P O L S K I E T O W A R Z Y S T W O A S T R O N O M I C Z N E
POSTĘPY
ASTRONOMII
K W A R T A L N I K
TOM X III — ZESZYT 3
1%5
KOLEGIUM RED AK CYJNE Redaktor Naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa
Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Włodzimierz Zonn, Warszawa
Sekretarz Redakcji: Ludosław Cichowicz, Warszawa Adres Redakcji: Warszawa, ul. Koszykowa 75
Obserwatorium Astronomiczne Politechniki
W Y D A W A N E Z Z A S I Ł K U P O L S K I E J A K A D E M I I N A U K
P r in t e d i n P o la n d
Państwowe Wydawnictwo Naukowe O ddział w Łodzi 1965 W y d a n i e I. N a k ła d 4 1 0 + 130 e gz. A r k . w y d . 5,50. A r k . d r u k . 5 , 0 - o ffs e t k l. I I I , 70 g, 7 0 x 100 O d d a n o d o d r u k u 18. V II. D r u k u k o ń c z o n o w lip c u 1965 r. Z a m . n r 211. N - 4 C e n a /\ P a p ie r 1 % 5 r. 10 — Zakład Graficzny PWN Łódź, ul. Gdańska 162
PROBLEM U LT RA FIO LE T O W E G O PROMIENIOWANIA GWIAZD
T A D E U S Z J A R Z Ę B O W S K I
nPOBJIEMA yjlbTPA$MOJlETOrO M3JiyilEHMfl 3BE3fl
T. HaceMSoBCKHfi
C o f l e p * a H M e
B nepBoK q acm cTaTbH ( K p a T K o ) npeacTaBJieHbi coBpeMeHHbie panerabie Ha-
6jiiofleHHH yjibTpacJwojieTOBoro H3jiyMeHHH 3ee3n parawx cneKTpajibHbix KJiac- cob. 3aTeM o 6 c y * a a e T c a : a) cpaBHemie Ha6jiioflaeMbix u TeopeTHqecKM noA-
cmiTaHHbix MHTeHCMBHOCTeK, 6) H ecom acne Teopnw m HaSjHOflemifi ajih A < 2400 A u ero WHTepnpeTaiiMH, b) B03M0>KHbie cjieacTBHa noHBJiniomerocH HecorjiacMs
B pa3HblX OSjiaCTHX aCTpO(J)M3MKM .
THE PROBLEM O F THE ULTRAVIOLET RADIATION O F STARS S u m m a r y
In the first part of the article the ultraviolet rocket observations of early type stars are briefly described. In the following is discussed: a) the com parison of observed intensities with those calculated on the basis of model stellar atmospheres, b) the discrepancy between theory and observations for A < 2400 A and its interpretation, c) the eventual astrophysical consequences of the ultraviolet deficiency.
Widmo ciągłe gwiazd w ultrafiolecie* było już pokrótce omówione na łamach „Postępów Astronomii” w artykule S. G r z ę d z i e l s k i e go (1963). Tutaj omówimy to zagadnienie obszerniej w oparciu o nowe dane.
♦Dla śc isło ści należałoby dodać, że ultrafioletow ą część widma często rozdziela się. na dwie czę ści: a) „ b lis k i” ultrafiolet — od krótkofalowego końca widma wi dzialnego do A 2000 A, b) „d a le k i” ultrafiolet — od A 2000 A do rejonu miękkich promieni A'fA-'lOO A). W niniejszym artykule będzie głównie mowa o promieniowaniu gwiazd w dalekim ultrafiolecie.
156 T . Jarzębow ski
1. DANE OBSERWACYJNE
Pierwsze próby obserwacji promieniowania gwiazd w ultrafiolecie przy użyciu rakiet dokonane były w roku 1955 ( B y r a m i in ., 1957); następny eksperyment przeprowadzono w roku 1957 ( K u p e r i a n i in ., 1958).
Jako przełomową datę trzeba by tu jednak przyjąć dopiero rok 1960, kie dy to w dniu 26 maja przy użyciu rakiety typu Aerobee zarejestrowano promie niowanie ultrafioletowe 19 gwiazd typu B w dwóch wąskich przedziałach widma, około A 1314 i 1427 A (B y r a m, C h u b b , F r i e d r a a n , 1961).
Aparatura składała się z dwóch fotometrów umieszczonych w rakiecie, rejestrujących promieniowanie gwiazd znajdujących się w polu w idzenia. C zułość spektralna jednego z fotometrów ograniczała się do przedziału widma 1290—1350
A
(efektywna długość fali 1314A);
czułość spektralna drugiego fotometru odpowiadała zakresowi 1350—1550 A (efektywna długość fali 1427 \). Krzywa czułości spektralnej pierwszego fotometru podana jest na rysunku 1.fc
■ o ' O ' i n o 3 IM OR ys. 1. Krzywa czułości spektralnej zainstalowanego w rakiecie fotometru, rejestrują cego promieniowanie około A 1314 A
Dokonywane rejestracje były pomiarami absolutnymi. Obserwacje dostar czały bezpośrednio wartości energii, emitowanej przez gwiazdę w danym przedziale widmowym w jednostce czasu. Można było to następnie przeliczyć na monochromatyczne strumienie promieniowania F v (wyrażone w jednostkach: erg/cm2.sek.
A).
Dotychczasowe eksperymenty rakietowe pozwoliły na zmierzenie mono chromatycznych strumieni promieniowania dla około 70 gwiazd w "długości fali 1314 X . Wartości F u (1427) uzyskano dla około 50 gwiazd ( C h u b b ,
P roblem u ltra fio leto w eg o prom ieniowania g w ia zd 157
B y r ai n, 1963). W iększość obserw ow anych g w iazd, to gw iazdy typu B ; z innych typów widmowych było k ilk a o typie 0 i A.
O s ta tn io G u l l e d g e i P a c k e r (1963) u z y sk a li z dwóch kolejnych w zlo tów rak ie ty w a rto śc i stru m ien i prom ieniow ania w u ltra fio le c ie d la k ilk u d zie s ię c iu gw iazd w c zesn y ch typów widm ow ych. W tych eksperym entach pomiary wykonywano głów nie w efektyw nej d łu g o śc i fa li 2120 A (sz ero k o ść pasm a p rz e p u s z c z a ln o ś c i filtru około 160
X).
Wyniki o b serw acji G u l l e d g e ’ a i P a c k e r a dla A 2120 A o raz C h u b b a i B y r a m a d la A 1314
X
n a le ż ą do n a jd o k ła d n ie jsz y c h doty ch czaso w y ch po m iarów prom ieniow ania gw iazd w u ltra fio le c ie i z o sta ły w ykorzystane w oma w ianych w dalszym c ią g u te g o artykułu op raco w an iach te o rety czn y ch .N ie z a le ż n ie od o p isan y ch tu rak ieto w y ch o b se rw a c ji fotom etrycznych, S t e c h e r i M i l l i g a n (1962) w ykonali przy pomocy z a in stalo w an e g o w ra k ie c ie spektrofotom etru r e je s tra c je widm 7 gw iazd w z a k resie A 1600—4000
X.
O bserw ow ane tu były gw iazdy typu B i A oraz je d n a gw iazda typu 05 i jednatypu FO (a C ar). Wyników tych spektrofo tome try cznych o b se rw a c ji om aw iać b liż e j n ie będziem y, gdyż im w łaśn ie p o św ięco n a j e s t w spom niana n o tatk a G r z ę d z i e l s k i e go w ,,P o s tę p a c h A stronom ii’ .
2. WSTĘPNE PORÓWNANIA WYNIKÓW OBSERWACJI Z T EO R IĄ Z a sa d n ic z y w n io se k , ja k i wynika z porów nania obserw ow anych strum ie ni prom ieniow ania w u ltra fio le c ie z danym i te o rety czn y m i brzm i: W g w iazdach
w c z e s n y c h typów w idm ow ych za obserw ow ane w a rto ści stru m ien i prom ienio w ania w dalekim u ltra fio le c ie s ą mnie j s z e o d o b lic z o n y c h .
D la z ilu stro w a n ia tego zag ad n ien ia przytoczym y na p o c z ą te k p ro ste o b li c z e n ia z wzoru Wiena: Amax (A) = 2 .8 9 ,107/ 7 ’. W ta b e li 1 podane s ą tem pera tury (efek ty w n e), przy p isy w an e gwiazdom o ty p ac h widmowych od BO do B8 (głów nie gw iazdy tych typów widmowych były obserw ow ane), oraz odpow ied nie w a rto śc i o b liczo n eg o z w zoru Wiena ^ max . Jak w id ać, przy za ło ż e n iu , że gw iazdy prom ieniują jak c ia ła dosk o n ale c z a rn e , w przypadku n p . gw iazdy typu B I n ale ż a ło b y o czekiw ać maksimum n a tę ż e n ia w widmie ciągłym o około A 1280
X.
T y m czasem obserw ow ane maksimum przy p ad a okołb A 2400 A (por. r y s . 2). T a b e l a 1 Typ widm * y «.
\ n a x . BO 25 00 0 ° > 1150 X BI 22 500 1280 B2 20 300 1420 B3 18 000 1600 B5 15 600 1850 B8 12 800 2250158
T . Jjarzgbow skiWyraźny sp ad e k natężenia promieniowania poniżej A 2400 A stw ierdzono u w szystkich obserwowanych dotych czas gwiazd typu B; niezgodność obser w acji i teorii je s t tu wyraźna. Obserwowane natom iast dotych czas gwiazdy typu A i F tego deficytu w ultrafiolecie nie w ykazują.
R y s. 2. P rzeb ieg widma c ią g łe g o w gw ieździe (3C Ma o typie widmowym B 1 II. Punk ty — wyniki o b serw acji; lin ia c ią g ła — krzywa teoretyczn a
R y s. 3. Obserwowany (punkty) i teoretyczn y (lin ia c ią g ła ) p rzeb ieg widma ciąg łeg o w gw ieździe o typie widmowym FO la — a Car
Problem ultrafioletowego promieniowania gwiazd
159
Na rysunkach 2 i 3 przedstawiony je st dla ilustracji zagadnienia teoretycz
ny i obserwowany przebieg widma ciągłego w gwieździe typu B I i FO. Dane
obserwacyjne s ą zestawieniem wszystkich dotychczasowych wyników ( H e d S l e ,
1964); krzywa teoretyczna dla gwiazdy B I podana je s t według modelu Underhill
(1957) a dla gwiazdy typu FO według modelu Canavaggii i Peckera (1953).
Jak widać, w gwieździe typu B I poniżej A 2400
A
występuje stopniowo po
w iększająca się niezgodność teorii i obserwacji; w gwieździe typu FO zgod
ność obu krzywych je st względnie dobra.
R ys. 4. Punkty na wykresie przedstaw iają obserwowane wartości stosunków stru mieni iv (1427)/Ff (5560) dla 27 gwiazd różnych typów widmowych. Krzywa ciągła przedstawia przebieg wartości tych stosunków, obliczonych z prawa Plancka (tem peratury odpowiadające danym typom widmowym zaznaczono przy osi odciętych)
Obserwowany niedobór w ultrafiolecie u gwiazd wczesnych typów widmo
wych ilustruje również wykres na rysunku 4. Podane s ą tam obserwowane sto
sunki strumieni monochromatycznych F v(1427)/F v(5560) w zależn ości od typów
widmowych (tj. w zależn ości od temperatury gwiazdy). Wartości Fy (1427) pocho
dzą z omawianych obserw acji C h u b b a i B y r a m a ; co się natomiast tyczy
strumieni
promieniowania dla wybranej tu dowolnie długości fali 5560 A
w części widzialnej widma, to — oczywiście — znane one już były wcześniej
( C o d e , 1960). Z wykresu widać, że o ile dla gwiazd późniejszych typów
widmowych występuje dość dobra zgodność z krzywą dla ciała doskonale
czarnego, o tyle dla w cześniejszych typów widmowych stosunek F v( 1427)/
160 T . Jarzębowski
3. O BLICZEN IA STROMGRENA
Stwierdzona niezgodność danych obserwacyjnych z dotychczasowymi mo delami teoretycznymi nasunęła potrzebę przeprowadzenia bardziej szczegóło wych obliczeń. Omówimy tu b liżej pracę S t r ó m g r e n a (1964), w której autor, przy użyciu maszyny elektronowej, oblicza szczegółowo szereg mode li atmosfer gwiazd typów widmowych od B I do B8.
Główną treścią, tej pracy było obliczenie strumieni Fv(13l4), Fv(2120) oraz F v (5470) celem porównania ich stosunków z danymi z obserwacji. War tości /i’v(13l4) i F v(2129) znane s ą bowiem z eksperymentów rakietowych; natomiast wartości Fv (5470) wzięte tu zostały z zainicjowanej przez St r om- gre na (1963) wąskopasmowej czterobarwnej fotometrii*. Autor oblicza wielkości:
m(1314) - m(5470) = -2.5[log Fv(1314) - log F v(5470)], (1) m(2120) - m(5470) =-2.5[log Fv(2120) - log F v(5470)] (2)
i dokonuje porównania z takimiż wielkościami obserwowanymi. Przebieg obliczeń można streścić następująco:
Monochromatyczny strumień promieniowania F v , którego wartości trzeba uzyskać, określony jest wyrażeniem:
u
F v = 2 flv (0) cos6 sin© d Q . (3)
0
/v jest tu natężeniem promieniowania, zaś 0 kątem między normalną a kie runkiem rozchodzenia się promieniowania.
Szukaną wartość strumienia Fv -otrzymamy z tzw. średniego natężenia / v, które określone je st następująco:
/ v = I / / v (0)sin© dQ • (4)
o
Celem uzyskania wartości / v (oraz Fv) trzeba skorzystać jeszcze z rów nania transferu:
d /v
cos© —"— = / (0) - S v . (5)
d tv
*Ten system fotoraetryczny oznaczony jest symbolami u, v, b, y. Pasmo przepu szczalności każdego z filtrów wynosi tu około 200 X; efektywne długości fali: u - 3500 X, v - 4110 X, b - 4670 X, y - 5470 X .
P roblem u ltra fio le to w e g o prom ieniow ania g w ia zd 161
sv
j e s t tz w . fu n k c ją źró d ła, która w ią że s ię z fu n k c ją P la n c k a BV(T) i w spółczynnikiem a b so rp c ji c ią g łe j k v oraz w spółczynnikiem ro z p ra sz a n ia a z a le ż n o ś c ią :o
Sv = ---BV(T) + --- J v, (6)
V r r W' I r r
K „ + CT K v + O
n a to m ia st t v j e s t m onochrom atyczną g łę b o k o śc ią o p ty c z n ą , o k re ślo n ą przez g ę s to ś ć p i w y so k o ść geom etryczną h rów naniem d —(kv + a) p d h.
K o rzy stają c z w y p isan y ch tu z a le ż n o ś c i, o raz z w arunku równow agi me c h a n ic z n e j, można w drodze całkow ania num erycznego o b lic z y ć szu k an e war to ś c i stru m ien i Fv dla gw iazdy o d a n e j tem p eratu rze efek ty w n ej, danym s k ła dzie chem icznym i p rz y śp ie sz e n iu s iły c ię ż k o ś c i na je j p o w ierzch n i.
U czyniono n a s tę p u ją c e z a ło ż e n ia : 1) a tm o sfera j e s t p łask o ró w n o leg ła, 2) przy o b liczan iu w spółczynników a b so rp c ji uw zględniono tylko wodór i hel, po m ijając c ię ż s z e elem e n ty , 3) pom inięto wpływ lin ii a b so rp cy jn y ch (“ b la n k e t ing e ffe c t” ), przy jm u jąc, że całkow ity strum ień prom ieniow ania F Q oo wynika ze s c a łk o w a n ia o b lic z a n y c h dla widma cią g łe g o stru m ien i m onochrom atycz nych F v ;
OO
^ O .o o ~
fFv dv,
( 7 )o
O b lic z e n ia wykonywane były w różnych w a rian tach s k ła d u chem icznego, p rz y ś p ie s z e n ia s iły c ię ż k o ś c i i tem peratury. Na zaw arto ść wodoru (X) i helu (Y) przyjm ow ano w pierw szym w a ria n c ie X — 0 .6 8 , Y = 0 .3 2 , w drugim w ariancie X = 1, Y = 0 (g w iazd a wodorowa). N a w artość p rz y ś p ie s z e n ia s iły c ię ż k o śc i brano trzy różne w a rto śc i: 3 • 10*, 104 i 3 • 105 (c m /s e k 3) . Ja k s ię o k azało , z a le ż n o ś ć o b licza n y ch w arto ści stru m ie n ia F y od sk ła d u chem icznego, jak rów nież od p rz y ś p ie s z e n ia s iły c ię ż k o ś c i, była sto su n k o w o n iew ielk a. Is to t nym param etrem j e s t tu tem peratura; o b lic z e n ia w ykonywano dla 14 różnych w a rto śc i od 22 500° do 12 800° (za k re s tem peratur gw iazd od typu B I do B 8). Ł ą c z n ie obliczono 120 różnych m odeli, ta k , by d la każdej obserw ow anej gw ia zdy m ieć n a jle p ie j odpo w iad ający je j model te o re ty c z n y . O b liczan o na ma szy n a c h elektronow ych IBM 7090 i IBM 7094; ja k o ciekaw ostką, dodajm y, że c z a s o b lic z a n ia jednego modelu w y n o sił około 10 m inut.
U zyskane z o b liczeń w a rto śc i F v( l 3 l 4 ) , Fv(2120) i F v(5470), po pod sta w ie n iu do wzorów (1) i (2) d a ją szu k a n e w a rto śc i m (13l4) — m(5470) oraz m(2120) - m(5470), które porównywano z danym i obserw acyjnym i. Wyniki o b lic z e ń i porów nanie z obserw acjam i d la A 1314 A podane s ą w ta b e li 2. T a b e la 3 zaw iera te dane dla \ 2120 A.
162
T. JarzębowskiT a b e l a 2
P o ró w n an ie te o rii i o b se rw a c ji d la X 1314 Typ widmowy P a ra -la k s a E m (l3 1 4 ) - - m(5470) o b serw o w an e m(1314) - - m(5470) o b lic z o n e R ó ż n ic a o b s .-obi. 1 2 3 ■ 4 5 6 7 l C a s T r ^ O r i i Her ri Aur a L eo y Crv P C Mi B2 V B2 III B3 V B3 V B7 V B8 V B8 V Pc 0*. 013 0.039 0 .0 2 0 >równani + 0T01 +0.04 +0.01 0 . 0 0 0 .0 0 0 . 0 0 0 .0 0 T a b e 1 e te o r ii i obse + 0 73 + 0.9 + 0.8 +0 .9 + 2.5 + 2.4 + 2.2 3 rw a c ji d la A 2] - 1 7 1 - 1 .2 - 0 .5 - 0 .5 + 0.7 +0.8 + 1.1 20 X + 1 ” 4 + 2.1 + 1.3 + 1.4 + 1 5 + 1.6 + 1.1 T yp w idm ow y P a ra -la k s a E m (2120) - -*1(5470") obserw ow ane m (2120) - - m(5470) o b lic z o n e R ó ż n ic a o b s .-o b i. 1 2 3 4 5 6 . 7 a Vir E C en l Her B I V B I V B3 V 0". 021 + 0 “ 02 + 0.01 + 0j0 1 - 0 ? 6 - 0 . 8 + 0.5 - 1 ? 2 - 1.2 - 0 . 4 + 0 ? 6 + 0.4 + 0.9W o s ta tn ie j kolumnie każd ej z ta b e l mamy ró ż n ic e w ie lk o ś c i obserw ow a nych i o b lic z o n y c h , podanych w kolum nach 5 i 6. Ja k w id ać, d la A 2120 A śre d n ia ró ż n ic a m iędzy w ie lk o ściam i obserwowanym i i obliczonym i w ynosi około p ó ł w ie lk o śc i gw iazdow ej. O dpow iednia ró żn ica dla A 1314 X j e s t wyraźnie w ię k sz a i waha s ię około +1 (w s to su n k a c h stru m ien i odpow iada to lic z bie 4).
O b lic z e n ia S t r ó m g r e n a p o tw ie rd z a ją zatem omówione p rzez n as uprzed nio w tym arty k u le w c z e ś n ie js z e w nioski innych autorów . W u ltra fio le to w e j c z ę ś c i widma ma m ie jsc e n iezg o d n o ść te o rii i o b se rw a c ji, która w z ra sta w m ia rę p o su w an ia s ię ku falom krótszym (por. ry s . 2). R ó ż n ic e liczbow e nie są, jednak ta k w ie lk ie , ja k to w ynikało z w stępnych porównań S t e c h e r a i M i l l i g a n a (1962 o ra z 1962a).
Problem ultrafioletowego promieniowania gw iazd
163
4. CO MOŻE BYĆ PRZYCZYNĄ WYSTĘPUJĄCEGO DEFICYTU
W ULTRAFIOLECIE?
Wysuwano dotychczas kilka różnych hipotez w celu wytłumaczenia obser
wowanego deficytu promieniowania w ultrafio lecie. Omówimy tu trzy aktualne
koncepcje.
a) Wpływ ośrodka międzygwiazdowego
Pierwszym pytaniem , jakie sig tu od razu nasuw a, je s t pytanie — czy
obserwowany deficyt w ultrafiolecie nie je s t po prostu wynikiem selektyw
nej absorpcji migdzygwiazdowej'i’
W tabelach 2 i 3 podana je s t w kolumnie 4 obserwowana nadwyżka barwy E
wymienianej gwiazdy. Odnosi sig ona do w skaźnika barwy U—B, który wy-
stgpuje w trójbarwnej fotometrii J o h n s o n a i M o r g a n a * . Jak widać, po
prawki na poczerw ienienie wywołane obecnością m aterii międzygwiazdowej
s ą dla rozpatrywanych tu gwiazd nieznaczne lub równe zeru (celowo wybie
rano zre sz tą gwiazdy o najm niejszej, obserwowanej nadwyżce barwy).
Należy tu wyraźnie podkreślić, że podane, obserwowane nadwyżki bar-
wy E nie odnoszą sig do omawianego przez nas ultrafioletow ego promienio
w ania. Jaka byłaby odpowiednia poprawka w ultrafioletow ej czg ści widma —
tego w chw ili obecnej zupełnie nie wiemy, natom iast jakakolw iek ek stra
polacja może okazać sig zupełliie fałszyw a.
Dla przykładu przypuśćmy, że absorpcja międzygwiazdowa dla promienio
wania ultrafioletow ego je s t np. kilkakrotnie w iększa niż w cz ę śc i w idzial
nej. Otrzymamy wówczas dla ultrafioletu poprawki na absorpcję nie przekra
cz ające +0™2 — a zatem niew ielkie, o rząd m niejsze od stw ierdzonej nie
zgodności. A czy można by przyjąć, że materia migdzygwiazdowa absorbowa
łaby promieniowanie ultrafioletow e w jeszc ze wyższym stopniu?
Koncepcje te podtrzymują H o y l e i W i c kr ani a s i n gh e (1963), sugeru
ją c , że absorpcja w ultrafiolecie mogłaby być wielokrotnie w iększa niż w czę
ś c i w idzialnej widma. Wysuwają oni oryginalną m yśl, że za absorpcję w u ltra
fiolecie mogłyby być odpowiedzialne ziarna uformowane z grafitu i lodu. Były
by to ziarna złożone w środku z grafitu a pokryte z zewnątrz w arstw ą lodu;
śred n ica ziarna powinna być rzgdu 0.1 u . O bliczenia wykazały, że wywołana
przez nie ekstynkcja w zrasta bardzo siln ie dla promieniowania krótszego od
2000 A. Gdyby takie ziarna występowały w m aterii m iędzygwiazdowej, wskazy
wałoby to na możliwość znacznego „o b cin an ia” krótkofalowej cz ę śc i pro
mieniowania gwiazd.
Przeciwko koncepcji H o y l e ’ a i Wi c k r a m a s i n g l i e , jak i ogólnie
przeciwko koncepcji o wpływie ośrodka migdzygwiazdowego, można by
wysu-*Efektywne długości fali w ynoszą tu: U 3500 A, B 4200X;
szero k o ść pasm około 1000 A.164
T.
Jarzębowskinąć ten argument, ze wśród rozpatrywanych tu gwiazd s ą gwiazdy bardzo bli
sk ie , których odległość je s t rzędu kilkudziesięciu parseków (jak to widać
z podanych w tabelach wartości paralaks). Innym argumentem mógłby być
fakt, źe gwiazda
aCar (typ widmowy FO, paralaksa 0".018) tego deficytu
w ultrafiolecie nie wykazuje (por. rys. 3). Ponieważ różnica typu widmowego
nie ma istotnego wpływu na rozpatrywany tu stosunek absorpcji w ultrafiole
cie i
częściwidzialnęj, podważałoby to też przypuszczenie o wpływie ośrod
ka między gwiazdowego na omawiane zjaw isko.
Aby uzyskać pewne kryterium rozstrzygające w odniesieniu do roli, jaką
odgrywałby w tym zagadnieniu, ośrodek rriiędzygwiazdowy, trzeba by ze sta
wić dane teoretyczne i obserwacyjne dla gwiazd o różnych nadwyżkach barwy,
w szczególn ości i dla silnie poczerwienionych. Gdyby okazało s ię , że o sła
bienie w ultrafiolecie je st proporcjonalne do nadwyżek barwy, byłoby to argu
mentem na korzyść wpływu ośrodka między gwiazdowe go. Można w tym miejscu
zwrócić uwagę, że wymieniona w tabeli 2 gwiazda
tx*Orionis o najw iększej,
obserwowanej nadwyżce barwy (jej paralaksa nie je st znana), wykazuje jedno
cześnie największy niedomiar w ultrafiolecie; je s t to jednak tylko jeden
przypadek, ponadto różnice s ą zbyt małe, aby można było wyciągnąć stąd
jak iś wniosek.
Na koniec wypada w tym miejscu je sz cz e nadmienić, że obserwowane osła
bienie ultrafioletowego promieniowania gwiazd na pewno nie ma swego źródła
w górnych warstwach atmosfery ziem skiej (obserwacje wykonywane były na
wysokościach od 150 do 200 km). Można by tu podać ten prosty argument, że —
gdyby tak było — musielibyśmy obserwować osłabienie i w ultrafioletowej
c z ę śc i widma Słońca — a tego nie stwierdza się (o widmie Słońca w ultra
fiolecie je s t mowa w artykule J a r z ę b o w s k i e g o , 1964 — zamieszczonym
w „Postępach Astronomii” ).
*
Przytoczone rozważania w'ykazują, iż stwierdzona obserwacyjnie niska
wartość strumienia promieniowania poniżej A 2400 A może nie mieć żadnego
związku z obecnością ośrodka absorbującego na drodze: gwiazda — obserwa
tor. Jeżeli tak, to przyczyny należałoby szukać w sam ej gw ieżdzie, ewentual
nie w bezpośrednim jej otoczeniu.
b) Wpływ linii absorpcyjnych (“ blanketing effect” )
Można by przypuszczać, że obniżenie strumienia promieniowania w ultra
fiolecie mogłoby być wywołane obecnością silnych linii absorpcyjnych w tym
rejonie widma (obliczenia S t r S m g r e n a nie uwzględniały wpływu linii).
Jako ilustracją tego zagadnienia moglibyśmy tu podać np. rejon około granicy
serii Balmera (A 3646 A), gdzie zachodzące na siebie linie absorpcyjne znacz
nie obniżają poziom widma ciągłego.
Problem ultrafioletow ego promieniowania gw iazd
165
Obliczenie wpływu linii absorpcyjnych na poziom widma ciągłego (tzw.
“ blanketing effect” ) je s t problemem niezupełnie jeszcze rozpracowanym
z teoretycznego punktu widzenia. W naszym przypadku, gdy chodzi o omawianą
ultrafioletową część widma, dochodzi jeszcze ta trudność, że dotychczas
jeszcze nie można było obserwować linii — a więc danych obserwacyjnych
nie ma.
Zasadniczym pytaniem, jakie trzeba na wstępie postawić, je s t pytanie,
czy będziemy tu w ogóle mieli do czynienia z liniami absorpcyjnymi? Wiado
mo bowiem, że np. w widmie Słońca w rejonie A 2000 — 1500 A linie widmowe
prawie nie występują, natomiast poniżej A 1500 A występują już tylko w emisji.
Nie trudno jednak wykazać, że w gwiazdach wczesnych typów widmowych
będzie inaczej. Ilość energii emitowanej przez gwiazdy typu B w rejonie np.
A 2000
\
je s t tego samego rzędu, co w dziedzinie widzialnej około A 4000 A;
tenże stosunek w przypadku Słońca wynosi natomiast 1 : 100 ( J a r z ę b o w s k i ,
1964). Niewątpliwie więc w gwiazdach typu B, odwrotnie niż w przypadku
Słońca, promieniowanie całego zakresu ultrafioletu pochodzi z warstw atmo
sfery, w których temperatura maleje na zewnątrz. Jeżeli tak, to linie widmowe
będą występowały w absorpcji.
Teoretyczne wartości szerokości równoważnych linii absorpcyjnych w ultra
fiolecie obliczyli po raz pierwszy G a u s t a d i S p i t z e r (1961). Wykonywali
oni obliczenia dla gwiazdy typu B2 dla rejonu widma od 3000 do 912
X.
Osza
cowania autorów wykazały, że wpływ linii, które powinny głównie występo
wać w dalekim ultrafiolecie, mógłby obniżyć tam strumień promieniowania
o około 30%.
Podobne wyniki uzyskał ostatnio Mo r t o n (1964), obliczając szerokości
równoważne i profile szeregu linii w ultrafiolecie do A 912 A. Na rys. 5 wi
dzimy wybrany z pracy M o r t o n a wycinek widma A 1280—1420 A , na którym
widać przewidywane w tym rejonie profile linii absorpcyjnych. Przedstawili
śmy tu celowo ten właśnie zakres długości fal, gdyż mamy na nim rejon czu
łości spektralnej omawianego fotometru Byrama, Chubba i Friedmana, reje
strującego około A 1314 X (por. rys. 1). Jak widać, w rejonie widma, w którym
wykonywano pomiary, przewiduje się obecność linii absorpcyjnych Silił i CU.
Zmniejszenie strumienia promieniowania, wywołane obecnością tych linii,
nie
p r z e k r a c z a20%; je s t to niewiele w porównaniu z wielkością stwierdza
nego niedoboru w tym rejonie widma. Co się natomiast tyczy omawianych
również przez nas rejonów widma A 1427 A i A 2120
A,
to tam nie przewi
duje się obecności żadnych silniejszych linii absorpcyjnych.
Przy omawianiu wpływu linii absorpcyjnych trzeba zwrócić uwagę i na
inny jeszcze aspekt tego zagadnienia. Chodzi o to, iz — zgodnie z dotych
czas przyjętym sposobem interpretacji tego zjawiska — promieniowanie za
absorbowane w linii powinno być reemitowane w innych długościach fali.
Innymi słowy, należy oczekiwać wzrostu strumienia promieniowania w tych
166 T. Jarzębowski
rejonach widma, gdzie nie ma lin ii. Obliczeniom tym poświęcona jest praca A v r e t t a i S t r o m a (1964). Na rys. 6 przedstawiliśmy uzyskany przez auto rów teoretyczny przebieg widma ciągłego dla gwiazdy typu B2,
uwzględnia-Rys. 5. Przewidywane teoretycznie profile lin ii absorpcyjnych dla gwiazdy typu B2 w rejonie widma A 1280—1420 A. L in ia przerywana odpowiada przebiegowi widma
ciągłego
jący obecność lin ii wodorowych serii Lymana. Jak widać, w miejscach, gdzie nie ma lin ii, przewidywany teoretycznie przebieg widma ciągłego byłby trochę
Rys. 6. L in ia c iąg ła przedstawia przewidywany teoretycznie przebieg widma ciągłego w gw ieździe typu B2, gdy uwzględnia sig obecność lin ii absorpcyjnych serii Lymana.
L in ia przerywana _ tenże przebieg bez uwzględnienia wpływu lin ii
wyższy. Wynikałby stąd zaskakujący z lekka wniosek, że w rejonach widma, w których nie byłoby lin ii, wpływ lin ii z innych rejonów jeszcze powiększałby omawianą przez nas niezgodność teorii i obserwacji.
W najbliższych latach przewidziane jest przeprowadzenie eksperymentów rakietowych ze spektrografami o zdolności rozdzielczej około 1 A. Wkrótce otrzymamy więc dane obserwacyjne o liniach widmowych w ultrafiolecie — no, i chyba wówczas problem zostanie rozstrzygnięty.
Problem ultrafioletowego promieniowania gw iazd
167
c) Wpływ molekuł H a
Na koniec wspomnijmy j e s z c z e pokrótce o d o ść oryginalnej myśli w ysuw a nej przez M e i n e l a (1963). Zw raca on uwagę, że w gwiazdach typu B krzywa obserwowanego rozkładu promieniowania w ultrafioletow ej c z ę ś c i widma przy pomina odpowiednią krzywą e m isji molekuły Ha. Maksimum em isji tych molekuł przypada bowiem w rejonie około A 2500 A , co zgadza s ię d ość dobrze z o b ser wowanym maksimum w gwiazdach typu B, w ystępującym około A 2400 X (por. r y s . 2). F a k t te n ew entualnie sugerow ałby, że w gwiazdach tych em isja mole
kularna mogłaby wpływać na poziom widma c iąg łeg o w ultrafio lecie — cz e g o n ie uwzględniano w o b lic z e n ia ch modeli atm osfer. Należy tu jednak pod k reślić, że ten ewentualny wpływ m olekuł nie tłum aczyłby obserwowanego deficytu; tłumaczyłby on tylko obecność maksimum w rejonie widma około A 2400 A. Aby z a ś je d n o c z e śn ie w yjaśnić i omawiany tu deficyt, trzeba by przyjąć dla tych gwiazd znacznie n i ż s z ą tem peraturę, z czym trudno byłoby pogodzić s i ę . In n ą j e s z c z e trudność stanow iłby problem o b e c n o ś c i m olekuł w atmosferach tych gorących gw iazd.
5. WNIOSKI
Na zakończenie zastanówmy s i ę , jakie w nioski należałoby-w ysnuć z faktu, gdyby te n „u ltrafio leto w y d e f ic y t” n a le ż a ło przypisać samym gwiazdom. Mówiąc innymi słow y — jakie konsekw encje dla astro fizy k i pociągałby za s o b ą fakt, że w n adfiolecie gwiazdy w y sy ła ją mniej prom ieniowania, niż d o ty ch czas p rz y p u sz c z aliś m y .
N iezgodność teorii i o bserw acji zaczyna s ię około A 2400 A . Oznaczmy p rzez ^0-2400 o b lic z o n ą z wzoru P l a n c k a ilo ść energii, emitowaną przez c ia ło o danej tem peraturze w z a k re sie d łu g o ści fal od 0 do 2400 A. J e ż e li p rz e z F oznaczymy p o z o s ta łą długofalową c z ę ś ć promieniowania a p rz e z
2 4 0 0 . » # •
^0-°° całkowity strum ień promieniowania (określony wzorem 7), to o c z y w iśc ie :
r TT . i F . (8)
^0-°° = 0-2400 ł 2400-°°
D la p ro stsz e g o p rzed staw ien ia wprowadźmy ponadto ozn aczen ie:
%
=/r° - 2400
_ (q)FO-oo
W gw iazdach typu B obserwowane w arto ści ^0-2400 niniejsze od te o re tycznych; z omawianych tu np. o b liczeń S t r o m g r e n a wynika, że dla A 1314 A w ystępuje obniżenie o czynnik 4, dla fal d łu ż sz y c h ono s ię z m n ie js z a . P r z y j mijmy przykładowo, że w całym zak resie widma od 0 do 2400 A występuje
168 T. Jarzębowski
obniżenie strumienia promieniowania o czynnik 3. Zamiast teoretycznej rów ności (8) napiszemy więc:
^"obserw rj ^ 0 - 2 4 0 0 ^ 2 4 0 0 - ° ° ' ( 10)
Podstawiając tutaj wynikające z (8) i (9) wyrażenia na /,’ o-2400 » ^2 4 0 0 - °°»
otrzymamy
obserw ( 11)
Czynnik 1 — — K określa osłabienie emitowanego przez gwiazdę całkowitego
O
strumienia promieniowania, wynikające ze zmniejszonej emisji w ultrafiolecie. Wartości tego czynnika, oraz wartości obliczonego z wzoru Plancka stosunku K,
podane są w zależności od temperatuiy w tabeli 4. T a b e l a 4 T K - F 0-2400 F 0-00 5 000° 0.002 0.999 10 000 0.14 0.91 15 000 0.40 0.73 20 000 0.61 0.59 30 000 0.81 0.46 50 000 0.94 0.37
ja k widać z występujący cli w tabeli liczb, dla gwiazd chłodnych teoretycz ny ud ział promieniowania krótkofalowego w emisji energii (czynnik K) jest nieznaczny. Stąd ewentualne zmiany w em isji krótkofalowej nic o d b iją się
2
prawie zupełnie na świeceniu gwiazdy (czynnik ] - K b liski jedności). i)
Dla gwiazd gorących sytuacja jest odwrotna. Na przykład w gwieździe typu O,' której przypisywalibyśmy temperaturę 30 000°, 81% energii miałoby być emito wane pod postacią promieniowania krótkofalowego o A < 2400 A. Jeżeli w rze czyw istości gwiazda emitowałaby go, jak tu przyjęto, 3-krotnie mniej, po ciągałoby to za sobą zmniejszenie całkowitego strumienia promieniowania
2
gwiazdy o przeszło połowę (czynnik 1 — — K = 0.46). Gdyby tak było, zacho-O
dziłaby konieczność wprowadzenia szeregu poprawek w niektórych działach astrofizyki. Przykładowo wymienimy tu kilka problemów.
P roblem u ltra fio le to w e g o prom ieniowania g w ia zd
169
1) Temperatury efektywne gwiazd wczesnych typów widmowych wymaga
łyby pewnej korekty. Poprawka nie będzie tu zbyt wielka, gdyż temperatura
j e s t proporcjonalna do pierwiastka czwartego stopnia z energii (obliczamy ją
ze wzoru Stefana
E - a TĄ).
Stąd, przyjmując np. obniżenie całkowitego stru
mienia promieniowania gwiazdy o 50%, odpowiedni mnożnik dla temperatury
wyniesie 0.84. Gwieżdzie, której przypisywano temperaturę 30 000 °, trzeba
by zatem przypisać temperaturę 25 000°.
2) Granice obszarów neutralnego i zjonizowanego wodoru (obszary HI
i HID uległyby pewnym przesunięciom: zmiany te byłyby też chyba niewiel
kie. Wysuwanie wniosku na ten temat je s t jednak je sz c z e trochę przedwcze
s n e . Jonizacja wodoru w ośrodku między gwiazdowym zachodzić może pod
wpływem promieniowania o falach krótszych od 912 A (tylko takie promienio
wanie może zjonizować wodór z poziomu podstawowego). Promieniowanie
gwiazd z tego- zakresu widma nie było je s z c z e obserwowane.
3) Uległyby odpowiednim zmianom poprawki bolometryczne.
4) Zmiany stopnia jonizacji w atmosferach gwiazd pociągałyby za sobą
poprawki współczynników absorpcji.
5) Etapy ewolucji gwia*d wczesnych typów widmowych ulegałyby wydłu
żeniu, gdyż 'ilość wypromieniowanej energii byłaby mniejsza niż zakładano
dotychczas. Tu poprawki mogą być większe, gdyż byłyby proporcjonalne do
zmian całkowitego strumienia promieniowania danej gwiazdy.
Ogólnie trzeba jednak stwierdzić, iż — jeżeli okazałoby s ię , że obserwo
wany deficyt w ultrafiolecie ma swe źródło w samej gwieździe — wynikająca
stąd korekta danych astrofizycznych nie będzie tak wielka, jak to przypu
szc zan o na podstawie wstępnych wcześniejszych oszacowań ( S t e c h e r
i M i l l i g a n , 1962 a; G r z ę d z i e l s k i , 1963).
L I T E R A T U R A A v r e t t E .H ., S t r o m S .E ., 1964, A n n . d ’A p ., 27, 781. B y r a m E . T . , C h u b b T .A ., F r i e d m a n 11., 1961, Memoires 8° d e la S ocie te R oyale d e L t ó g e , 4, 469. B y r a m E . T . , C h u b b T . A . , F r i e d m a n H. , K u p e r i a n J . E . , 1957, A .J ., 62, 9. C a n a v a g g i a R. , P e c k e r J . C . , 1953, Ann.^d’Ap., 16, 47. C h u b b T .A ., B y r a m E . T . , 1963, A p .J., 1 3 8 ,6 1 7 . C o d e A.D., 1960 Stara and S te l la r S y s t e m s , tom 6, s t r . 83. G a u s t a d J . E . , S p i t z e r L ., 1961, A p . J . , 1 3 4 , 7 7 1 . G r z ę d z i e l s k i S., 1963, „ P o s t ę p y Astronom ii” , 11, 179. G u l l e d g e I.S., P a c k e r D.M., 1963, A .J ., 6 8 , 5 3 7 .H e d d l e D.W.O., 1Q64, Ann. d ’Ap„ 27,800.
H o y l e F. , W i c k r a m a s i n g h e N .C., 1963, M .N ., 1 2 6 , 4 0 1 . J a r z g b o w s k i T ., 1964, „ P o s t ę p y Astronomii” , 12, 225.
K u p e r i a n J . E . , B o g g e s J .A ., M i l l i g a n J . E ., 1958, A p . J , 128, 453. M e i n e l A .B ., 1963, A p . J , 1 3 7 ,3 2 1 .
170
T. JarzębowskiM o r t o n D .C ., 1964, Ann. d ’ A p., 27, 797.
S t e c h e r T .P ., M i l l i g a n J . E . , 1962, A p .J ., 136, 1. S t e e l i e r T .P ., M i l l i g a n J . E ., 1962 a , Ann. d ’ Ap., 25, 268. S t r o m g r e n B ., 1963, Quarterly Journal R o y al A stron . S o e ., 4 . 11 . S t r o m g r e n B ., 1964, R eview s of Modem P h y sic s, 36, 532. U n d e r h i l l A .B ., 1957, P u b .D o m .O b s. V ictoria, 10, 357.
GWIAZDY NOWE I U GEM IN O RU M B O H D A N P A C Z Y Ń S K I
3BE3Abl HOBblE M U BJ1H3HEU,0B B . I l aqMHbCKM
Co f l e p > K a H M e
B CTaTbe B K p a m e ormcaHbi aaHHbie H a S ju o a e H u fi, O T H o c n m H e c a k Bcnbiiu-
KaM 3Be3fl HOBbIX H THIia U BjIM3HeiI0B. McCJieAOBaHbl B03M0)KHbie MexaHM3Mbl BCnblUieK, CBfl3aHHbie C flBOfóCTBeHHOCTbK) 3TMX 3 B e 3 A .
NOVAE AND U GEMINORUM STARS S u m m a r y
Observational data related with outbursts of novae and U Geminorum type stars are briefly described. The possible mechanisms of outbursts related to the binary nature of these stars are discussed.
Cechą charakterystyczną gwiazd nowych s ą ich wybuchy. W ciągu paru dni gwiazdy tego typu zwiększają, sw ą jasność? o 10 do 15 wielkości gwiazdo wych. Po tym nagłym wzroście następuje znacznie powolniejszy spadek bla sku. Po upływie roku lub kilku lat gwiazda wraca do swej jasności przed wy buchem. Nagłemu wzrostowi jasności nowej w czasie wybuchu towarzyszy gwałtowna ekspansja zewnętrznej otoczki gwiazdy z prędkością dochodzącą, do kilku tysięcy kilometrów na sekundę. Po upływie kilku lub kilkudziesięciu lat otoczka ta może być obserwowana jako mgławica wokół byłej gwiazdy nowej. Masa otoczki jest oceniana na 10_>—10"4 masy gwiazdy. Obiektami bardzo zbliżonymi do nowych s ą tzw . nowe powrotne. Wybuchy tych gwiazd bardzo przypominają wybuchy gwiazd nowych, zachodzą, jednak w mniejszej skali; amplitudy są w granicach 7 do 9 wielkości gwiazdowych. Kolejne wy buchy następują w odstępie kilkunastu lub kilkudziesięciu lat. Wielkość eksplo
172 B. PaczyAski
danej gwiazdy odstęp czasu, tym większa amplituda zmian blasku. Jeżeli zależność tę ekstrapolować na normalne nowe, to spodziewany odstęp czasu pomiędzy kolejnymi wybuchami takich gwiazd powinien być rzędu kilku ty sięcy lat. Dokładne omówienie danych obserwacyjnych dotyczących gwiazd nowych znaleźć można w książce The Galactic Novae C . P a y n e - G a p o - s c h k i n (1957).
Gwiazdy typu U Geminorum przypominają fotometrycznie gwiazdy nowe, różniąc się jednak znacznie skalą zjaw iska. Amplituda wybuchów leży w gra nicach 2—5 wielkości gwiazdowych, średni odstęp czasu pomiędzy kolejnymi wybuchami zawiera się dla różnych gwiazd w granicach 15—1000 dni. I w tym wypadku mamy zależność; amplituda — „okres” . Często wysuwano hipotezę, że zarówno gwiazdy nowe, jak i gwiazdy typu U Geminorum s ą podobnymi obiektami, że mamy tu do czynienia z podobnymi procesami, lecz zacho dzącymi w różnej sk ali. Położenie obu typów gwiazd na diagramie Ił—R na lewo i poniżej ciągu głównego sugerowało, że s ą to obiekty na dalekim etapie ewolucji, być może stanowiące stadium pośrednie pomiędzy „zwykłym i” gwiazdami i białymi karłami. Szczególnie kuszące wydawało się przypuszcze nie, że gwiazda o masie większej od maksymalnej możliwej masy białego karła (1.26 masy Słońca) traci nadwyżkę masy będąc w stadium gwiazdy no wej. Obecnie nie wydaje się , aby istotnie w ten sposób przebiegała ewolucja typowej gwiazdy. Nie wdając się w dokładniejsze rozważania, należy tu nad m ienić, że o ile w przypadku gwiazd nowych i nowych powrotnych obserwujemy wyrzut materii w czasie wybuchu, to w przypadku gwiazd typu U Geminorum brak jest jakichkolwiek danych obserwacyjnych świadczących o takim pro cesie. Obserwacje widmowe tych gwiazd w czasie ich rozjaśnienia i potem, gdy jasność opada nie wykazują istnienia jakiejkolwiek ekspandującej otoczki. Fakt ten może św iadczyć, że zjawiska zachodzące w obiektach tych dwu typów mają zupełnie in n ą naturę.
W ciągu ostatnich kilkunastu lat dane obserwacyjne o naturze gwiazd nowych i U Geminorum radykalnie zmieniły pierwotne wyobrażenia o tych gwiazdach. Głównie dzięki pracom W a l k e r a (1954), J o y a (1956) i K r a f t a (1962, 1964) stało się jasne, że wszystkie obiekty tego typu są ciasnymi ukła dami podwójnymi. Z reguły większy geometrycznie, ale chłodniejszy składnik wypełnia tzw . powierzchnię Roche’a i materia wypływa z niego poprzez oto czenie wewnętrznego punktu Lagrange’a (L j). Materia ta częściowo opada bezpośrednio na powierzchnię drugiego składnika, częściowo zaś formuje w okół niego pierścień rozrzedzonego gazu, wysyłający silne linie emisyjne wodoru, zjonizowanego wapnia i helu. Drugi składnik jest małą (geometrycznie) i gorącą gwiazdą. Powszechnie przypuszcza się , że znajduje się on w stadium zbliżonym do białego karła. Widmo tego składnika obserwowane jest jedynie w układzie WZ Sge ( K r z e m i ń s k i i K r a f t , 1964) i istotnie w tym przy padku wykazuje istnienie bardzo rozmytych lin ii absorpcyjnych wodoru,
cha-G wiazdy nowe i U cha-Geminorum 173
ra k te ry sty c z n y c h d la b iały ch karłów . W innych u k ład ach b ezp o śred n io nie o bserw uje s ig widma teg o sk ła d n ik a . T a k w ięc typow e widmo gw iazdy now ej, bądź U Geminorum, w minimum b la sk u c h a ra k tery zu je s ię istn ie n ie m bardzo siln y c h lin ii em isyjnych p o chodzących z p ie rś c ie n ia gazow ego, kontinuum o dpow iadającego m ałej g o rącej g w ieźd zie oraz c z ę s to w ystępow aniem lin ii a b so rp cy jn y ch p o chodzących od sk ła d n ik a późnego typu widmowego.
J e s z c z e przed stw ie rd zen iem , że om awiane gw iazdy s ą ciasn y m i układam i podw ójnym i, w ysunięto s z e re g h ip o tez s ta ra ją c y c h s ię w y ja śn ić fizy czn e przy czyny w ybuchów . N iew ątpliw ie n a jb a rd z ie j p e łn ą i z a d o w a la ją c ą te o r ią była te o ria p odana p rze z S c h a t z m a n a (1951). S c h a t z m a n zw rócił uw agę na fa k t, że w miarg w y p ala n ia sig wodoru w ją d rz e gw iazdy re a k c je jądrow e prze n o s z ą sig sto p n io w o do co raz b ard ziej zew nętrznych w arstw . Z ch w ilą, gdy p rodukcja e n e rg ii z a c z n ie z a c h o d z ić d o s ta te c z n ie b lisk o p o w ierz ch n i, gw iazd a s ta n ie sig w ibracyjnie n ie s ta b iln a i, zdaniem S c h a t z m a n a , może n a s tą p ić w ybuch. Is to tn ie , wyobraźmy so b ie co n a s tą p i, je ż e li gw iazd a n ieco od c h y li sig od sta n u rów now agi — pow iedzm y, z o sta n ie n ieco s p rę ż o n a . W zrośnie w ó w czas n ie c o tem p era tu ra, g ę s to ś ć i c iś n ie n ie we w nętrzu i gw iazd a w ykaże te n d e n c ję do ro z p rę ż en ia s ig . Na sk u te k tłu m ie n ia , p u ls a c je ta k ie po jakim ś c z a s ie pow inny z a n ik n ą ć , o ile nie b ęd zie is tn ia ł m echanizm podtrzym ujący je . ,O tóż re a k c je jądrow e m ogą być w niektórych w ypadkach takim m echanizm em . Gdy g w iazd a j e s t n ie c o sp rg ż o n a , re a k c je jądrow e b ę d ą p rz e b ie g a ły nieco s z y b c ie j na s k u te k p o d n ie sio n e j tem peratury (i g ę s to ś c i). W ydzieli s ię dodat
kowa ilo ść e n e rg ii i dodatkow o w zrośnie tem p eratu ra i c iś n ie n ie .
T a k w igc re a k c je jądrow e b ę d ą w ykazyw ały te n d e n c ją do p o w ięk szan ia nadw yżki c iś n ie n ia , gdy g w iazd a b ęd zie n ie c o sp rę ż o n a — i podobnie b ę d ą p o w ięk szały niedom iar c iś n ie n ia w ro zp rężo n ej g w ie ź d z ie , tym samym d ą żąc do z w ię k sz e n ia am plitudy p u ls a c ji. W norm alnych g w iazdach ciągu głów nego m echanizm te n nie pobudza gw iazd do p u ls a c ji, poniew aż re a k c je jądrowe z a c h o d z ą w p o b liżu centrum g w iazdy, gdzie am p litu d a ew en tu aln y ch p u ls a c ji j e s t bardzo m ała, n ato m iast o to c z k a tych gw iazd s iln ie tłum i p u lą a c je . \ w ła ś n ie w o to c zce am p litu d a p u ls a c ji j e s t d u ż a . D latego te ż re a k c je jądrow e m ogą spow odow ać n ie s ta b iln o ś ć w ib racy jn ą gw iazdy jed y n ie w tym w ypadku, je ż e li z a c h o d z ą b lisk o p o w ierzch n i. P o n a d to re a k c je te powinny z a c h o d z ić d o s ta te c z n ie sz y b k o , aby tem po w y d ziela n ia energii mogło s ię d o sto so w ać do chw ilo wych w arunków w różnych faz a c h cyklu p u lsa c y jn e g o . R ów nież re a k c je , o których mowa powinny być d o sta te c z n ie czu łe na zm iany tem peratury czy c iś n ie n ia . Z daniem S c h a t z m a n a re a k c ja 3Ile + *He -* 4He + l łl + lH s p e łn ia p o w y ższe w arunki. Aby wybuch mógł n a s tą p ić , k o n c e n tra c ja 3He pow inna byc d o s ta te c z n ie d u ż a . W wyniku r e a k c ji proton—proton k o n c e n tracja teg o izotopu w z ra s ta . Gdy o sią g n ie ona pew ną w arto ść k ry ty czn ą n a stą p i wybuch i z n a c z na c z g ść łHe z o sta n ie z u ż y ta . N a stę p n ie trz e b a będzie c z e k a ć pew ien okres c z a s u , aby w wyniku re a k c ji proton—proton zaw a rto ść JHe przek ro c zy ła
po-174 B . Paczyński
nownie wartość krytyczną i aby nastąpił kolejny wybuch. Tak więc teoria S c h a t z m a n a zdawała sprawę z powtarzalności wybuchów. Co więcej, Sc h a t z m a n oszacow ał stosunek ilo ści energii wyzwolonej w czasie wy buchu do ilo ści energii wypromieniowanej pomiędzy wybuchami. Z u c k e r - m a n n (1954) stw ierdziła, że dla gwiazd nowych powrotnych i U Geminorum obserwowane wartości tego stosunku zgadzają się z przewidzianymi teore tycznie.
Gdy obserwacje wykazały, że nowe i gwiazdy U Geminorum są podwójne, S c h a t z m a n (1958) zasugerował, że ewentualne pulsacje nowej mogłyby być silnie wzmacniane w wypadku rezonansu pomiędzy okresem orbitalnym i długookresowymi pulsacjam i nieradialnymi.
K r a f t (1963) zasugerował inną, bardzo atrakcyjną hipotezg. Zw rócił on uwagę na fakt wypływu materii z chłodnego składnika układu gwiazdy nowej. Materia ta opada bezpośrednio lub pośrednio na powierzchnię małego, gorącego składnika. Je że li składnik ten jest tworem zbliżonym do białego karła, a na to w skazują obserwacje, to wnętrze jego powinno być pozbawione wodoru i zdegenerowane. Tymczasem na powierzchnię opada materia bogata w wodór, jak świadczy o tym silne linie emisyjne tego pierwiastka obserwowane w wid mach wszystkich gwiazd nowych w minimum blasku. Materia bogata w wodór zacznie tworzyć coraz grubszą otoczkę, której podstawa będzie stopniowo wciskana do warstw coraz głębszych i gorętszych i po pewnym czasie powinna dotrzeć do warstwy materii zdegenerowanej. Jeżeli wodór w otoczce zapali się już po osiągnięciu warstwy zdegenerowanej, to wydzielaniu s ią energii i wzrostowi temperatury nie będzie towarzyszył wzrost ciśnienia powodujący rozprężenie i ochłodzenie gwiazdy, ponieważ w gazie zdegenerowanym ciśnie nie nie zależy od temperatury. Tak więc początkowy wzrost temperatury spo wodowałby dalsze, wzmożone wydzielanie energii w procesie spalania wodoru i dalszy wzrost temperatury. K r a f t sąd z ił, że w ten sposób w krótkim czasie mogłaby zostać, wydzielona znaczna ilość energii, a zatem mógłby nastąpić wybuch gwiazdy nowej.
Problemem akrecji materii bogatej w wodór przez pozbawionego wodoru białego karła zajmował się M e s t e l (1952). Ze względu na wysokie prze wodnictwo termiczne materii zdegenerowanej M e s t e l był zdania, że proces spalania wodoru będzie ogrzewał całe jądro i gdy wybuch nastąpi, będzie on w skali gwiazdy supernowej, a nie nowej. Z tego względu K r a f t (19fi4) doszedł do wniosku, że sugerowany przez niego mechanizm jest niewłaściwy. Należy jednak zwrócić uwagę na to, że M e s t e l oszacowywał przebieg całego procesu w sposób niesłychanie przybliżony i jego konkluzje o skali zjawiska s ^ najzupełniej nieuzasadnione. Wydaje się prawdopodobne, że wybuch w ogóle nie bgdzie mógł nastąpić ze względu na oddegenerowanie warstw ze.wnętrz- nych, w których zachodzić będzie spalanie wodoru w stosunkowo krótkim czasie, nim nastąpi wydzielenie energii dostatecznie duże, aby wywołać
G w ia zd y now e i U Geminorura 175
w ybuch. Aby w yciągnąć ja k ie ś definityw ne w nioski konieczne j e s t uprzednie p o lic z e n ie se k w e n c ji ew olucyjnej modeli b iałeg o k arła , n a którego pow ierzch n ią opada m ateria b o g ata w wodór. W każdym ra z ie w ydaje s i ę , że zw rócenie p rz e z K r a f t a uw agi n a fakt ak recji wodoru p rzez gorący sk ła d n ik w u k ła d zie gw iazdy now ej j e s t n iezw ykle c e n n e .
M echanizm w ybuchu proponowany przez S c h a t z m a n a może św ie tn ie p aso w ać do modelu sugerow anego p rze z K r a f t a . Is to tn ie , w białym karle z o to c z k ą , wodorowa p rodukcja en erg ii jądrow ej zach o d zi b lisk o pow ierzch n i. T a k w ię c , gdy tylko grubość o to c zk i b o g atej w wodór b ęd z ie d o s ta te c z nie du ża, aby u je j podstaw y tem peratura b y ła d o sta te c z n ie w ysoka, w ów czas w wyniku re a k c ji proton—proton k o n cen tra cja JHe będzie w z ra s ta ć . Gdy kon c e n tra c ja ta przekroczy w a rto ś ć k ry ty czn ą, n a stą p i w ybuch. P oniew aż na p ow ierzchnię gw iazdy b ez przerw y opad a wodór w ypływ ający z drugiego sk ła d n ik a , po jak im ś c z a s ie n a s tą p ią w arunki pow odujące kolejny wybuch. T a k w ięc kom binacja teo rii K r a f t a i S c h a t z m a n a zd aje s ię dobrze pa
so w ać do obserw ow anej rz e c z y w is to ś c i.
I s tn ie je je s z c z e jeden p ro c e s, który w p o łączen iu z su g ero w an ą p rz e i K r a f t a a k re c ją m aterii mógłby być może w yjaśnić w ybuchy. B a h c a l l i Wo l f (1964) b a d a li o sta tn io p o sz c z e g ó ln e etapy cyklu proton—proton w przy padku w ysokich g ę s to ś c i i n is k ic h tem peratur. O kazuje s i ę , że re a k c ja 3H’e + e — > v + *H’ j e s t niezw ykle czu ła n a g ę s to ś ć m ate rii. D la g ę s to ś c i b lisk ic h 2 .1 0 4 gramów n a centym etr s z e ś c ie n n y tempo te j re a k c ji proporcjonal ne j e s t do trz y d z ie s te j p otęgi g ę s to ś c i. B a h c a l l i W o l f s ą z d a n ia , że w pewnych w arunkach w te n sp o só b mogłyby być w ydzielone bardzo znaczn e ilo ś c i e n e rg ii. W ymieniona re a k c ja spow odow ałaby gwałtowny w zro st tem pe ra tu ry , który z k o le i spow odow ałby nowe re a k c je jądrow e i d a ls z y w zrost tem peratury. Wydaje s i ę , że w łaśn ie takie sp rz y ja ją c e warunki is tn ie ją w wy padku modelu gw iazdy now ej sugerowanym przez K r a f t a . Z c h w ilą, gdy grubość b o g atej w wodór o to cz k i będzie d o sta te c z n ie duża i u je j podstaw y g ę s to ś ć o sią g n ie w arto ść b lis k ą 2.10* g /c m J, re a k c ja B a h c a l l a i W o l f a mogłaby spow odow ać w ybuch.
Trudno j e s t w te j chw ili podać ja k iś konkretny p ro c es fiz y c z n y , który byłby b e zp o śre d n ią p rz y czy n ą wybuchu gwiazdy now ej. Wydaje s ię jed n ak , ż e is tn ie je w iele m ożliwych p ro cesó w , które w p o łączen iu z a k re c ją m aterii b o g atej w wodór p rz ez pozbaw ionego wodoru b ia łeg o karła mogłyby doprow a d z ić do w ybuchu. W spólną c ec h ą tych procesów j e s t to , że w arunki sp rz y ja ją c e zw iązan e s ą b ezp o śred n io lub p o śred n io z o sią g n ię c ie m p rzez pod staw ^ o to c z k i bogatej w wodór p ew nej, b liż e j n ie o k re ślo n e j tem peratury kry ty c z n e j lub g ę s to ś c i k ry ty czn ej.
Zastanów m y s i ę , ja k a m usi być m asa o to c z k i, aby te krytyczne warunki u podstaw y z o sta ły o s ią g n ię te . Z ałóżm y, że m asa o to c z k i j e s t dużo m n ie jsz a od m asy c a łe j gw iazdy, co j e s t na pewno praw dą. Załóżmy d a le j, że w o toczce
176 B . Pacz y fis ki
nie zachodzi produkcja energii, co nie je s t na pewno spełnione w pobliżu podstawy tej otoczk i. Przy ty cli założeniach przyjm ując dodatkowo, że transport energii w otoczce zachodzi na drodze prom ienistej, możemy analitycznie scałk ow aó równania budowy wewnętrznej w pobliżu powierzchni gwiazdy. Otrzymamy przebieg g ę sto śc i i temperatury jako funkcją głębokości pod po w ierzchnią gwiazdy. Otrzymamy również zale żn o ść masy zewnętrznej warstwy gwiazdy od grubości tej warstw y. Wobec tego będziemy m ogli podać przebieg temperatury i g ę s to śc i u podstawy otoczki jako funkcją masy tej otoczki. Oznaczmy temperaturę u podstawy otoczki przez T, g ę s to ść przez p. Niech YTC* ozn acza m asę gwiazdy w jednostkach Sło ń ca, R * promień gwiazdy w jedno stkach promienia sło ń c a, z a ś AlTC* m asę otoczki w jednostkach m asy sło ń c a. JWboj ozn acza ja sn o ść bolom etryczną gwiazdy nowej w minimum b la sk u . Mamy wtedy n astęp u jące relacje pomiędzy tem peraturą i g ę s to śc ią u podstawy bo g atej w wodór otoczk i a m a są tej otoczki:
log T = 6.75 + 0 .1 2 logW * - 0 .9 4 log R * - 0.05 Mhol + 0.24 log ATlt* (1) lo g p = 0 .0 6 + 0.PP logW * - 3 . 0 6 l o g / ? * + 0 .0 5 Mho\ + 0 .7 6 log A TC* (2) Pow yższe re la cje zostały u zyskan e, przyjmując sk ład chemiczny otoczki taki sam ja k sk ła d chemiczny sło ń c a .
Z re la c ji (1) i (2) wynika, że dla gwiazdy o w ię k sz e j m asie W * i zatem mniejszym promieniu R * (promień gwiazdy zbudowanej w w ię k szo ści z gazu zdegeperowanego je s t m ale ją c ą fu nk cją masy) w ystarczy mniej masywna otocz k a dla uzyskan ia określonej temperatury czy g ę s to śc i u podstaw y. O znacza to, że dla bardziej masywnego białego karła możemy się sp o d ziew ać, że wy buch typu gwiazdy nowej będzie mógł nastąpić na skutek akrecji m niejszej ilo śc i m aterii, niż w przypadku gwiazdy mniej m asyw nej. Możemy s ię zatem sp od ziew ać, że gwiazdy nowe o w iększych m asach powinny wybuchać c z ę śc ie j, niż nowe o m asach m niejszych. Innymi słow y, nowe powrotne powinny być m asyw niejsze od zwykłych nowych.
Oceny mas nowych w oparciu o zmiany prędkości radialnych wywołanych ruchem orbitalnym dostępne s ą dla czterech gw iazd. Okazuje s ię , że istotnie gwiazdy nowe DQ Her (KYt* = 0.12) i GK Per (TTC* = 0.4) s ą mniej masywne od nowych powrotnych WZ Sge (JlfJ* = 0.6) i T CrB (YKl* = 1.9). Dane o m asach s ą nader niepewne i dostępne jedynie dla czterech obiektów , lecz wykazują ten d e n cją, której można by s ię spodziew ać w wypadku, gdyby wybuchy były zw iązane z a k re c ją materii bogatej w wodór. Wprawdzie dla gwiazd nowy cli brak je s t bezpośrednich danych obserw acyjnych św iadczących o tym, który składnik wybucha, lecz wydaje się bardzo prawdopodobne, że czyni to mała,
gorąca gw iazda. —
Inaczej przedstaw ia się spraw a z gwiazdami typu U Geminorum. Jak już była o tym mowa, dane widmowe w sk azu ją, że mamy tu do czynienia z innym
G w i a z d y nowe i U Gerainorum 177
procesem , niż w przypadku gwiazd nowych. W s z c z e g ó l n o ś c i okazuje s i ę , że rozmiary obiektu, który ś w ie c i w c z a s i e maksimum ja s n o ś c i ppkrywają s ię z g rubsza z rozmiarami chłodnego s k ł a d n ik a . Mogłoby to w sk azy w ać, że w zrost temperatury powierzchniowej tego s k ła d n ik a j e s t odpow iedzialny z a o bserw o wane r o z ja ś n ie n ie ca łe g o s y s te m u . O s tatn ie o b serw acje fotometryczne K r z e - m i ń s k i e g o (1964) w ykazują, że ta k j e s t is to tn ie . K r z e m i ń s k i s t w i e r d z i ł , i e sa m a gw iazda U Geminorum j e s t zaćm ieniow a. W c z a s ie całkow itego zaćm ien ia zakrywany j e s t gorący s k ł a d n i k . W c z a s i e „ w y b u c h u ” zaćm ienia stopniow o s t a j ą s ię coraz p ły tsze i w maksimum zupełnie z n ik a ją . Z a n a liz y danych fotometrycznych K r z e m i ń s k i w y cią g n ą ł w n io sek , że w c z a s ie wy buchu gw iazda czerw ona z w ię k s z a niew iele sw e rozmiary i z w ię k s z a bardzo
zn aczn ie temperaturg powierzchniową. P o n ie w a ż gw iazda ta prawdopodobnie w ypełnia powierzchnią R o c h e ’a , zatem w zro st jej rozmiarów musi pociągnąć z a s o b ą wzmożony wpływ materii poprzez otoczenie wewnętrznego punktu L a g ra n g e ’a . Wydaje s i ę zatem prawdopodobne, że w zro st temperatury po w ierzchniow ej wywołany j e s t s p ły n ię c ie m warstw zew nętrznych i o d s ło n ię ciem warstw g łę b sz y c h i g o rę tsz y c h . Otwarty po zo staje problem, d la c z e g o g w iazd a nagle z w ię k s z a choćby n ie c o swe rozmiary, d la c z e g o wypływ materii s t a j e sig w pewnym momencie bardziej gwałtowny niż normalnie.
Problem s t a b i l n o ś c i gwiazdy w y p ełn ia ją c ej pow ierzchnię R o c h e ’a był badany przez M o r t o n a (1960) i S m a k a (1962). Autorzy ci b a d a li, co s ię s t a n i e , j e ż e l i gw iazda na s k u te k ew olucji o s iąg n ie powierzchnię R o c h e ’a i z aczn ie tra c ić materig poprzez otoczenie punktu. L r Na s k u te k przepływu materii z jed n ej gwiazdy do drugiej zmieni sig s to s u n e k mas obu gw iazd, ich okres obiegu i zatem rozmiary orbity. Z tych powodów z m ie n ią sig rozmiary powierzchni R o c h e ’a . Na ogół, je ż e l i tra c i m aterią g w iazda m a sy w n ie jsz a , p ow ierzch n ia R o c h e ’a wokół te j gwiazdy kurczy s i ę . Sama gw iazda na sk u te k utraty zew nętrznej otoczki tra c i równowagę, zarówno h y d ro s ta ty c z n ą , ja k i ter m ic z n ą . Pp c z a s ie rzędu kilku okresów p u ls a c ji od zy sk an a z o sta n ie równowaga h y d ro s ta ty c z n a . J e ż e l i promień gwiazdy po odzyskaniu równowagi h ydrosta t y c z n e j będzie w ięk szy niż promień początkowy (przed ro zp o częciem wypływu m aterii), a j e d n o c z e ś n ie pow ierzchnia R o c h e ’a sk u rczy s i ę , to gwiazda bgdzie j e s z c z e bardziej w ystaw ać p oza powierzchnię R o c h e ’a i wypływ m aterii będzie wzmożony. W takim wypadku wypływ ten byłby n ie s ta b iln y i s k a l a c z a s o w a ta k ie j n i e s t a b iln o ś c i byłaby porównywalna z okresem p u l s a c j i . J e ż e li nato m iast po takim elementarnym pro cesie wypływu gwiazda w ystaw ałaby mniej poza powierzchnig R o c h e ’a , wówczas wypływ byłby w p u lsa c y jn e j s k a l i c z a s u s t a b i l n y . Nie zo sta ła b y jednak o d z y sk a n a równowaga te rm ic z n a . W kelwinow- s k ie j s k a li c z a s u równowaga ta z o s t a ł a b y o d z y s k a n a i gw iazda miałaby ja k iś nowy promień. J e ż e l i po odzy sk an iu równowagi termicznej gw iazda miałaby promień w i g k s z y 'o d początkow ego, to proces wypływu materii byłby n i e s t a bilny w kelwinowskiej s k a li c z a s u . J e ż e l i n aw et po odzyskaniu równowagi termicznej gw iazda miałaby promień m niejszy od początkow ego, to z n aczy ło b y
178 B . Paczyński
to, że wypływ materii powoduje zmniejszanie rozmiarów gwiazdy i że zatem proces wypływu jest stabilny. W takim wypadku wypływ materii następowałby tylko ze względu na ewolucyjne pęcznienie gwiazdy i zachodziłby wobec tego w nuklearnej skali czasu.
W pracach swych M o r t o n i S m a k pokazali, że w rozważanych przez nich wypadkach przepływ materii był niestabilny w kelwinowskiej sk ali czasu. Oczyw iście, taka niestabilność nie inoże' wywołać wybuchu, jest zbyt-po wolna. Zarówno M o r t o n j ak i S m a k rozważali jednak modele gwiazd z otocz kami w równowadze promienistej. Tymczasem chłodne składniki gwiazd typu U Geminorum mają masy porównywalne z masą Słońca i typy widmowe G — K. Gwiazdy takie mają na ogół grube otoczki będące w równowadze konwektyw- nej. Okazuje się , źe je że li przyjmiemy, że proces wypływu jest adiabatyczny, to dla gwiazd z otoczkami w równowadze konwektywnej adiabatycznej proces wypływu materii może być niestabilny w pulsacyjnej sk ali czasu. Wnioseki ten został uzyskany przez autora z dość grubych oszacowań przy szeregu upraszczających założeń. Ukazuje on jednak możliwość wyjaśnienia wybuchów gwiazd typu U Geminorum w sposób zgodny z obserwacjami.
Jak się wydaje, zarówno wybuchy gwiazd nowych, jak i gwiazd typu U Geminorum związane s ą z przepływem materii w ciasnych układach podwój nych. Wybuchy gwiazd nowych wywołane s ą prawdopodobnie akrecją materii bogatej w wodór poprzez gorący składnik układu podwójnego. Wodorowa otocz
ka zwiększa z czasem masę i grubość, temperatura i gęstość u jej podstawy wzrastają. W pewnym momencie rozpoczyna się spalanie wodoru, bądź nastę puje degeneracja. Gdy osiągnięte zostaną pewne krytyczne warunki, następuje wybuch. Nie jest obecnie jasne, jaki konkretnie proces, jaka reakcja jądro wa jest bezpośrednią przyczyną wybuchu. Odpowiedź na to pytanie dadzą dopiero wyniki numerycznych całkowań ewolucyjnego ciągu modeli białego karła, na którego powierzchnię opada materia bogata w wodór. Wybuchy gwiazd U Geminorum s ą prawdopodobnie związane z niestabilnością procesu wypływu materii z chłodnego składnika systemu. W każdym razie dane obserwacyjne w skazują wyraźnie na to, że za wzrost jasności całego systemu odpowie dzialne jest nagłe zwiększenie temperatury powierzchniowej gwiazdy chłod niejszej.
L I T E R A T U R A
B a h c a l l , J .N ., W o lf, R .A ., 1964, A p .J., 139,622. J o y , A .H ., 1956, A p .J., 124, 317.
‘ K ra f t , R .P ., 1962, A p .J ., 135,408.
K r a f t , R .P ., 1963, w Advances in Astronomy and Astrophysics, vol. 2, wyd. Z . Kopal, New York and London: Academic Press, str. 76.
K r a f t , R .P ., 1964, A p .J., 139,457. K r z e m i ń s k i , W., 1964, A .J., 69, 549.
K r z e m i ń s k i , W., K r a f t , R .P ., 1964, A p .J., 140,921. M e s t e l , L ., 19 52,M.N., 112,598.
Gwiazdy nowe i V Geminorum
179
Mo r t o n , D.C., 1960, Ap.J., 132, 146.
P a y n e-G ap os c h k i n, C., 1957, The Galactic Nowae, Amsterdam: North Holland Publishing Co.
S c h a t z m a n , E., 1951, Ann. d’ap., 14,305. S c h a t z m a n , E., 1958, Ann. d ’ap., 21, 1. Sma k , J., 1962, A.A., 12, 28.
Wa l k e r , M.F., 1954, Pub.A JS.P., 66, 230. Z u c k e r m a n n , M.C., 1954, Ann. d’ap., 17,243.
---.
O WIDMACH KOMET A N D R Z E J W O S Z C Z Y K
O CTIEKTPAX KOMETHblX A . B o u i h k
CoflepjKaHwe
8 cTaTbe p a c c M O T p e H b i KOMeTHbiK cneKTp m ero n3MeHeHHJi, c.Bfl3anHbie
C M3M6HeHMeM paCCT OSHM fl KOMeTb] OT C O JIH lja . Iip M B e fle H b l n0J10)KMTeJIbHbie
b o 3 m o > k h o c th , n o jiy u a io u w e c H npw ncn0Jib30B aH M n b k o m b th o K c n e K T p o c K o n m i 6ojibiuow flM c n e p c M n , n p e flC T a B Jie H b i p e 3 y jib T a T b i M ccJieA O B aH w R c n e K T p o B c amc-
nepcMeft o k o jio 18-20 A/mm npoBefleHHbix H am iH aa c 1957 r . b flaJiOMapcKOM 0 6 c e p B a T o p n n m b Haute - Provence fljin HecKOjibKHX nocjieflHM X KOMeT.
SPECTRA O F COMETS S u m m a r y
In the article a comet spectrum and its changes depended on the changes of comet distance from the Sun is described. The advantages of using of the great dispersion in the comet spectroscopy are presented. There are given the results of spectral observations of several latest comets made by the use the dispersion 18—20 j?/mm in the Palomar and Haute Provence observatories since 1957.
5 sierpnia 1864 roku G .B . D o n a t i dokonał we Florencji pierwszej ob serwacji widma komety — obserwował w izualnie widmo komety 1864 II (Tempel). Pierwsze fotografie szczelinowego widma kometarnego zostały uzyskane dla komety 1881 II (Tebbut) 24 czerwca 1881 roku przez dwóch obserwatorów: II. D r a p e r a w Stanach Zjednoczonych i W. H u g g i n a w Inghiltera. Od tego czasu dokonano spektroskępowych obserwacji około 60 komet. Atlas widm kometarnych S w i n g s a i H a s er a, w którym jest zebrany wszelki materiał widmowy uzyskany do roku 1952, zawiera 157 widm szczelinowych i 169 widm bezszczelinowych 36-ciu różnych komet.
