EFEKTY ROTACJI

Istnienie rotacji składników ciasnych układów podwójnych prowadzi do szeregu efektów spektroskopowych, których omówieniem zajmiemy się w

ni-niejszym rozdziale. Ponieważ sam fakt istnienia rotacji nie wiąże się z jakimś szczególnym typem układów, przeto wydaje się celowe omówienie tego proble mu w sposób ogólny już teraz, pozostawiając dyskusję wyników liczbowych dla poszczególnych typów do omówienia w dalszych rozdziałach.

Na wstępie odnotujmy, że wszystkie metody badania rotacji zarówno gwiazd pojedynczych, jak i składników układów podwójnych (patrz poniżej) ograniczają s ię do wąskiego i prawie na pewno niesłusznego założenia o sztywności rotacji (przynajmniej na powierzchni gwiazdy). Tymczasem zarówno dane obserwacyjne dla Słońca, jak rozważania teoretyczne prowadzą do konkluzji, iż kątowa pręd kość rotacji gwiazdy zależy od odległości biegunowej.

1. O b s e r w a c j e p o z a z a ć m i e n i a m i . Dla wszystkich układów spektro- skopowo podwójnych, w szczególności zaćmieniowych (ale w odniesieniu do obserwacji poza zaćmieniami) informacje o prędkości rotacji można uzyskiwać z analizy kształtu lin ii widmowych — tak samo jak dla gwiazd pojedynczych. W przypadku gwiazdy o kształcie sferycznym, dla której prędkość kątowa rota cji jest funkcją odległości biegunowej, co(cp), prędkość radialna elementu jej powierzchni dana jest przez:

Frad = co (cp) R x sin i, . . (25)

gdzie R jest promieniem gwiazdy, x — odległością elementu od osi obrotu w rzucie na tarczg gwiazdy w jednostkach R a i — nachyleniem osi obrotu do lin ii obserwator-gwiazda.

Jeżeli przyjąć, że prędkość kątowa jest stała, to iloczyn co (cp) R jest równy liniowej prędkości rotacji na równiku gwiazdy, Fgq* Znając współczynnik po ciemnienia brzegowego możemy wyznaczyć, poprzez całkowanie po całej tarczy, funkcję określającą częstość występowania różnych prędkości radialnych w su marycznym świetle gwiazdy, tj. profil lin ii poszerzonej skutkiem rotacji. W wy rażeniu podcałkowym powinien przy tym znaleźć się człon opisujący naturalny profil lin ii pochodzący od poszerzenia doplerowskiego, zderzeniowego i in. w samej atmosferze. Trzeba jednak pamiętać, że w opisanej wyżej procedurze (dodajmy — szeroko stosowanej) pomija się istotne zapewne różnice współ czynników pociemnienia brzegowego w świetle integralnym oraz różnych czę ściach naturalnego profilu lin ii.

Z pominięciem wysuniętych wyżej zastrzeżeń opisana metoda pozwala na dopasowywanie do obserwowanych profilów lin ii — „ s ia tk i” profilów teoretycz nych (z różnymi wartościami ^ eq) — czyli na wyznaczenie równikowej prędko ści rotacji, oczywiście z dokładnością do czynnika sin i. D la ilustracji rys. 4 przedstawia obserwowany profil lin ii Mg II 4481 w widmie Algola, wraz z profi lem nieposzerzonym oraz profilem wyliczonym przy założeniu F eq sin i =

C iasne układy podwójne

267

o podobnych typach widmowych, o których można założyć, że rotują z zaniedby- walnie małymi prędkościami.

Rys. 4. Obserwowany profil linii Mg II 4481 w widmie Algola (punkty) oraz profile: nie- poszerzony przez rotację (linia przerywana) i poszerzony przez rotację przy Keq sin i -

« 67 km /sek (linia ciągła). (Wg S t r u v e g o i E l v e y a 1931)

2. P r o f i l e l i n i i w o b r ę b i e z a ć m i e ń . Metoda opisana powyżej po zwala, oczyw iście, na obliczanie teoretycznych profilów linii w przypadku, gdy rozważany składnik j e s t częściow o przysłonięty podczas zaćmienia. Jedyna różnica polega na tym, że całkujemy tylko po widocznej c z ę ś c i tarczy gwiazdy. Rysunek 5 przedstawia wynik takich rachunków ( S t r u v e 1944) dla uproszczo nego przypadku, gdy tarcza gwiazdy nie j e s t pociemniona ku brzegom. Trzy rozważone przypadki odpowiadająróżnym rozmiarom gwiazdy zakrywającej. Tego typu rotacyjne asymetrie linii -obserwuje s i ę w przypadku wielu układów, z tym że szczegółow a an aliz a z o stała wykonana tylko dla kilku; dla w ię k szości przy padków powszechnie stosow ana j e s t metoda 1 (opisana wyżej), lub metoda 3 (poniżej). Odnośnie do metody 2 trzeba wymienić cały s ze re g czynników ogra niczających je j zastosow ania. Po pierwsze, nie może być stosow ana do gwiazd, które s ą s ła b s z e lub nieznacznie tylko j a ś n ie js z e od drugiego składnika układu, gdyż wtedy w widmie układu podczas zaćmienia dominuje ten ostatni. Po drugie, nie może być stosow ana do układów, których składniki m ają podobnie widma,

gdyż w ted y (n aw et przy w iększej różnicy j a s n o ś c i ) w ystępuje kłopotliwy problem blend. Wreszcie, tylko kilka układów zaćm ieniow ych nadaje s i ę (ze względu na obserwowane j a s n o ś c i ) do badań w w ysokiej d y s p e rs ji i z d o s t a t e c z n ą zdolno ścią, r o z d z i e l c z ą w c z a s i e .

PIERWSZY KONTAKT

F A Z A r---1

C E N T R A L N A V V

R y s . 5. P ro file lin ii zaćm iew an eg o sk ła d n ik a przy z a ło ż e n iu , że n ie w y k azu je on po c ie m n ie n ia b rzegow egoi P o k a z a n e są, trz y p rzypadki o d p o w ia d a ją c e różnym rozm iarom sk ła d n ik a z a k ry w a ją c e g o , w s z y s tk ie d la w ypadku gdy z a ć m ie n ie n ie j e s t c e n tr a ln e

3 . A s y m e t r i a r o t a c y j n a k r z y w e j p r ę d k o ś c i r a d i a l n y c h . Zm ia ny k s z ta łtu linii p o d czas zaćm ien ia sp ra w ia ją , że prędkość rad ialn a mierzona w o d n ie sie n iu do geom etrycznego śro d k a c i ę ż k o ś c i linii różni s i ę od wynika ją c e j z ruchu orbitalnego gw iazdy. T ego typu a sy m e tria ro ta c y jn a krzywej p ręd k o ści radialnych z o s t a ł a odkryta dla sz e re g u układów już przez pierw szych b ad a c z y przed k ilk u d z ie s ię c iu la ty . We w s z y s tk ic h znanych przypadkach kie runek asym etrii implikuje, że kierunek obrotu zaćm iew anej gwiazdy j e s t zgodny z kierunkiem ruchu orbitalnego. R y su n ek 6 pokazuje s c h e m a ty c z n ą krzyw ą pręd kości rad ialn ej z n ie k s z ta łc o n e j p rzez a s y m e trię ro ta c y jn ą . P o pierwszym kon- . t a k c ie , gdy p rz e s ło n ię ta j e s t c z ę ś ć tarczy p rz y b liż a ją c a s i ę ku obserwatorowi, p rę d k o ść ra d ia ln a ulega zmianie in p lu s ; przed czwartym kontaktem j e s t odwrot nie. J e ż e l i zaćm ienie j e s t całkow ite, to w trak cie trwania fazy całk o w ito ści linie s k ła d n ik a s ą nieobserw ow alne, jak s c h e m a ty c z n ie za z n a cz o n o na rys. 6.

Ciasne układy podwójne 269

O 0,25 0,5 0,75 1 FAZA

R y s. 6. Schem atyczna krzywa zmian pręd kości rad ialn ej sk ład n ik a układu zaćm ieniow e go, u k azu jąca asym etrię rotacyjn ą, C ztery lin ie pionowe zazn aczają, momenty kolejnych

kontaktów

Wreszcie, jeżeli nachylenie orbity wynosi

= 90° (i jeżeli słuszne je s t zało

żenie, źe orf obrotu je s t nachylona pod kątem irot - i0rb^> t0 wtedy prędkość

radialna mierzona w momencie drugiego i trzeciego kontaktu daje nam bezpo

średnio wartość

Veql

obserwowana prędkość radialna je st bowiem równa sumie

prędkości orbitalnej w danej fazie i równikowej prędkości obrotu. W praktyce,

a zw łaszcza dla układów o

^ 90°, konieczna je s t dokładniejsza analiza k ształ

tu asymetrii rotacyjnej. Za je j podstawę słu ż ą rachunki naszkicowane w punk

cie 2, bowiem „śre d n ia ” z profilu linii je s t właśnie poszukiwaną w ielkością.

W ogólności można zap isać, że obserwowana w ielkość asymetrii rotacyjnej

dana je st przez:

A

(<p) = Fobs -

VOTh

=

Veą F

(<p) sin

(26)

gdzie

F

(<p) jest złożoną, funkcją, szeregu czynników geometrycznych określają- . ych wagi, z jakimi wchodzą do średniej prędkości niezakryte części tarczy gwiazdy obdarzone odpowiednimi prędkościami radialnymi.. Zależność (26) wy maga więc znajomości geometrii zaćmienia, wraz ze współczynnikiem pociem nienia brzegowego zakrywanej gwiazdy. Zwróćmy jeszcze uwagę na pewien drażliwy punkt. Funkcję

F

((f>) można policzyć w zasadzie dla każdego układu o znanej orbicie fotometrycznej, ale należy pamiętać, że sposób w jaki oblicza się średnią prędkość radialną, dla określonego profilu o znacznej asymetrii nie musi pokrywać się ze sposobem w jaki „średnią” prędkość radialną wyznacza obserwator na drodze pomiaru kliszy.

We wszystkich trzech metodach, przynajmniej w tym zakresie w jakim szki cowaliśmy je powyżej, występuje założenie sferyczności gwiazdy. Dla wielu obiektów nie jest ono słuszne. Przykładem mogą być składniki gwiazd typu W UMa, ktdrych kształt odbiega zresztą nawet od elipsoidy; ponadto wykazują one z pewnością pociemnienie grawitacyjne. Uwzględnienie takich efektów w rozważaniach nad wpływem rotacji na kształt linii widmowych jest w zasa dzie możliwe, ale w praktyce byłoby bardzo skomplikowane i jak dotąd nikt tego jeszcze nie robił. Nie zapominajmy, że punktem wyjścia muszą być ele menty geometryczne układu.

Zupełnie inaczej wygląda sprawa założenia sztywności rotacji. Zrezygno wanie z niego równałoby się wprowadzeniu dodatkowego stopnia swobody w opisywane zależności. Sprawa wydaje sią, trywialnie prosta z formalnego punktu widzenia i wszystko wskazuje na to, że możliwe jest wykonanie pod tym kątem analizy zmian profilów linii podczas zaćmienia przynajmniej dla niektórych układów. Jeżeli zważyć, że wyniki takiej analizy byłyby pierwszą obserwacyjną informacją o „niesztywności” rotacji gwiazd, to odpowiedni program obserwacyjny bez przesady uznać można za jeden z najpilniejszych w tej dziedzinie.

W zakończeniu podajmy jeszcze zależność między podstawowymi parametra mi orbity fotometrycznej i spektroskopowej a prędkością równikową rotacji, oczekiwaną przy założeniu, że rotacja jest zsynchronizowana z obiegiem. Z elementarnych przekształceń mamy:

^eq (synchr.) = ^1 +-^(1 —

e2)^ Kt

r, cosec

i.

(27)

Gdyby słuszne było załbżenie synchronizmu, to pomiar prędkości rotacji pozwalałby na niezależne wyznaczanie stosunku mas (z (27)), a w konsekwen cji na wyznaczanie wszystkich dalszych parametrów układów o jejdnym widmie. Założenie takie jednak jest często niesłuszne.

Ciasne układy podwójne 271

L I T E R A T U R A D O C Z . I K o p a l , Z. , 1956, Ann. Aph., 19, 298.

K o p a l , Z. , 1959, Close Binary Systems (New York: J. Wiley). K r u s z e w s k i , A ., 1963, Acta Astr., 13, 106.

K r u s z e w s k i , A., 1964, Acta Astr., 14, 231.

K r u s z e w s k i , A ., 1966, Adv. Astr. and Aph., 4, 233.

P e t r i e , R.M., 1962, Astronomical Techniques, ed. W,A. Hiltner (Chicago: University of Chicago Press), 560.

P l a v e c , M., 1958, Mem. Soc. Roy. Sci. Liege, 20, 411.

P l a v e c , M., K r a t o c h v i l , P ., 1964, B u ll. Astr. Inst. C zech., 15, 165. S e r k o w s k i , K ., 1963, Postępy Astronomii, 11, 241.

S t r u v e , 0 ., 1944, Ap. J ., 99, 222.

■

WIATR SŁO N ECZN Y

Część I

OBSERW ACJE ZJAWISK W P R Z E ST R ZE N I M IĘD ZYPLA N ETARN EJ M A R C I N K U B I A K

Artykuł ten jest pierwszym z serii artykułów poświęconych problemom wiatru słonecznego. Cechą, wspólną, tych artykułów (oczywiście, poza stroną, merytoryczną) będzie tylko ogólny tytuł Wiatr stoneczny• Prze widywane s ą artykuły poświęcone teoretycznym modelom wiatru słonecz nego bez i z uwzględnieniem pola magnetycznego, oddziaływaniu wiatru słonecznego z materią międzygwiazdową itd.

Od pierwszych dziesiątków lat naszego wieku wiadomo było, że Słońce może być źródłem intensywnego promieniowania korpuskularnego. Pewne zja wiska ziemskie, takie jak zorze polarne lub burze magnetyczne dawały się jednoznacznie powiązać ze zjawiskami przebiegającymi na Słońcu. Podstawą do interpretacji obserwowanych na Ziemi zaburzeń magnetycznych były teore tyczne rozważania C h a p m a n a i F e r r a r o z la t trzydziestych poświęcone dynamicznym oddziaływaniom chmur zjonizowanego wodoru z ziemskim polem magnetycznym oraz prace S t ó r m e r a dotyczące mechanizmu pobudzania świe cenia zórz polarnych. Choć prace te m ają dziś znaczenie tylko historyczne, ich zasługą było wykazanie, że aktywność geomagnetyczna jest wynikiem zde rzania się obłoków międzyplanetarnej plazmy z polem geomagnetycznym.

Przyjęcie prawdziwości powyższych mechanizmów pozwoliło wyróżnić dwie składowe słonecznego promieniowania korpuskularnego:

a) Ouasi-stacjonarny strumień gazu zjonizowanego, związany z aktywnymi obszarami na Słońcu. Realność tego powiązania była potwierdzana przez fakt, że składowa ta ulega wyraźnym zmianom z okresem 27 dni (okres obrotu Słońca). Znając czas upływający między pojawieniem s ię na Słońcu obszarów aktywnych i początkiem odpowiednich zjawisk magnetycznych na Ziemi można było ocenić średnią prędkość omawianego strumienia cząstek na około 500 km/s.

b) Strumień zjonizowanego gazu o szybko zmiennej prędkości i gęstości związany z rozbłyskami chromosferycznymi (flares). Analogiczna jak wyżej ocena średniej prędkości w przestrzeni międzyplanetarnej daje w wyniku około 1500 km/s.

Stwierdzona przez F o r b u s h a (1954) korelacja miedzy natężeniem galak tycznego promieniowania kosmicznego i 11-letnim cyklem aktywności słonecz nej oraz znaleziona przez S i m p s o n a (1060) śc isła korelacja między natęże niem strumienia protonów promieniowania kosmicznego o energiach rzędu kilku GeV i występowaniem zaburzeń geomagnetycznych (w tym sensie, że burzom

magnetycznym z reguły towarzyszy osłabienie promieniowania kosmicznego) były jeszcze jednym potwierdzeniem przypuszczenia, że stan materii między planetarnej w pobliżu Ziemi jest określony przez stan aktywności słonecznej i wskazywały, że czynnikiem przenoszącym te wpływy jest korpuskularne pro mieniowanie Słońca, unoszące ze sobą, fragmenty słonecznego pola magnetycz nego.

W pięćdziesiątych latach B i e r m a n n (patrz B i e r m a n n i L u s t , 1963) zwrócił uwagę, że przyspieszenia (w kierunku od Słońca) obserwowane w warko czach komet I typu Bredichina (rozwijających ogony złożone ze zjonizowanych atomów i cząsteczek) nie d a ją s ię wyjaśnić za pomocą ciśnienia promieniowa nia i że bardzo prawdopodobne jest założenie oddziaływania strumieni promie niowania korpuskularne go z plazmowymi ogonami tych komet. Wyniki staty stycznej analizy kierunków warkoczy komet I typu dokonanej przez S t u m p f f a (1956) wskazywały ponadto jednoznacznie, że żądane promieniowanie korpusku- lam e powinno być wysyłane ze Słońca we wszystkich kierunkach i w sposób ciągły, bez względu na aktualny stan aktywności słonecznej. O prędkościach tej składowej promieniowania korpuskularnego Słońca, dla której zaproponowano powszechnie następnie przyjętą nazwę wiatru słonecznego, można było wnio skować ze stwierdzonego obserwacyjnie faktu, że plazmowe warkocze komet odchylają się średnio 3° od kierunku łączącego kometę ze Słońcem. Traktując ten kąt jako kąt „aberracji” wynikającej z dodania s ię przeciętnej prędkości poprzecznej komety, równej powiedzmy 30 km/s i prędkości wiatru słonecznego dostajemy, że ta ostatnia musi być rzędu 500 km /s*.

• B i e r m a n n (patrz B i e r m a n n i L i i s t 1963) zaproponował następujący mecha nizm przenoszenia pędu z wiatru słonecznego do warkocza: przyjmijmy, że temperatura wiatru słonecznego jest rzędu 105 °K . Założenie to jest o tyle uzasadnione, że jedynym możliwym źródłem wiatru słonecznego jest korona słoneczna o temperaturze rzędu 106 °K , a ochładzanie na drodze wyświecania na drodze rzędu jednostki astronomicznej jest całkowicie do zaniedbania. Załóżmy ponadto, że wiatr słoneczny składa się z cał kowicie zjonizowanego wodoru. Przy takiej temperaturze średnia prędkość termiczna protonów jest równa ok. 40 km/s, a prędkość termiczna elektronów — ok. 1700 km/s. Widać stąd, że dla protonów energia ruchu termicznego jest tylko małym ułamkiem energii ruchu systematycznego, a dla elektronów energia ruchu systematycznego jest tylko ułamkiem energii ruchu termicznego. Ponieważ przekrój czynny na zderzenie protonu lub elektronu z ciężką cząstką (zjonizowanego warkocza), przy którym cząstka lżejsza zmienia kierunek pędu o 90°, czyli przekazuje cały swój pęd systematyczny, jest przy założeniu oddziaływania kulombowskiego odwrotnie proporcjonalny do kwadratu energii, przekazanie pędu przez proton jest wiele tysięcy razy mniej prawdopodobne niż

prze-Wiatr s ł o n e c z n y

275

1. P IE R W S Z E B E Z P O Ś R E D N I E O B S ER W A C JE M ATERII M I Ę D Z Y P L A N E T A R N E J Wraz z r e a l i z a c j ą , p i e r w s z y c h lo tó w p o z a a t m o s f e r y c z n y c h p o j a w i ł a s i ę m o ż l i w o ś ć d o k o n y w a n ia b e z p o ś r e d n i c h o b s e r w a c j i m a te rii m i ę d z y p l a n e t a r n e j . O c z y w i ś c i e , j a k b y ło w s p o m n ia n e w y ż e j , n a l e ż y s p o d z i e w a ć się. s i l n e g o o d d z i a ł y w a n i a s tr u m i e n i g a z u i u n o s z o n e g o p r z e z nie p o l a m a g n e t y c z n e g o S ło ń c a z a tm o sferą, i polem m a g n e ty c z n y m Z ie m i. D l a t e g o t e ż będą, n a s i n t e r e s o w a ł y o b s e r w a c j e w y k o n an e w o d l e g ł o ś c i w i ę k s z e j niż o k . 15 p r om ie ni z i e m s k i c h (po s t r o n i e d o s ł o n e c z n e j ) , g d z i e l i c z n e o b s e r w a c j e u m i e s z c z a j ą g r a n i c ę m ię dzy materią, m i ę d z y p l a n e t a r n ą i o b s z a r e m z a k łó c o n y m o b e c n o ś c i ą Z ie m i. N a s z e in f o rm a c je o s t a n i e m a te r ii m i ę d z y p l a n e t a r n e j m o g lib y śm y u w a ż a ć z a w y s t a r c z a j ą c e , gdyby z n a n e było j e j o g ó ln e p o le p r ę d k o ś c i , p o d ł u ż n y r o z r z u t p r ę d k o ś c i c z ą s t e k , d a j ą c y in f o rm a c je o te m p e r a t u r z e , p o p r z e c z n y r o z k ł a d p r ę d k o ś c i , p o z w a l a j ą c y s t w i e r d z i ć , c z y lo k a ln y r o z k ł a d p r ę d k o ś c i j e s t i z o t r o p o w y o r a z n a t ę ż e n i e i k ie r u n e k p o l a m a g n e ty c z n e g o . I s t o t n e b y ły b y in fo rm a c je n a te m a t k o r e l a c j i m ię d z y ru ch a m i c z ą s t e k i f lu k tu a c ja m i p o l a m a g n e ty c z n e g o , a t a k ż e in f o rm a c je o o g ó ln y c h z m i a n a c h w s z y s t k i c h w i e l k o ś c i w p r z e s t r z e n i i w c z a s i e . Z a d a n i a p i e r w s z y c h p rz y r z ą d ó w p o m ia ro w y c h były j e d n a k z n a c z n i e s k r o m n i e j s z e ; c h o d z i ł o n r z e d e w s z y s t k i m o s t w i e r d z e n i e i s t n i e n i a w p r z e s t r z e n i m i ę d z y p l a n e t a r n e j o b e c n o ś c i s t r u m i e n i c z ą s t e k i pól m a g n e t y c z n y c h . J e ż e l i p r z y j ą ć , ż e m a te r ia w y p ły w a z e S ł o ń c a w p o s t a c i g a z u z j o n i z o w a n e g o , w ó w c z a s c a ł a e n e r g i a r u c h u s y s t e m a t y c z n e g o j e s t u n o s z o n a p r a k t y c z n i e t y lk o p r z e z c i ę ż k ie jo n y d o d a t n i e ; j e ż e l i p r z y j ą ć d o d a t k o w o , ż e s ą nimi p ro to n y , w ó w c z a s s p o d z i e w a n e p r ę d k o ś c i ru ch ó w s y s t e m a t y c z n y c h o g r a n i c z a j ą ic h e n e r g i ę do p r z e d z i a ł u od ok. 10 eV d o ok. 2 0 keV . J a k d o t y c h c z a s w s z y s t k i e u r z ą d z e n i a do pom iarów p r ę d k o ś c i b y ły a n a l i z a t o r a m i e l e k t r o s t a t y c z n y m i , a w ię c m ie r z y ły w ł a ś c i w i e t y lk o w i e l k o ś ć s t r u m i e n i a jo n ó w d o d a t n i c h o o k r e ś l o n e j w a r t o ś c i s t o s u n k u e n e r g i i d o ł a d u n k u . T a b e l a 1 z a w i e r a w a ż n i e j s z e w y n ik i p i e r w s z y c h

k a z a n ie pędu p rz e z e le k tro n . T ak w ię c ruch s y s te m a ty c z n y j e s t p rz e k a z y w a n y z w iatru s ło n e c z n e g o do w arkocza kom ety p rz e z e le k tro n y , k tó re tr a c ą c go w z d e rz e n ia c h z czą^ s te c z k a m i w a ik o c z a o d z y s k u ją go ponow nie p rz y z d e rz e n ia c h z pro to n am i. P o w y ż sz y m echanizm m oże w y ja śn ić o b serw o w an e w w ark o czach p r z y s p ie s z e n ia rzęd u 105 c m / s 1, j e ż e l i g ę s to ś ć c z ą s te k w w ie trz e sło n eczn y m j e s t rzęd u 10’ cm"5. O tóż ta k g ę sty w ia tr s ło n e c z n y m u s ia łb y w yw oływ ać n a Z iem i dobow e w ah an ia p o la m a g n e ty c z n e g o rzędu 10"* g a u s s a , cz e g o je d n a k n ie o b se rw u je s i ę . U w zg lęd n ien ie g rad ien tu c iś n ie n ia p o w sta ją c e g o w głow ie kom ety w wyniku z a g ę s z c z a n ia p rz e z n i ą lin ii s i ł p o la m ag n ety czn eg o m ię d z y p la n e ta rn e g o , p o z w a la o b n iż y ć g ę s to ś ć w iatm sło n e c z n e g o o rząd w ie lk o ś c i.

Z n a le z ie n ie zgodnego z o b serw acjam i m echanizm u o d d z ia ły w a n ia kom et z w iatrem sło n eczn y m j e s t p o ż y te c z n e z teg o w zg lęd u , że ja k d o ty c h c z a s b e z p o ś re d n ie o b se rw a c je o g ra n ic z a ją s i ę tylko do b lis k ie g o o to c z e n ia Z iem i, p o d c z a s gdy ko m ety , w y stę p u ją c e w ró żn y ch o d le g ło ś c ia c h do S ło ń c a , m ogłyby s łu ż y ć ja k o n a tu ra ln e so n d y , d o s ta rc z a ją c e in fo rm ac ji o fizycznym s ta n ie m aterii m ię d z y p la n e ta rn e j.

pomiarów, (fi* oznacza Strumień jonów o odpowiednim znaku w c m 'V 1, B — na tężenie pola m agnetycznego, Rp — promień Ziemi.

T a b e l a 1

Nazwa Data Apogeum W ażniejsze wyniki Uwagi

Łunnik 2 12 IX 1959 _11,8—30 ₀ 40 Re , 4»+ = 2 -1 0 B 1 Łu n aik 3 4 X 1959 _19,8R g , = 4 * 1 0 * c z ę s to <}>+ < 10* 1 Pioneer 5 11 III 1960 (spokojne) 3 * 10"5 g a u ss

(zakłócen ia) 50—6 0 - 1 0 '5

W dokumencie Postępy Astronomii nr 4/1967 (Stron 55-66)

267