ZAKOŃCZENIE: EWOLUCJA OBŁOKÓW MOLEKULARNYCH

W kwestii powstawania obłoków molekularnych nadal występuje całkowity brak jasności. Przekonanie, iż wielkie (kilkadziesiąt pc i więcej) obłoki mają cośkolwiek wspólnego z ramionami spiralnymi, nie znajduje poparcia w obserwacjach, do których jednak dokładności

i kompletności można mieć spore zastrzeżenia ( S o l o m o n

i S a n d e r s 1980). Jak się wydaje, największą popularnością cieszy się w tej chwili model przedstawiony schematycznie na rys.7,

Rys. 7. Schemat cyklicznej ewolucji obłoków molekularnych

w którym jedyną drogą prowadzącą do powstawania wielkich obłoków molekularnych są nieelastyczne zderzenia obłoków małych, powstają­ cych z kolei poprzez rozpad obłoków wielkich z chwilą zainicjowania w nich procesów gwiazdotwórczych (bądź też bezpośrednio poprzez sprężenie obłoków HI w spiralnych frontach uderzeniowych). Brak jest jeszcze całościowego opracowania tej koncepcji; w miarę

50 M. Różyczka

cymi badaniami objęto jedynie proces wzrostu obłoków dzięki zderze­ niom nieelastycznym (K w a n 1979; S c o v i l l e i H e r s h 1979; H a u s m a n n 1981; B a s h i in. 1981). Ostatnia z wy­ mienionych prac, aczkolwiek poświęcona zderzeniom, traktuje nie ty­ le o wzroście obłoków, który jest w niej procesem drugorzędnym, co 0 wzbudzanej poprzez zderzenia, a niezbędnej dla podtrzymania sta­ bilności grawitacyjnej, naddźwiękowej turbulencji. Problem czasu życia obłoków molekularnych, szacowanego na co najmniej 3 x 10 lat ( B a s h i in. 1977), lub 10® i więcej lat ( S c o v i l l e 1 H e r s h 19 79 ), oraz związany z nim bezpośrednio problem wyzna­ czania mas obłoków i interpretacji ich stanu dynamicznego (turbulen­ cja, czy kolaps?) ze względu na wyjątkową złożoność wymagałby odręb­ nego opracowania, będącego właściwie krytycznym przeglądem metod obserwacyjnych i zasad interpretacji danych. Poglądy przedstawione w rozdz. 2 części I niniejszego opracowania ( R ó ż y c z k a 1981), choć przyjęte przez większość zainteresowanych, nie są bynajmniej niepodważalne. Alternatywne koncepcje można znaleźć we wspomnianej w tymże rozdziale pracy B l i t z a i S h u (1980) kwestionują­ cej właściwie wszystko, co się na owe poglądy składa - od metod interpretacji danych począwszy. Autorzy ci kładą (2-4) x 10^ lat jako nieprzekraczalną górną granicę wieku obłoków molekularnych, obniżają procent gazu w formie molekularnej do 50 lub mniej (ogólnie przyjęta wartość wynosi 90%) i dowodzą, iż hipoteza wzrostu drogą zderzeń nieelastycznych nie wytrzymuje konfrontacji z tak zinter­ pretowanymi obserwacjami. W zaproponowanym przez nich mechanizmie powstawania wielkich obłoków główną rolę odgrywa niestabilność Par- kera wzbudzana w czasie przejścia gazu przez ramię spiralne. Tak czy inaczej powstały obłok molekularny ulega jednak prędzej czy później kolapsowi i fragmentacji. Spontaniczny kolaps obłoku jako całości pod wpływem ogólnej niestabilności grawitacyjnej jest mało prawdopodobny (tak świadczą dane obserwacyjne). Jeszcze mniej praw­ dopodobne jest to, iż podczas takiego kolapsu dojdzie do rozpadu obłoku na fragmentyo masach porównywalnych z masami gwiazd (rachun­ ki numeryczne, R ó ż y c z k a i in. 1980a).W tej sytuacji o ewo­ lucji obłoków zdają się decydować mechanizmy opisane w poprzednim rozdziale wymuszające kolaps obłoku poprzez oddziaływanie nań z ze­ wnątrz. Wczesne stadia fragmentacji i kolapsu części dużych obłoków molekularnych obserwuje się m.in.w gwiazdozbiorze Byka (Taurus Dark Clouds). Taką przynajmniej interpretację narzuca analiza rozkładu

Kolaps obłoków ₅₁

prędkości radialnych zmierzonych w linii 2.6 mm CO ( C l a r k i'in. 1977). Niektóre z fragmentów obiegają się tu nawzajem dzięki trans­ formacji momentu spinowego całego obłoku w ich momenty orbitalne ( R ó ż y c z k a i in. 1980b). Obłok, który nie rozpadł się całko­ wicie w czasie kolapsu, zostaje ostatecznie rozproszony po powsta­ niu w nim dostatecznie masywnych gwiazd otoczonych ekspandującymi obszarami HII.Rozrost pojedynczego obszaru może doprowadzić do cał­ kowitego rozerwania obłoków o masach rzędu 10^ M 0 w ciągu ok. 5 x 10^ lat ( M a z u r e k 1980). Obłoki większe są rozpraszane stopniowo dzięki kumulacji oddziaływań pochodzących od wielu ekspandujących obszarów HII, któró mogą się znacznie różnić wiekiem. Taką właśnie sytuację obserwuje się w okolicach ¥80 - starego obszaru HII znane­ go także jako nAmeryka Północna" ( B a l l y i S c o v i l l e 1980).

Powyższe sugestie są jednak tylko sugestiami i niniejszy prze­ gląd wypada zakończyć zdaniem z jednej z prac opublikowanych ponad rok temu: )togólny schemat ewolucji obłoków molekularnych nie został dotychczas opracowany pomimo wielkiej ilości danych pochodzących z obserwacji prowadzonych w podczerwieni i w liniach molekularnych". Mimo iż obserwacji przybyło, nie straciło ono na aktualności. Jako­ ściowo nowe obserwacje zaczną niebawem napływać z satelity pod­ czerwonego. W połączeniu z ujednoznacznionymi interpretacjami obser­ wacji molekularnych pozwolą one prawdopodobnie na dokonanie istot­ nego postępu w tej tak interesującej dziedzinie astronomii, jaką jest ewolucja obłoków molekularnych i związane z nią najwcześniej­ sze etapy ewolucji gwiazd.

LITERATURA B a 1 1 y J., S c o v i l l e N. Z., 1980, Ap. J., 239, 121. B a s h F. N., 1979, Ap. J., 233, 524. B a s h F. N., G r e e n E., P e t e r s W. L . , 1977, Ap. J., 217, 464. B a s h F. N., H a u s m a n M., P a p a l o i z u J., 1981, Ap. J., 245, 92. B a s h F. N., P e t e r s W. L . , 1976, Ap. J . , 2 0 5 , 786. B a s h F. N., V i s s e r H. C. D . , 1981, Ap. J., 247, 488.

1 i t z L . , 1980, Proceedings of Third Greynogg Astroph.Workshop. B 1 i t z L., S h u F. H., 1980, Ap. J., 238, 148.

52 M. Różyczka C h e v a l i e r R. A . , 1974, Ap. J . f 1 8 8 , 501. C l a r k F. 0 . , G i g u e r r e P. T. , C r u t c h e r R. M. , 1977, Ap. J . , 2 1 5 , 511. E l m e g r e e n B. G . , 1979, Ap. J . , 231, 372. E l m e g r e e n B. G . t 1981, Ap. J . , 243, 512. E l m e g r e e n B. G . , E l m e g r e e n D. M . , 1978, Ap. J . t 22 0

,

.

_,

L a d a Ch. J . , 1980, Proceedings of Third Greynogg Astrophys.

Workshop.

M a z u r e k T . , 1980, Astron. Astrophys., 90, 65.

R ó ż y c z k a M . , 1981, Post. A s t r ., 2 9 .

R ó ż y c z k a M. , T s c h a r n u t e r W. M . , Y o r k e H.

W . , 1980a, Astron. Astrophys., _81, 347.

R ó ż y c z k a M. , T s c h a r n u t e r W. M. , Y o r k e H. W. , W i n k l e r K . H . , 1980b, Astron. Astrophys., J33, 118. S a r g e n t A. I . , 1979, Ap. J . , 2 33 , 163. S c h n e p s M. H. , H a s h i c k A. D . , W r i g h t E. L. , B a r r e t t A. H . , 1981, Ap. J . , 24 3 , 184. S c h w a r t z R. D . , 1977, Ap. J . , 2 1 2 , L25. S c o v i l l e N. Z . , H e r s h K . , 1979, Ap. J . , 229, 578. S e i d e n P. E . , G e r o 1 a H . , 1979, Ap. J . , 233, 56. S e i d e n P. E . , S c h u l m a n L. S. , G e r o l a H., 1979, Ap. J . , 232, 702. S o l o m o n P. H . , S a n d e r s D. B . , 1980, Proceedings of

Third Greynogg Astrophys. Workshop.

S p i t z e r L . , 1968, t|Diffuse Matter in Space", New York, Inter­ science.

Kolaps obłoków

\

53

T e n o r i o-T a g 1 e G . , 1 9 80 , Proceedings of Third Greynogg Astrophys. Workshop.

W e h a u s e n J . V . , 1 9 65, w: Research Frontiers in F luid Dyna­ m ics, New York, In te rsc ien c e .

W e l t e r G. , S c h m i d t-B u r g k J . , 1981, Ap. J . , 2 4 5 , 9 2 7 . W o o d w a r d P . R . , 1 9 76 , Ap. J . , 2 0 7 , 48 4 . W o o t t e n H . A . , 1 9 77, Ap. J . , 2 1 6 . 4 4 0 . W o o t t e n H . A . , 1 9 81, Ap. J . , 2 4 5 , 105. #

,

.

„Postępy Astronomii" Tom XXX (1 9 8 2 ). Zeszyt 1

TEORIE GRAWITACJI ZE ZMIENNĄ „STAŁĄ" GRAWITACJI Część I

OPIS OGÓLNY .1 KONSEKWENCJE ASTRONOMICZNE

J A N I N A K R E M P E Ć-K R Y G I E R

Centrum Astronomiczne im. M. Kopernika, Pracownia Astrofizyki I ( Toruń)

B E R N A R D K R Y G I E R

Uniwersytet M. Kopernika, Katedra Radioastronomii (Toruń)

T E O P M rPA B W TA U M C IlEPEMEHHOfó „riOCTOflHHOfó" rP A B M T A U M

^acTB I

OEm EE OMCAHI/IE H ACTPOHOMMHECKME CJIE^CTBMH

H. K p s M n s y - K p u r e p , B. K p u r e p C o i e ,p i a h » e

IlpeacTaBJieHO TeopMM rpaBMTaunM c nepeMeHHOM G , T . e . Teopmo HM paKa, uiKaJio—KOBapwaHTHyio h X o ta - H a p jiM K a p a . HncKyccHH acTpo$H- 3im ecKHx h re o $H 3H ^ec K M x HMiuinicauMfó noKa3aHa b p a 3 a e s e 4 He noa- TBepscaaeT npono3HmiM flwpaKa G 0 4 1 1 h m = const.

THEORIES OF GRAVITATION WITH VARIABLE GRAVITATIONAL "CONSTANT" Part I

GENERAL REMARKS AND ASTRONOMICAL CONSEQUENCES A b s t r a c t

The G-variable gravitational theories, i . e . the D i r a c

theory, the scale-covariant theory and the H o y 1 e-N a r 1

56 ^{J. Krempeć-Krygier, B. Krygier}

k a r theory have been presented. The discussion of astrophysical and geophysical implications given in section 4 is not in support of the D i r a c proposition with G <=* t-1 and M = const.

1. W S T Ę P

Wielkość wymiarowej stałej fizycznej zależy od przyjętego ukła­ du jednostek oraz od mierzącego przyrządu, który sam będąc układem fizycznym spełnia pewne prawa dynamiczne. W ogólnej teorii względ­ ności Einsteina (OTW) fundamentalną jednostką jest długość. Jednak­ że długość może być mierzona w różny sposób. I tak jednostka dłu­ gości odniesiona do grawitacyjnie orbitujących ciał nosi nazwę jed­ nostki grawitacyjnej lub jednostki Einsteina, podczas gdy mierzona przyrządem atomowym,którego prawa są określone przez kwantową elek­ trodynamikę nazywa się jednostką atomową. Wielkość fizyczna stała w jednym układzie jednostek niekoniecznie musi być stała w drugim układzie. W OTW opartej o grawitacyjny układ jednostek mamy trzy stałe rzeczywiste: stałą grawitacji G, prędkość światła c i stałą kosmologiczną A .W szczególności G musi być stała jako wynik słusz­ ności silnej zasady równoważności implikującej, że prawa fizyczne oraz wartości liczbowe stałych pozostają niezmienione w przestrzeni i w czasie. Jeżeli jednak użyjemy innego układu jednostek, np. ato­

mowego, to dopuszczalna jest zmienność G. S

D i r a c już w 1938 r. ( D i r a c 1938) zdawał sobie sprawę z istnienia tych dwóch układów jednostek oraz ze zmienności parame­ tru grawitacyjnego G z czasem atomowym tA . Ogólna zależność'między elementami liniowymi w układzie grawitacyjnym ds£ i atomowym dsA ma postać (C a n u t o i in. 1977a):

dsE = /3(x) dsA (-i)

W artykule wskaźniki E odnoszą się do wielkości mierzonych w ukła­ dzie grawitacyjnym, a A — w układzie atomowym, fi (x) odgrywa rolę funkcji skalowania (scale lub gauge function). Stąd zależność wy­ miarowych wielkości fizycznych w obu układach jednostek jest wyra­ żona przez^Qg = /3 QA . Wykładnik 7T dany jest przez wymiar Q i tak np. Gg = /3 ga . Widzimy więc, że grawitacyjne i atomowe jednostki dynamiczne są ze sobą powiązane poprzez funkcję skalowania /3(x), którą wprowadza się, aby sparametryzować naszą nieznajomość powią­

Teorie grawitacji ₅₇

Od blisko 50. lat poszukuje się teorii grawitacji wiążącej dużo-skalowe siły grawitacyjne z fizyką cząstek elementarnych. Naj­ częściej dyskutowanym sposobem unifikacji tych dwóch pól fizyki jest zakładanie zmienności G, będącej miarą względnych zmian dynamiki atomowej i grawitacyjnej. Proponowano liczne teorie grawitacji z G * const, lecz rozwój geofizyki i astrofizyki doprowadził do odrzucenia wielu z nich. W chwili obecnej trzy teorie grawitacji ze

zmienną G są godne omówienia, a mianowicie: 1) oparta na hipotezie dużych liczb Diraca, 2) Hoyle’a-Narlikara,

3) skalowo-kowariantna (scale-covariant) zaproponowana przez

C a n u t o i współautorów.

W tej części artykułu przedstawimy opis ogólny wymienionych teorii grawitacji (rozdz. 2 i 3) oraz przedyskutujemy konsekwencje astrofizyczne i geofizyczne wywołane zmianami „stałej" grawitacji i mas obiektów z czasem (rozdz. 4). Następną część poświęcimy dy­ skusji testów kosmologicznych dla wspomnianych teorii grawitacji.

2. HIPOTEZA DUŻYCH LICZB DIRACA