Statystyczna analiza polaryzacji i poczerwienienia Podwójnej Gromady w Perseuszu

(Autorejerat z pracy kandydackiej)

K . S E R K O W S K I

Św iatło gwiazd, biegnąc do n as przez p rzestrzeń m iędzygw iazdow ą sta je się liniowo spolaryzow ane oraz ulega selektyw nem u w ygaszaniu, czyli tzw . poczerw ienieniu. Z m iany te spow odow ane są przez p y ł w ypełniający przestrzeń m iędzygw iazdow ą. Z iarna p y łu p o la ry z u ją św iatło, poniew aż są uporządkow ane przez pole m agnetyczne skierow ane w zdłuż ram io n sp iralnych G alak ty k i.

P ra c a m oja p rze d staw ia m etodę b a d a n ia w łasności ośrodka m iędzygwiazdowego o p a rtą n a analizie sta ty sty c zn e j pom iarów polaryzacji i poczerw ienienia gru p y gw iazd, z n a jd u ją cy c h się w jednakow ej odległości od nas. J e d y n ą ta k ą grupą, dla k tó rej istn ieją p o m ia ry p o lary zacji i poczerw ienienia stosunkow o dużej liczby, bo około 100 gwiazd, je s t P od w ó jn a G rom ada gw iazd w gw iazdozbiorze P erseusza P o m iary te w ykonane b y ły yf la ta c h 1950—1956 przez H i l t n e r a , J o h n s o n a i M o r g a n a [1, 2, 3]; odznaczają się one bardzo d u żą dokładnością.

N a p odstąw ie w spom nianych pom iarów obliczyłem dla każdej gw iazdy w g ro m a­ dzie w arto ści trze ch p ara m etró w : E , poczerw ienienia gw iazdy w yrażonego w w ielkościach gw iazdow ych, oraz Q i U, p ara m etró w S tokesa opisujących polary zację św iatła gw iazdy i w yrażonycli również w w ielkościach gw iazdow ych. P a ra m e tr Q je s t w przybłiżeńiu p ro p o rc jo n aln y do sto p n ia p o lary zacji św iatła gw iazdy, U zaś je s t proporcjonalne do odchylenia płaszczyzny najsilniejszych d rg ań w ek to ra elektrycznego od płaszczyzny G ala k ty k i. O pisyw anie p o lary zacji p rz y pom ocy p ara m etró w S tokesa je s t szczególnie w ygodne, poniew aż — w przeciw ieństw ie do sto p n ia p o la ry z ac ji lu b k ą ta pozycyjnego płaszczyzny d rg ań — o d znaczają się one addytyw nością.

2j \pracowni i obserwatoriów

163

Analiza statystyczna param etrów E , Q, TJ, dala przede wszystkim następujące trzy wyniki [4]:

1. Współczynnik korelacji pomiędzy E i Q (tj. pomiędzy poczerwienieniem i stopniem polaryzacji) jest w granicacli błędu równy zeru.

2. Stosunek w ariancji param etrów Stokesa Q i U wynosi o%la2v = o,60 ± 0,14

można więc przyjąć, że jest realnie mniejszy od jedności.

3. O trzym ana m etodą analizy autokorelacyjnej górna granica mikroskali fluktuacji gęstości przestrzennej pyłu międzygwiazdowego wynosi

1,75 p c ± 0,6 pc .

Mikroskala jest to odległość, na której znika korelacja pomiędzy wartościami gę­ stości m aterii pyłowej. Jeśli traktow ać, jak to się często robi, m aterię pyłową jako w y­ stępującą w postaci odrębnych obłoków, to mikroskala jest w przybliżeniu równa pro­ mieniowi obłoku. O trzym any przeze mnie na podstawie mikroskali średni promień obłoku pyłowego zgadza się z wartościami otrzym anym i na innej drodze przez innych autorów [5, 6],

Metodą autokorelacyjną otrzymałem również mikroskalę fluktuacji międzygwiazdo­ wego pola magnetycznego. Je st ona nieznacznie mniejsza od mikroskali fluktuacji gęstości m aterii pyłowej (porówn. Postępy Astronomii V, 36 (1957), gdzie obszerniej opisana jest m etoda autokorelacyjna).

Powszechnie uznany mechanizm powstawania polaryzacji światła gwiazd był p o ­ dany w 1951r. przez D a v is a i G r e e n s t e i n a [7]. Idea jego jest następująca. Ziarna pyłu, znajdujące się w przestrzeni międzygwiazdowej nabierają wskutek zderzeń z a to ­ mami gazu dużego m om entu obrotowego. Gdy param agnetyczne ziarnko pyłu posiadające nickulisty kształt w iruje w polu magnetycznym, pole to zmienia kierunek osi obrotu ziarnka. P raca wykonywana przez polo magnetyczne nad ziarnkiem pyłu jest najmniejsza, gdy ziarnko wiruje wokół swojej najkrótszej osi, która skierowana jest w kierunku pola magnetycznego. Zatem w polu m agnetycznym ziarnka pyłu ustaw iają się n a j­ krótszym i osiami wzdłuż linii pola magnetycznego' Światło gwiazd polaryzuje się liniowo, ulegając częściowemu rozproszeniu na uporządkowanych przez pole magnetyczne ziarn­ kach pyłu.

W edług teorii Davisa-Greensteina początkowo nie spolaryzowana wiązka światła po przejściu drogi ds w ośrodku, w którym liczba ziaęen pyłu n a cm3 wynosi liczba zaś atomów (względnie jonów) gazu wynosi nE , staje się liniowo spolaryzowana i jej stopień polaryzacji wynosi

dp = const • — — ds (1)

t^t z

gdzie B jest prostopadłą do kierunku widzenia składową indukcji międzygwiazdowego pola magnetycznego, Th jest tem peraturą gazu, Tz zaś tem peraturą ziaren pyłu.

Z drugiej strony przyrost poczerwienienia n a drodze ds jest

d E — co n st-rizds . (2)

Z porównania wzorów (1) i (2) widać, że korelacja pomiędzy poczerwienieniem i stopniem polaryzacji będzie — zgodnie z wynikam i obserwacji — znikała, gdy przyrost stopnia polaryzacji dp będzie niezależny od gęstości przestrzennej ziaren pyłu nz. To ostatnie przypuszczenie znajduje poparcie w fakcie, że ziarna pyłu m ają bardzo ograniczoną

164

swobodę ruchu względem otaczającego je gazu. W skutek tego przyjm uje się zazwyczaj, że nBlnz = const. B rak korelacji pomiędzy poczerwienienien i stopniem polaryzacji wskazywałby więc jedynie n a to, że B 2IT'JI‘ TZ jest niezależne od gęstości przestrzennej m aterii międzygwiazdowej.

Podwójna Gromada w Perseuszu nie leży w tym ram ieniu spiralnym G alaktyki, co Słońce, tylko w ramieniu następnym z kolei, bardziej odległym od środka Galaktyki. Linia prosta, łącząca nas z Podwójną Gromadą niemalże przecina niepozorną gromadę gwiazd, odkrytą kilka la t tem u przez S to c k a [8]. Znajduje się ona w tym samym ra ­ mieniu spiralnym G alaktyki, co Słońce, w odległości około 300 parseków od nas, a więc prawie 8-krotnie bliżej, niż Podwójna Gromada.

Polaryzację dwudziestu kilku gwiazd w gromadzie Stocka zmierzyłem fotom etrem fotoelektrycznym Obserwatorium Sztokholmskiego [9]. Stwierdziłem — podobnie jak dla Podwójnej Gromady — brak korelacji pomiędzy polaryzacją i poczerwienieniem. Ponadto znalazłem, że stosunek polaryzacji do poczerwienienia dla gromady Stocka jest tylko nieznacznie mniejszy niż dla Podwójnej Gromady.

Aby wyjaśnić istnienie różnic w polaryzacji poszczególnych gwiazd w Podwójnej Gromadzie przyjm uję, że są one spowodowane fluktuacjam i międzygwiazdowego pola magnetycznego oraz niezależnymi od nich fluktuacjam i traktow anych łącznie pozosta­ łych wielkości fizycznych występujących we wzorze (1). Aby otrzym ać wariancje p a ra ­ metrów Stokesa wyrażone w zależności od tych fluktuacji trzeba poczynić pewne zało­ żenia co do charakteru fluktuacji pola magnetycznego.

W prowadzam dwa modele. W pierwszym modelu izotropowe fluktuacje nakładają się na jednorodne pole magnetyczne skierowane wzdłuż ram ienia spiralnego G alaktyki. W drugim modelu fluktuacje skierowań* prostopadle do średniego kierunku pola n a k ła­ dają się na pole jednorodne.

Dla modelu pierwszego otrzym uję <r® > o*,. Model ten jest więc niezgodny z w yni­ kam i obserwacji. Model drugi, po porównaniu z otrzym aną z obserwacji wartością mikroskali i stosunkiem w ariancji param etrów Stokesa daje średme odchylenie kątowe linii pola magnetycznego od kierunku średniego

Ul^= 0,71 ± 0,06 radiana (błąd średni),

parokrotnie większe od przyjmowanych dotychczas w artości tego odchylenia, opiera­ jących się na bardzo grubych oszacowaniach [12].

Model drugi odpowiada fali magnetohydrodynam icznej, biegnącej w kierunku średniego pola, tzn. wzdłuż ram ienia spiralnego Galaktyki. Fluktuacje pola m agne­ tycznego odpowiadające takiej fali są bowiem skierowane prostopadle do kierunku średniego pola. Ze związku pomiędzy odchyleniem kątow ym linii pola magnetycznego dla fali magnetohydrodynamicznej i indukcją m agnetyczną jednorodnego pola [13, 14] otrzym uję wartość indukcji dla międzygwiazdowego pola magnetycznego

B = 7 • 10~6 gaussa .

W artość ta jest mniejsza od otrzymywanej dotychczas z danych polaryzacyjnych [12, 15], i lepiej zgadza się z wartością, w ynikającą z warunku, że ciśnienie grawitacyjne w ram ieniu spiralnym G alaktyki powinno być równoważone przez sumę ciśnienia gazu i ciśnienia magnetycznego [15].

L ITERA TU RA

[1] W . A. H i l t n e r , Ap. J . 114, 241, 1951; ibid. 120, 454, 1954; Ap. J . Supplements 2. 389, 1956.

Z pracow n i i obserwatoriów [3] H. L. J o h n s o n , W . A. H i l t n e r , Ap. J . 123, 267, 1956.

[4] K. S e rk o w s k i, Proc. of the I.A .U . Symposium No. 6 „Electromagnetic Pheno­ mena in Oosmical Physics", pp. 204—208, 1958.

[5] S. C e d e r b la d , Lund Medd. (2), No. 119, 1946.

[6] II. II. I la p e H a r o , K ypc 3ec3dHoil acmponoMuu, Moskwa 1954, § 47. [7] L. D a v is , J . L. G r e e n s te in , Ap. J . 114, 206, 1951.

[8] J . S to c k , Ap. J . 123, 263, 1956.

[9] Gr. L a r s s o n - L e a n d e r , K. S e rk o w s k i, Arkiv for A str. (w przygotowaniu). [10] K. S e r k o w s k i, Third Symposium on Cosmical Gas Dynamics, Revs. Modern Phys.

30, No. 3, 1958.

[11] S. G r z ę d z ie ls k i, Comptes Eendus Paris 246, 890, 1 9 5 8 = Postępy Astronomii 6, 50, 1958.

[12] L. Davis, Vistas in Astronomy, vol. 1, p. 336, 1955. [13] L. D a v is , Phys. Rev. 81, 890, 1951.

[14] S. C h a n d r a s e k h a r , E. F e r m i, Ap. J . 118, 113, 1953. [15] L. S p itz e r , Ap. J . 124, 20, 1956.