34 Z pracowni i obserwatoriów

Zastosow anie fotograficznej rejestracji pozwoli na znaczne zwiększenie liczby obserwowanych gwiazd, przy równoczesnym zmniejszeniu liczby obserwatorów z dwóch do jednego. Znacznie też poprawią się warunki obserw acji i pomiarów.

Do nastaw ienia lunety zamontowany je s t nowy mikroskop wizualny. C a ło ść urzą­ dzenia, zarówno układy optyczne jak i c z ę śc i m echaniczne, zaprojektował autor a wy­ konane zostały na zlecenie PAN w Zakładzie Optyki Politechniki Wrocławskiej.

Z L IT E R A T U R Y N AU K OW EJ

NOWA PRO PO ZY C JA

MECHANIZMU NIESTABILNOŚCI OBŁOKÓW GAZOWYCB K .M . K O S S A C K I

W dotychczasowych oszacowaniach bilansu energetycznego gazu między gwiazdo­ wego przyjmowano, że ud ział promieniowania kosmicznego w procesie ogrzewania jest niew ielki ( S p i t z e r , S a v e d o f f 1950). Można jednak spodziewać się, że gdyby istniało promieniowanie kosmiczne o energiach niewiele większych od energii termicznej gazu — I MeV i o znacznie większym natężeniu niż normalne promieniowanie, można by oczekiwać, że będzie ono grać istotną rolę w bilansie energetycznym gazu między- gwiazdowego. Hipotezę o istnieniu tego typu promieniowania wysunął H a y a k a w a (1960). Szerzej rozwinięta została ona w pracy H a y a k a w y , N i s h i m u r y i T a k a y a - n ag i e g o (1961).

Czy jednak rzeczywiście istnieje promieniowanie kosmiczne o niskich energiach (supratermiczne), o wystarczająco dużych natężeniach? We wzmiankowanych wyżej pra­ cach jego parametry określano z warunku istnienia równowagi termicznej gazu między- gwiazdowego.przy założeniu, że dopływ energii odbywa się tylko za pośrednictwem pro­ mieniowania supratęrmicznego. Jest oczywiste, że takie podejście nie wystarcza. A dane obserwacyjne nie dają odpowiedzi. Promieniowanie kosmiczne o tak niskich energiach jest skutecznie ekranowane przez pole magnetyczne układu słonecznego i to, co jest obserwowane, może być znikomą c zę śc ią promieniowania w przestrzeni międzygwiazdo- wej. Wydaje s ię jednak, że autorzy w sposób zbyt optymistyczny korzystają z tego faktu, chcąc' uzyskać potwierdzenie istnienia promieniowania o parametrach w istocie założonych z góry (warunek równowagi term icznej). Dla rozstrzygnięcia, czy hipoteza o promieniowaniu supratermicznym jest prawdziwa, należy chyba zaczekać do uzyskania pełniejszych danych obserwacyjnych. O sobliw ości, wynikające ze szczególnych cech mechanizmu wypromieniowywania energii przy ogrzewaniu w proponowany przez tę hipotezę sposób, prawdopodobnie byłyby bardzo trudne do zaobserwowania, można jednak spodziewać się dalszych bezpośrednich pomiarów z rakiet.

Nie jest pewne, czy gdyby nawet istn iało promieniowanie supratermiczne takie, jak przyjm ują H a y a k a w a , N i s h i m u r a i T a k a y a n a g i (1961), można zupełnie zaniedbywać ogrzewanie poprzez zderzenia obłoków. Przyjm ując mianowicie gęstość obłoku n = 10 cm"’ , czas między zderzeniami t = 4 • 1014 sek i ogrzewanie do temperatury 5000P przy zderzeniu (a więc dane standartowe), dostaje s ię dopływ energii 2*6 •10'36 --- . Dopływ energii poprzez promieniowanie supratermiczne, według danych

cm5sek

erg H ay a k a w y, T a k a y an a g i e go i N i s h i m u r y jest natomiast równy 1.6-10"” ---1

36

a więc ogrzewanie kolizyjne nie jest w sposób oczywisty zaniedbywalne. W pracach, o których dalej będzie mowa, przyjmuje się ogrzewanie w yłącznie poprzez promienio­ wanie supratermiczne.

Załóżm y, że tak jest i zobaczmy, jakie wynikają stąd konsekwencje, je ś li chodzi 0 warunki samograwitacji kul gazowych. Problem ten jest rozważany w pracy Ha t a - n a k i e g o , U n n o i T a k e b e (196 1).

W dotychczasowych pracach o stanach samograwitacji kul gazowych z przyłożonym cienieniem zewnętrznym zakładano stało ść temperatury w czasie zgęszczania i zdawa­ łoby się, źe jest to sytuacja dla wystąpienia samograwitacji najbardziej korzystna. J e ś li jednak przy zgęszczeniu temperatura będzie m aleć, wzrost ciśn ie n ia wewnętrznego będzie w olniejszy, ulegnie więc zmniejszeniu czynnik przeciw działający kontrakcji 1 samograwitacja może wystąpić dla mas mniejszych, n iż przy temperaturze stałej. Taka sytuacja jest do pomyślenia, je ś li energia jest dostarczana poprzez promieniowa­ nie kosmiczne. Mianowicie tempo wypromieniowywania rośnie przy zgęszczeniu — tempo wypromieniowywania jest proporcjonalne do kwadratu gęstości. Ponadto, je ś li promieniowanie je s t mało przenikliwe, dopływ energii będzie m niejszy, je ś li rozmiary obłoku są m niejsze; wtedy bowiem ilo ść dopływającej energii jest proporcjonalna do powierzchni obłoku.

W dalszych rozważaniach jest przyjęte, że temperatura obłoku jest w każdej chw ili temperaturą równowagi termicznej, a więc czas wypromieniowywania energii jest wyraźnie m niejszy od czasu przebiegu procesów o charakterze dynamicznym (warunek nie do przyjęcia przy ogrzewaniu kolizyjnym ). Założenie to je st konieczne, je ś li efekt spadku temperatury przy zgęszczaniu ma s ię ujaw nić. Jest bowiem oczywiste, że przy zgęszczaniu gazu istnieje tendencja do wzrostu temperatury. Porównanie sk a li czasowej przebiegów dynamicznych i skali czasowej wypromieniowywania pozwala stw ierdzić, że mogłoby tak być, czas wyświecania jest kilkakrotnie m niejszy.

Zbadajmy teraz stabilność obłoku, poddawanego działaniu ciśnienia zewnętrznego i ogrzewanego przez promieniowanie kosmiczne. Stan równowagi dynamicznej obłoku jest określony przez zerowanie się wiriału:

d*I W IM, R, T, p) = ---= Oj

d t1

W jest funkcją masy, promienia i temperatury obłoku oraz ciśnienia zewnętrznego, I jest

momentem bezwładności. Stabilność lub niestabilność tego stanu równowagi można

d W

zbadać przez znalezienie znaku pochodnej wiriału po promieniu. Je ś li -- > O, to obłok

d R

jest samograwitujący — przy zgęszczeniu w iriał m aleje, osiąga więc wartość ujemną,

d W

a to oznacza kontrakcję samograwitacyjną. J e ś li natomiast --- < 0 , obłok znajdujący

d R

s ię w takim stanie równowagi jest stabilny.

Przy okazji warto zauw ażyć, że powyższy sposób badania stabilności jest równo­ ważny stosowanemu w poprzednich pracach o stabilności obłoków z ciśnieniem zew­ nętrznym (np. M c C r e a 1957). Stan, w którym występuje samograwitacja b y ł tam określony przez maksimum ciśnien ia na brzegu kuli w stanie równowagi. Warunkiem

dp

sam ograw itacji było w ię c -- > 0 . W stanie równowagi jest:

Z literatury naukowej

37

dW dp

--

W --- O.

dR d R

Rzecz jasn a, ciśnienie p jest tu ciśnieniem na brzegu wewnątrz kuli. Wu W2 — funkcje parametrów opisujących obłok i ciśnienia na brzegu k u li. Je ż e li z zewnątrz

dp dW

jest przyłożone stałe ciśnien ie, to j e ś l i -- > O, jest także — = > 0 i występuje

dR dR

samogra witać ja.

Porównajmy teraz m asą krytyczną M g, otrzymaną przy założeniu T = const, z masą krytyczną M kiedy temperatura w zaburzanym obłoku dana jest przez warunek równo­ wagi termicznej. Z warunków na zerowanie s ię wiriału i jego pochodnej można otrzy­ mać związek:

fdlnT\

gdzie I I opisuje zmianę temperatury równowagi przy zgęszczaniu i w myśl \( 7 In r / T. c ,

uczynionych wcześniej uwag jest większe od zera (F jest objętością kuli). Dla temperatury obłoku 100° i gęstości ośrodka wywierającego ciśnienie z zewnątrz równej 1. 2* 10-2 cm"5 (przy temperaturze tego ośrodka równej 104 °K.), = 10* MO,

= ^ © i j e^ li n ie występuje zale żn o ść dopływu energii od powierzchni obłoku, < 0 , je ś li ta zależność is tn ie je .

W powyższym oszacowaniu przyjęto temperaturę, która na ogół nie jest

tempera-tdbiT\

turą rownowagi. Przy niższych tem peraturach!—— I j est m niejsze ( T a k a y a n a g i ,

\olnVIT.E,

N i s h i m u r a i960), więc masy krytyczne będą większe. Mianowicie M^ = 101

MQ i 150 MO (przy gęstości ośrodka zewnętrznego równej 10'1 cm"1; wtedy

Me = 2700 M O ).

Jak widać, zm niejszenie masy krytycznej byłoby istotne. Niestety, jest bardzo mało prawdopodobne, by opisany mechanizm mógł d zia ła ć. P o m ijając ju ż fakt, że samo istnie nie niskoenergetycznego promieniowania kosmicznego o dostatecznie dużym natężeniu jest raczej niepewne, okazuje się , że w przypadku ogrzewania przez cząstki supratermiczne tempo wyświecania zależy słabiej od gęstości, niż w normalnym mechanizmie (np. T a k a y a n a g i i N i s h i m u r a 1960) t- zamiast zależności od kwadratu gęstości, tempo wyświecania jest proporcjonalne do pier­ wiastka kwadratowego z gęstości, przemnożonego przez czynnik m alejący z tem­ peraturą (H ay a k a w a, N i s h i m u r a , T a k a y a n a g i 1961).

Z tego też — należy są d z ić — powodu, sami autorzy zrezygnowali z zapropono­ wanego przez siebie mechanizmu (H a t an ak a, H a y a k a w a , N i s h i m u r a , T a k a y a ­ n a g i , U n n o 1962). Jedyną różnicą w stosunku do klasycznych prac o n iestab il­ ności kul z ciśnieniem zewnętrznym jest tu wprowadzenie zależności temperatury równowagi obłoku niezaburzonego od jego rozmiarów (przy czym osiąganie tempera­ tury równowagi może następować w ciągu dowolnego okresu czasu). Ale też i otrzy­ mane wielkości krytyczne mas samograwitujących mniej odbiegają od dotychczas