanie

(Draft-Report) prezesa Komisji Z. Kopała. Na wspólnym posiedzeniu Komisji 42

z Komisją Gwiazd Zmiennych (27) powzięto ważne postanowienie, uchwalone następnie jako zalecenie Zebrania Ogólnego Unii, by obserwacje fotoelektryczne zmiennych regu­

larnych były publikowane in extenso (tzn. by były podawane poszczególne zaobserwo-

Kronika 37

wane jasności i odpowiadające im m om enty czasu), a nie tylko p unk ty norm alne w d a ­nych fazach lub jedynie przedstawienie graficzne. W sprawie tej przewodniczący ko­m isji 27 i 42 m ają się zwrócić do wydawców czasopism astronom icznych i do dyrektorów obserwatoriów z prośbą o współpracę. Tekst innego zalecenia Komisji 42, również uchwalonego przez Zebranie Ogólne, brzm i jak następuje: „Kom isja 42 M iędzynaro­dowej Unii Astronomicznej uważa za wysoce pożądane, ażeby publikacja O bserw ato­rium Krakowskiego „Efem erydy Gwiazd Zmiennych Zaćmieniowych" była kontynuo­w ana po śmierci prof. T. B a n a c h ie w ic z a . Publikacja ta m a bardzo duże znaczenie (est du plus haut interet) dla obserwatorów gwiazd zm iennych zaćm ieniowych11. W d y ­skusji nad tym postanowieniem zabierało głos wielu członków Komisji, p rzy jm ując z zadowoleniem zapowiedź redaktora „Efem eryd11, że w przyszłości zrezygnuje się w nich z używania języka latino sine flexione, przechodząc na język rosyjski i angielski. W ielu członków wyraziło również życzenie, ażeby używać w „Efem erydach11 D ni J u ­liańskich zam iast Nowej E ry Astronomicznej i by „Efem erydy" ukazyw ały się w druku możliwie wcześnie, a w każdym razie przed początkiem roku, na k tóry są przeznaczone.

Kom isja 27 (Gwiazd Zmiennych) uchwaliła kilka zaleceń, z k tórych ważniejsze w ydają mi się następujące: powołanie specjalnej podkom isji poświęconej zm iennym w Grom adach K ulistych; zalecenie Obserwatorium Sonneberg, S talinabad i H arvard skoncentrowania wysiłku na badaniu wszystkich gwiazd zm iennych jaśniejszych w m aksim um od 12 wielkości, k tóre jeszcze nie zostały dostatecznie zbadane; zwrócenie uwagi astronom om , obserwującym gwiazdy zmienne za pom ocą fotoelektrycznych fo to­metrów, na konieczność system atycznych obserwacji zm iennych fizycznych; zalecenie obserwatorom gwiazd zmiennych publikow ania swoich m ateriałów w takiej postaci, by ułatw ić jak najowocniejsze w ykorzystanie ich w przyszłości.

W czasie dyskusji wysunięto sugestie zorganizow ania współpracy między obser­watoriam i położonymi w różnych długościach geograficznych, zmierzającej do um ożli­wienia ciągłych obserwacji za pomocą fotom etrów fotoelektrycznych w ybranych gwiazd ty p u RR Lyrae. Zwrócono również uwagę na konieczność intensyfikacji pom iarów szyb ­kości radialnych gwiazd zm iennych; przedstawiciel obserwatorium Licka oświadczył, że tak ie pom iary są projektowane za pomocą nowego wielkiego teleskopu (120 cali) tego obserwatorium .

Ze wszystkich problemów, poruszonych w czasie IX Kongresu Unii, na piszącym niniejsze sprawozdanie największe wrażenie wywarły coraz wyraźniej zarysowujące się możliwości różnych zastosowań nowoczesnych technik fotoelektrycznych w astronom ii obserwacyjnej. Zagadnienia te by ły omawiane na „wspólnej dyskusji nad fotoelektrycz- nym i lam pam i obrazowym i (photoelectric image tubes) i ich zastosowaniam i as trono­micznym i". Najkrócej mówiąc, chodzi tu o następującą sprawę: p rzy użyciu najczu l­szych p ły t fotograficznych i przy zastosowaniu możliwie najdłuższej ekspozycji, na każdo 1000 fotonów padających na emulsję, zaczernione zostaje jedno ziarno; wydajność więc kw antow a procesu fotograficznego wynosi 0,l°/o-Tym czasem wydajność kw antow a współczesnych katod fotoelektrycznych dochodzi do20°/0; jeśli naw et liczyć skromnie, że ta w ydajność wynosi tylko 10%, znaczyłoby to, że co dziesiąty foton wyzwala z k a ­tody elektron. W ydajność przeto procesu fotoelektrycznego jest co najm niej 100 razy większa od procesu fotograficznego. Otóż w obecnym stadium rozwoju technik fo to­elektrycznych sta je się w pełni realne wyzyskanie te j 100-krotnej przewagi katody fotoelektrycznej nad p ły tą w obserwacjach astronom icznych. W ydaje się, że w n a j­bliższej przyszłości nie będzie się już dążyć do budow ania coraz większych teleskopów, lecz główny nacisk zostanie położony n a najpełniejsze wyzyskanie możliwości przetw or­ników elektro-optycznych.

38

Pierwszy z referatów na „wspólnej dyskusji'1 wygłosił A. L a l le m a n d z obserwa­torium paryskiego. B eferent zaczął od stwierdzenia, że p ły ta fotograficzna nie jest w stanie rozwiązać dwóch fundam entalnych problemów współczesnych obserwacji astronom icznych: 1) zredukowanią czasu ekspozycji przy słabych obiektach; 2) o trzy­m ania obrazów słabych gwiazd i mgławic mimo obecności jasnego tła nocnego nieba. P roblem y te mogą być rozwiązane przy użyciu katody fotoelektrycznej i optyki elektro­nowej. Obraz świetlny, wytw orzony przez teleskop, jest rzucany na fotokatodę, k tóra w ym ienia fotony na elektrony, te zaś z kolei tw orzą obraz elektronowy na odpowiedniej płycie. Odczytać ten obraz można w dwojaki sposób: albo w oparciu o ładunek, jak i ze sobą niosą elektrony, albo w oparciu o ich energię. D rugi z wym ienionych sposobów wchodzi w grę w przetw ornikach elektro-optycznych sensu strictiori: p ły ta , na której tw orzy się obraz elektronowy, jest to albo p ły ta pok ry ta w arstw ą scyntylującą pod wpływem uderzeń elektronów, albo też po p rostu p ły ta fotograficzna ty p u p ły t używ a­nych w badanich jądrow ych i każdy elektron zaczernia n a niej co najm niej jedno ziarno. P rzy zastosowaniu pierwszego sposobu w poszczególnych m iejscach obrazu kum uluje się ładunek elektronów, a następnie ów obraz elektronowy jest „odczytywany" za p o ­mocą norm alnej techniki telewizyjnej, ta k jak np. w lam pach Ortikon. Je s t to ta k zwana m etoda m agazynowania obrazu (image-storage) w odróżnieniu od poprzedniej m etody, m etody przetw arzania obrazu (image-converter). P race Lallem anda dotyczyły m etody image-converter. Próbow ał on zwiększyć efektywność przetw ornika przez umieszczanie pom iędzy katodą a ekranem fluoryzującym kilku w arstw posiadających zdolność em isji w tórnych elektronów, na k tórych to w arstw ach były w ytw arzane (za pom ocą optyk i elektronowej) kolejne obrazy pośrednie. Osiągnięte zwielokrotnienie intensyw ności obrazu wynosiło 250, ale definicja samego obrazu p rzy tym w y­raźcie cierpiała. W konsekwencji Lallem and i jego współpracownicy zrezygnowali z powielania elektronowego, umieszczając naprzeciwko katody po prostu p ły tę fo to­graficzną, czułą n a elektrony. Specjalna trudność pow staje przy ty m n a skutek ko ­nieczności umieszczenia fo tokatody i p ły ty w próżni. Trudność tę jednak dzięki po­m ysłowym urządzeniom udało się przezwyciężyć. T ak więc pierwszy z wymienionych na w stępie fundam entalnych problemów, problem redukcji czasu obserwacji, jest w za­sadzie rozwiązany. Zagadnienie rozwiązania drugiego problem u, problem u otrzym ania obrazu słabych obiektów mimo obecności świecącego t ł a nieba nocnego, naświetlił szczegółowo W . A. B a u m z obserwatoriów M ount W ilson i Palom ar. P unk tem w y j­ściowym jego rozważań jest stw ierdzony obserwacyjnie i — jak w ykazał Baum — łatw y do przewidzenia teoretycznego fak t, iż za pomocą 200-calowego teleskopu na M ount Palom ar, przy użyciu czułych p ły t, największy zasięg (gwiazdy między 23,5— 24 w. gw.) osiąga się p rzy 30-minutowej ekspozycji, dalsze zaś przedłużanie ekspozycji zaciera ty lko kon trast między tłem a słabą gwiazdą. Są trzy powody tego zjawiska: migotanie obrazów, jasność tła nieba nocnego, i efekt statystycznego nasycenia, wywołany zacho­dzeniem zaczernionych ziarn jednych na drugie. Migotanie obrazów powoduje, że w do­brych w arunkach średnica obrazu gwiazdy wynosi 1", to jest około 40 razy więcej niż wynosi siła rozdzielcza 200-calowego teleskopu. N a 1" kw adratow ą nieba jasność tła (wskutek s ta le obecnego świecenia zorzowego) wynosi przeciętnie ty le światła, ile daje jedna gwiazda 22 w. gw. Możliwość odróżnienia dodatkowego światła, dostarczanego przez gw iazdę powiedzmy 24 w. gw. n a tle pośw iaty stałej n a całym polu i wynoszącej 1 gwiazdę 22 w. gw. na 1" kw adratow ą, zależy od wielkości fluktuacji statystycznej w ilości zaczernionych ziaren. Procentow a w artość tych fluktuacji jest, jak wiadomo, odwrotnie proporcjonalna do pierw iastka kwadratowego z ilości ziaren. Ażeby więc zwiększyć zasięg (zwiększyć możliwość dostrzeżenia kontrastu), należy wytworzyć większą ilość ziarn na jednostkę powierzchni i równocześnie uniknąć efektu statystycz-

39

uego nasycenia albo (A) przez pomniejszenie ziaren albo (B) przez odjęcie równomiernej warstwy ziaren powstałych dzięki św iatłu tla . Z praktycznych względów obie m etody (A) i (B) w ym agają techniki fotoelektrycznej: m etoda (A) — ponieważ użycie p ły t drobnoziarnistych przedłużyłoby w sposób drastyczny czas ekspozycji, m etoda (B) - ponieważ nie jest ona w ogóle do zrealizowania w technice fotograficznej, natom iast w technice image-storage jest w zasadzie łatw o w ykonalna. Tak więc czy to przy użyciu m etody (A), czy przy użyciu m etody (B) zastosowanie przetworników elektro-optycz - nych rozwiązuje i drugi fundam entalny problem obserwacji astronom icznych, pole­gający na detekcji słabych obrazów na tle pośw iaty tła nieba.

Trzeci referat na omawianej „wspólnej dyskusji", W. A. H i l t n e r a z obserwatorium Yerkes, dotyczył możliwości zastosowania przetworników w spektroskopii gwiazdowej. Szybkość, jak ą dają przetworniki, zobrazował lliltn e r w następującym wyliczeniu, którego szczegóły pom ijam : do sfotografowania z dyspersją 500 A/mm gwiazdy 19 w. gw. za pomocą 100-calowego teleskopu, potrzebna byłaby ekspozycja długości 4000 m inut, i to przy założeniu, iż zaczernienie jest proporcjonalne do iloczynu natężenia światła i czasu ekspozycji, co — jak wiemy — w rzeczywistości przy długich ekspozycjach nie zachodzi. W rezultacie przy dotychczasowej technice, otrzym anie takiego w idm a byłoby niemożliwe. P rzy zastosowaniu przetw ornika dostateczna ilość fotoelektronów nazbiera się już w ciągu 34 m inut! Należy tu atoli zauważyć, że tak ie 100-lcrota3 zwiększanie szybkości przy obecnych katodacłi nie jest możliwe dla w szystkich fal; katoda cez- antym on daje maksim um czułości koło 4000 A, katoda tlenek cezu na srebrze — m a­ksimum koło 8000 A. Siła rozdzielcza przetworników jest najzupełniej zadowalająca. Możliwości o tw arte przez techniki fotoelektryczne w spektroskopii są olbrzymie. Można będzie otrzym ać dwuwymiarową klasyfikację widmową dla gwiazd do 17 wielkości, możliwa stanie się klasyfikacja widmowa dla jaśniejszych gwiazd w sąsiednich ga lak ty ­kach. Słowami: „W ydaje się, że pole badań astronom a-spektroskopisty Ogranicza tylko w yobraźnia obserw atora '1 zakończył swój odczyt H iltner.

N astępny z kolei referat poświęcony był zastosowaniu przetw orników do fotografii planet. Korzyść ze stosowania przetworników polega na ty m , że skracają one znacznie konieczny czas ekspozycji. Migotanie obrazów powoduje, iż — jak to pokazują badania przeprowadzone w obserwatorium Lowella — obraz gwiazdy albo p lanety może się przesunąć do 1" łuku w czasie rzędu 0,1 sekundy. Jeżeli z ekspozycją zejść znacznie poniżej te j granicy — do l/60 albo 1/100 sekundy, m a się znaczną szansę „złapania1* obrazu p lanety w stanie stacjonarnym . W czasie opozycji Marsa w roku 1954 A. W ils o n w obserwatorium Lowella zastosował lampę O rtikon (a więc użyTto tu norm alnej techniki telewizyjnej) do 24 calowego refraktora. Obraz na ekranie telew izyjnym był fotografo­wany z ekspozycją długości sekundy. O trzym ane obrazy (rzutow ane na ekran w cza­sie referatu) wyraźnie pokazywały, iż naw et przy takim skróceniu czasu ekspozycji otrzym uje się znacznie lepsze w yniki niż przy fotografowaniu w prost obrazu w ytw orzo­nego przez system optyczny refraktora.

Przejdę teraz do krótkiego omówienia > sympozjonów, poświęconych gwiazdom niestabilnym i zagadnieniom budowy G alaktyki oraz innych układów galaktycznych.

Z p unk tu widzenia obserwacyjnego, najciekawszym kom unikatem na sympozjonie poświęconym gwiazdom niestabilnym było doniesienie M. F. W a lk e r a o istnieniu bardzo szybkich zmian blasku u znacznej liczby dawnych gwiazd nowych i zm iennych pokrewnego typu . Zmiany te m ają am plitudy po kilka dziesiątych wielkości gw. i od ­byw ają się w okresach trw ających przeważnie kilka do kilkunastu m inut. W jednym w ypadku, przy Nowej Hercułesa 1934 (DQ Her), zm iany m ają charak ter zaćmieniowy z okresem 4h39m. Zresztą na tę zaćmieniową krzywą zm ian blasku nakładają się wa-

40 Kronika

haiiia z okresem poniżej 2 minut, szczególnie wyraźne w części krzywej pomiędzy mini­mum a momentem 0,3 periodu po minimum.

J . L. G re e n s te in mówił o oznakach niestabilności wśród gwiazd wczesnych typów widmowych małej jasności absolutnej. W szczególności u kilku białych karłów dają się zaobserwować linie emisyjne o takich samych szybkościach radialnych jak absorp­cyjne. Można by stąd wnosić, że gwiazdy te posiadają otoczki.

Ciekawy referat W. A. A m b a rc u m ia n a (odczytany; autor z powodu choroby nie mógł przybyć na zjazd Unii) dotyczył zjawisk ciągłej emisji w fiolecie u gwiazd typu T Tauri i u gwiazd rozbłyskowych. Szukając wytłumaczenia tego fenomenu, Ainbar- cumian stara się zachować cały czas podejście oparte możliwie silnie na danych obser­wacyjnych. Uważa on, że takie podejście jest czymś zupełnie innym w stosunku do stosowanego dotychczas powszechnie przy próbach konstruowania teorii gwiazd zmien­nych jakiegoś typu. Zwykle dotychczas stosowano metodę konstruowania modeli. W przypadku atoli gwiazd typu T Tauri i rozbłyskowych (tak zwanego typu UY Ceti), zdaniem Ambarcumiana, mamy do czynienia z zupełnie niezwykłym zjawiskiem fizycz­nym i — zanim przejdzie się do konstruowania modelu teoretycznego — należy sobie przede wszystkim zdać sprawę z natury samego zjawiska. Jak wiadomo, większość gwiazd typu T Tauri występuje w mgławicach. Na podstawie prostych rozważań s ta ­tystycznych Ambarcumian odrzuca możliwość, by gwiazdy typu T Tauri były zwykłymi karłami, które przypadkowo weszły w mgławicę. Z drugiej strony mamy kilku reprezen­tantów gwiazd typu UY Ceti w najbliższym sąsiedztwie Słońca; trudno przypuścić, by samo Słońce było zanurzone w mgławicy o jakiejkolwiek znaczącej gęstości. Przeto zarówno przy gwiazdach typu T Tauri, jak UV Ceti powodów ich zmienności i osobli­wości spektralnych należy szukać w nawiązaniu do praw wewnętrznej ewolucji tych obiektów. Odnośnie do przyczyn, jakie mogą powodować nagłe rozjaśnienia i pojawianie się ciągłej emisji w fiolecie u gwiazd typu UV Ceti i T Tauri, należy odrzucić możliwość nagłego wzrostu strumienia promieniowania dochodzącego do atmosfery gwiazdy z jej wnętrza, a to ze względu na krótkotrwałość fenomenu. Pozostaje zatem tylko szukać powodów" rozbłysków albo w nagłym pojawieniu się w atmosferze gwiazdy dodatkowej energii na koszt jakiegoś ruchu mechanicznego, rozchodzącego się od warstw wewnętrz­nych ku zewnętrznym, albo też w grę wchodzą tu jakieś inne rodzaje energii. W pierw­szym przypadku mielibyśmy do czynienia z pewnego rodzaju wybuchem, który zawsze powinien być bardzo krótkotrwały. Tymczasem u niektórych gwiazd typu T Tauri zjawisko ciągłej emisji trwa latami. Ambarcumian odrzuca więc tę pierwszą możliwość i formułuje hipotezę, iż u gwiazd typu T Tauri, UV Ceti i typów pokrewnych mamy do czynienia z emisją o charakterze nie termicznym, lecz o podobnym typie jak w pro­cesach zachodzących we wnętrzu gwiazdy, a więc w procesach jądrowych. Procesy te jednak w swojej naturze muszą być zupełnie inne od znanych procesów wyzwalania energii jądrowej, w szczególności różne od procesów termo-jądrowych.

W czasie dyskusji nad referatem Ambarcumiana E. S c h a tz m a n rzucił myśl, że te procesy jądrowe mogą mieć następujący charakter: naładowane cząstki, przyspie­szone w polu magnetycznym gwiazdy, trafiają z wrielkimi szybkościami w jądra atomowe, wybijają z nich neutrony, a te z kolei wrchodzą w reakcję jądrowe o charakterze egzo­termicznym.

Jednym z ciekawszych referatów na omawianym sympozjonie głównie z punktu widzenia metodycznego, był referat B. W. K u k a r k i n a o roli badań nad gwiazdami zmiennymi w zagadnieniu pochodzenia gwiazd. Keferent ograniczył się głównie do gwiazd typu Mira Ceti. Wskazał on, że zarówno dane spektroskopowe — występowanie linii niestałego pierwiastka technetu — jak i dane kinematyczne świadczą, iż gwiazdy typu Mira Ceti są gwiazdami młodymi. Ponieważ gwiazdy tego typu występują zarówno

Kronika 41

w płaskiej, sferycznej, jak i w pośredniej składowej Galaktyki, znaczy to, że proces tworzenia się gwiazd zachodzi nie tylko w ramionach spiralnych. Własności morfolo­giczne gwiazd Mira Ceti (okresy zmian blasku, kształt krzywej) są wyraźnie różne dla gwiazd występujących w różnych składowych Galaktyki. Widzimy dalej na przykład, że także diagram barwa-jasność dla wszystkich gwiazd ma wyraźnie różny charakter dla składowej płaskiej i sferycznej. Skoro procesy tworzenia się gwiazd zachodzą w obu składowych, owe wymienione właśnie wyraźne różnice muszą być wywołane różnicami warunków początkowych, w których następuje tworzenie się gwiazd w obu składowych. Referent podkreślił konieczność dalszych badań szczegółowych nad gwiazdami zmien­nymi, występującymi w różnych układach gwiazdowych i widzi w tych badaniach najlepszą drogę do ataku na najtrudniejszy problem kosmogonii gwiazdowej, problem oddzielenia wpływu warunków początkowych od własności nabytych w procesie ewolucji.

Na znaczenie badań nad gwiazdami zmiennymi w problemie ewolucji galaktyk wskazał również Kukarkin w drugim swoim referacie, wygłoszonym na sympozjonie poświęconym zagadnieniom budowy galaktyk. Referent podkreślił przede wszystkim, że nie mamy żadnych danych obserwacyjnych do interpretowania ciągu, w który usta­wia galaktyki klasyfikacja Hubble’a jako ciągu ewolucyjnego. W szczególności przeciwko takiej interpretacji przemawiają różnice w zawartości pyłu i gazu w galaktykach tej samej klasy Hubble’a oraz różnice intensywności ich radio-emisji. Referent zwraca uwagę na różność cech morfologicznych gwiazd zmiennych tego sanego typu, wystę­pujących w różnych układach gwiazdowych lub w różnych składowych tego samego układu. Wnikliwe badanie związków między własnościami gwiazd zmiennych a cechami strukturalnymi systemów gwiazdowych stanie się z pewnością, według Kukarkina, wielką pomocą w rozwiązaniu problemu ewolucji galaktyk. Referent traktował swój komunikat jako wezwanie skierowane do astronomów całego świata do podjęcia szczegółowych badań nad własnościami morfologicznymi gwiazd zmiennych w róż­nych częściach złożonych galaktyk, takich jak nasza Galaktyka i Wielka Mgławica w Andromedzie.

Bardzo interesującym referatem na omawianym sympozjonie było sprawozdanie van de H u ls ta dotyczące wyników wykonanych w Holandii pomiarów promienio­wania neutralnego wodoru na fali 21 cm. Referent przedstawił zebranym model p la­styczny rozkładu wodoru w Galaktyce. Model składał się z radialnie rozchodzącej się od Słońca w odstępach 10 stopniowych długości galaktycznej płyt szklanych, na k tó ­rych różnym stopniem zaczernienia oddana była różna koncentracja wodoru. W modelu tym wyraźnie uwidoczniały się zarysy poszczególnych ramion spiralnych. W dyskusji W. W. M organ zwrócił atoli uwagę, że zarysy ramion dawane przez olbrzymy typu O, nie zgadzają się z ramionami otrzymanymi z pomiarów promienio­wania wodoru 21 cm.

Na tymże sympozjonie W. W. Morgan przedstawił ciekawą metodę swojego po­mysłu „odsortowywania“ gwiazd typu O i B (jak wiadomo za pomocą tych gwiazd właśnie wyznacza się zarysy ramion spiralnych). Metoda Morgana obejmuje trzy stadia: 1) zdjęcie z pryzmatem obiektowym o bardzo małej dyspersji 30 000 A/mm 2) zestawienie wykresu indeks barwy U — li w funkcji indeksu B — V, 3) poszukiwanie interstelarnych linii w czerwonej części widma.

Bardzo interesujące zdjęcia widmowe galaktyk pokazał zebranym na omawianym sympozjonie N. U. M ay a ll. Na zdjęciach tych widać wyraźnie było w emisji linie mgławic gazowych, w szczególności linię wzbronioną O II 3727 A w widmach wielu galaktyk spiralnych, typów Sa, Sb, Sc, a także SBa,b,c i ślady tych linii widoczne były jak gdyby także w widmach niektórych mgławic eliptycznych.

Kronika

W zakończeniu niniejszego sprawozdania chciałbym raz jeszcze podkreślić, że odnosi się ono do niewielu zebrań i Komisji IX Zjazdu, a fakt uwypuklenia pewnych zagadnień i bardziej szczegółowego omówienia niektórych referatów wynika głównie z subiektywnych zainteresowań piszącego.

W związku z wyjazdem na IX Kongres Międzynarodowej Unii Astronomicznej delegacja polska zwiedziła obserwatoria w Dunsink (pod Dublinem), w Armagh (Pół­nocna Irlandia) i budujące się obserwatorium w Herstmonceux Castle (dokąd przenosi się obserwatorium z Greenwich). Wrażenia z tych odwiedzin znajdą wyraz w sprawo­zdaniach innych członków delegacji polskiej.

PRZEGLĄD WYDAWNICTW

Włodzimierz Zonn: Astrofizyka ogólna z przypisem S. 1’ io tro w sk ieg o : Wewnętrzna budowa gwiazd. I’WN, Warszawa 1955.

Pojawienie się pierwszego w Polsce podręcznika astrofizyki należy powitać z dużą radością. Dotychczasowa konieczność korzystania z często niedostępnych podręczników obcojęzycznych utrudniała niewątpliwie pracę studentom. Można też wyrazić nadzieję, że książka ta znajdzie się w rękach ludzi interesujących się zagadnieniami astrofizycz­nymi z różnych względów i spotykających się z nimi przeważnie w wydawnictwach popularnonaukowych. W omawianej książce znajdą oni te problemy, podane ściślej i dokładniej. Trud, jaki autor włożył w opracowanie podręcznika, był ogromny. Zebrany został materiał do wszystkich ważnych zagadnień fizyki gwiazd, Słońca, mgławic i planet, przedstawiono metody badań i wyniki aż do najnowszych, wskazano problemy szcze­gólnie aktualne, jeszcze nie rozwiązane i dlatego zachęcające do dalszego śledzenia rozwoju badań astrofizycznych. To'wszystko mówi w ięcej niż słowa uznania i pochwał. Dobrze się stało, że podręcznik tak młodej dziedziny wiedzy, jaką jest astrofizyka, nie przedstawił problemów w formie skończonej, zamkniętej. Na to mogą sobie pozwolić podręczniki nauk starszych. Dobrze również, że podane zostały metody badań z uwzględ­nieniem danych instrumentalnych, wyniki obserwacji i ich interpretacje oparte o ba­dania teoretyczne. Pozwala, to na uwidocznienie właściwości badań astrofizycznych i ich zależności od postępów nauk pokrewnych.

Jeżeli po zwróceniu uwagi na dodatnie cechy omawianej książki, dzięki którym zaliczyć ją należy do trwałych osiągnięć wr polskiej naukowej literaturze astronomicznej, przejdę do omówienia zauważonych usterek, to czynię to w nadziei, że może chociaż część tych uwag zasłuży na uwzględnienie i w drugim wydaniu przyczyni się do po­większenia wartości książki. Traktuję to również jako okazję do wypowiedzenia kilku uwag ogólnych o cechach podręczników.

Układ materiału. Wydaje mi się, że w dobrym podręczniku układ materiału po­winien pozwalać na podział go na pewne odrębne części i rozdziały. Wtedy uczący się

Przegląd wydawnictw 43

może łatw o opanowywać kolejno przedstaw iane zagadnienia. W prawdzie związki m ię­dzy problem am i zmuszą au to ra do odsyłania czytelnika do rozdziałów poprzednich, a naw et w yjątkowo — do dalszych, lecz zasadniczo należy oczekiwać, że w podręczniku poszczególne zagadnienia czy ich zespoły będą omawiane kolejno, przy czym kolejność może być uzasadniona zachodzącymi między nim i zależnościami, ich ważnością, s to ­pniem trudności, rozwojem historycznym itp . Zagadnienia przedstawione w podręczniku

i 4 powinny być podane w sposób możliwie zupełny, a nie fragm entaryczny. Przecieżuczącemu się należy dać możliwie nie w ybrane szczegóły, lecz całkowity obraz problem u, odpowiadający ogólnemu poziomowi podręcznika. Nie należy więc rozdzielać opisu metod badawczych od osiąganych za ich pom ocą wyników. Przecież te dwie sprawy łączą się organicznie w każdym problem ie. Rozwój m etod jest inspirow any przez osią­gnięte poprzednio wyniki, przynosząc z kolei w yniki nowsze. W ybór i sposób stosowania metod badawczych jest uw arunkow any wielkościami, które badam y i dokładnością, ja k ą chcemy uzyskać. Pod tym względem, jak się zdaje, om awiany podręcznik nie został najszczęśliwiej rozplanowany. Zdaje się, że au to r przed rozpoczęciem pisania ustalił sobie schem at: część I — m etody, część I I — wyniki. W czasie opracowywania ten sztuczny i n ienaturalny podział nie dał się konsekwentnie przeprowadzić. Sam m a­teriał zmusił au to ra do rezygnacji z obranego planu, ale nie poddał się on zupełnie. Rezultat tych zm agań jest następujący: Form alnie podręcznik dzieli Rię n a dwie zap la­nowane części, przy czym w części I — Metody badań astrofizycznych — znajdujem y:

1. opis własności instrum entów (rozdz. 1, 2, 3);2. opis m etod bez podania wyników (rozdz. 4, 6);3. opis m etod, k tórych wyników należy szukać w części I I ; czasem m ożna je od ­

szukać łatw o (rozdz. 21), czasem trudniej (rozdz. 9, 13, 14, 16, 17);4. opis metod oraz bezpośrednie wyniki (rozdz. 8, 11, 18, 19, 20); czasem dalszy

ciąg wyników znajdziem y w części 11 (np. omówienie danych tablicy ze str. 182 znajduje się dopiero na str. 255), czasem zaś dany rozdział stanowi już zam kniętą całość (roz­dział 18).

5. podstaw y teoretyczne niektórych metod.Przechodząc natom iast do części I I —-Główne wyniki badań astrofizycznych

dowiadujem y się, że rozpoczyna się opis m etod astrofizycznych badań nad Słońcem. I rzeczywiście, cały rozdział poświęcony fizyce Słońca zawiera popraw nie przedstaw iony zespół zagadnień z właściwym uwzględnieniem instrum entów , m etod i wyników. Tym bardziej trudno zrozumieć, dlaczego au to r nie zdecydował się na stworzenie z odpo­wiednich rozdziałów części I i I I podobnej całości pod nazw ą „W iadomości z fizyki gwiazd".

Poziom i zakres podręcznika. P rzy opracowywaniu podręcznika należy dokładnie sprecyzować, jakim zakresem wiadomości musi rozporządzać czytelnik, aby móc korzy­stać z danego podręcznika. W om awianym przypadku należy założyć znajomość m ate­m atyki, fizyki i astronom ii według program ów I i I I 'r o k u studiów. Podręcznik jest bowiem napisany zasadniczo dla studentów I I I roku. Dlatego też m ożna było oczekiwać że czytelnik zna zasadę D opplera i nie zachodziła potrzeba dwukrotnego w yjaśniania (str. 46 i 84) pojęcia prędkości radialnej. N atom iast praw dopodobnie nieznane będzie czytelnikowi pojęcie równowagi term odynam icznej. Pojęcie to pojaw ia się kilka razy (str. 71, 93, 180, 252) ale bez właściwego wyjaśnienia, podane przy tym w sposób b u ­dzący poważne zastrzeżenia. Podobnie na str. 190 i 191 spotykam y cały szereg pojęć nie wyjaśnionych, w skutek czego część rozdziału o prom ieniowaniu radiowym jest niezrozumiała. Zdaje się również, że dobry podręcznik powinien być „sam ow ystarczalny11, tzn. nie odsyłać czytelnika do innych książek tego samego typu , zwłaszcza gdy są one trudno osiągalne. Jeżeli chodzi o jakieś szczegóły nieistotne, to m ożna je pominąć,

Przegląd wydawnictw

jeżeli zaś o rzeczy ważne, to należy je przedstaw ić dokładnie z całym potrzebnym za ­pasem pojęć, aparatem m atem atycznym i wnioskami. Można przecież zastosować zasadę, że nie chodzi o to , by dużo wiedzieć, lecz by dużo umieć. W omawianym przy­padku au to r kilka razy ułatw ił sobie zadanie przez powoływanie się na inne podręczniki.

Terminologia. Sprawa astronom icznej term inologii naukowej w Polsce nie przed­staw ia się korzystnie. Opierając się zasadniczo na literaturze obcojęzycznej, astrono­mowie jakoś dają sobie radę. W polskich podręcznikach wszakże konieczne jest uży­wanie ustalonej, poprawnej terminologii. A jeżeli terminologia nie je s t jeszcze ustalona, to najwyższy czas to uczynić. Najwięcej trudności spraw iają często używane nazwy wielkości fotom etrycznych. Otóż w podręczniku prof, d ra W. Z on na znajdujem y próbę wprowadzenia term inologii w postaci definicji jasności obserwowanej. Równocześnie w przypisie prof. d r S. Piotrowski mówi o jasności widomej. A wiadomo, że czasem ta sam a wielkość, nazywa się wielkością gwiazdową. Mam wrażenie, że pora byłaby już na ustalenie, jak się nazyw ają znane wszystkim wielkości, oznaczane zawsze przez m, M, L i I. A po ustaleniu należy konsekwentnie wprowadzać te nazwy do wszystkich publikacji astronom icznych i posługiwać się nimi w w ykładach i referatach. W pod ręcznikach zaś w ypada szczególną uwagę zwrócić na jasność i dokładność wypowiedzi, aby zapobiec możliwości błędnego rozumienia treści. Konieczna je st s ta ranna korekta tekstu , szczególnie wzorów m atem atycznych. Pod ty m względem zauważyłem pewną ilość uchybień (np. str. 316 — zdania określające wiek grom ad kulistych).

Książkę prof, d ra Zonna uzupełnia przypis prof, d ra S. Piotrowskiego p t. Wewnętrzna budowa gwiazd. Przypis zawiera przedstaw ione w mistrzowskim skrócie podstawowe osiągnięcia tej gałęzi astrofizyki teoretycznej, pozwalającej na przejście od danych obserwacyjnych do wielkości opisujących stan i własności m aterii wewnątrz gwiazd, jej skład chemiczny i źródła energii. Rozważania, mimo swej zwięzłości doprowadzone są do tego stanu, w którym m ożna bezpośrednio porównać wyniki teorii z obserwowa­nymi zależnościami fizycznych param etrów gwiazd.

Ze względu na związanie tego przypisu z podręcznikiem astrofizyki ogólnej nasu­w ają się następujące uwagi: Poziom przypisu ze względu na sam ą tem atykę i zwięzłe ujęcie jest znacznie wyższy niż całego podręcznika. W ydaje się rzeczą wątpliwą, czy s tuden t I I I roku potrafi opanować ta k podany m ateriał. W podręczniku spotykam y kilka razy problem y wiążące się z budową w ew nętrzną gwiazd. Dobrze byłoby, aby właśnie te problem y czy wzory były odpowiednio oświetlono w przypisie. Chodzi po prostu o większą łączność między poszczególnymi częściami tej samej książki. Łączność ta , ze względu na tem atykę książki i przypisu, ogólnie nie może być duża. I dlatego nasuwa się pytanie, dlaczego przypis dotyczy wnętrz gwiazd. Jeżeli już sięgamy w dzie­dzinę astrofizyki teoretycznej, to chyba więcej wspólnego z zasadniczą treścią książki m iałby rozdział poświęcony atmosferom gwiazd i Słońca. Można by do niego włączyć rozdziały już istniejące (interpretacja widm i linii absorpcyjnych), uzupełnić w arun­kam i równowagi: mechanicznej, prom ienistej i lokalnej term odynam icznej, określić współczynniki absorpcji i ich wpływ na rozkład energii w widm ach i dojść do jakiegoś modelu atm osfery. Nie byłoby tego dużo, a wzmocniłoby omawiane w podręczniku problem y od strony teoretycznej i ułatw iłoby podział m ateriału, ta k by krzyw a wzrostu nie była trak tow ana równorzędnie z krzyw ą standaryzacyjną kliszy fotograficznej. Dlatego też pozwalam sobie wysunąć pod adresem au to ra przypisu nieśmiałą sugestię w kierunku napisania jeszcze czegoś podobnego o atm osferach gwiazd, bo przecież „wszystko jest najważniejsze11.

Kończąc, chciałbym jeszcze raz zapewnić obu autorów , że dokonali dzieła w arto ­ściowego i oryginalnego.

Antoni Opolski

Cena zł 8.—

Ilustrowany miesięcznik astronomiczny popularnonaukowy

U R A N I A

Organ Polskiego Towarzystwa Miłośników Astronomii

zamieszcza m. in.

Przystępnie napisane artykuły o aktualnych zagadnieniach astronomii i jej historii •Kronikę odkryć astronomicznych Informacje jak obserwować niebo Dział „Astronomia w Szkole1'Przegląd wydawnictw astronomicznych Odpowiedzi na pytaniaKalendarzyk astronomiczny na każdy miesiąc

Członkowie P. T. M. A. otrzymują Uranię bezpłatnie, osoby nie będące członkami mogą ją zaprenumerować wpłacając należność (rocznie 24.— zł) blankietem czekowym na konto Zarządu Głównego Polskiego Towa­

rzystwa Miłośników Astronomii, Kraków, ul. L. Solskiego 30/8.P, K. 0 .-4-113-5227