Postępy Astronomii nr 1/1977

Biblioteka Główna UMK Toruń

o

_-k

J

POS TĘP Y

A S T R O N O M I I

C Z A S O P I S M O

P O Ś W I Ę C O N E U P O W S Z E C H N I A N I U

.

W I E D Z Y A S T R O N O M I C Z N E J

PTA

TOM XXV — ZESZYT 1

197?

SPIS TREŚCI

tomu XXV (1977)

ZESZYT 1

A R T Y K U Ł Y

T. K w a s t , Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część I. Teoria tzw. klasyczna ... 3 Z P R A C O W N I 1 O B S E R W A T O R I Ó W

B. K u c h o w i c z , Co dalej z neutrinam i słonecznymi? . . ... 15 B. K u c h o w i c z , Z. S t r u g a l s k i , Informacja astrofizyczna i kosmologiczna wynikająca z

produkcji mezonów tt° w przestrzeni kosmicznej ... ... 21 B. K u c h o w i c z , Zapobieganie osobliwościom w kosmologii Einsteina-Cartana ... 27 Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ... ...'. . 34

K R O N I K A

Stefan Wierzbiński (P. R y b k a ) ... ... 35 J. H a n a s z , Astronomia w podczerwieni i zakresie submilimetrowym, Sympozjum w Filadelfii,

8 - 1 0 VI 1976 ... 37 K. R u d n i c k i , Czy przełom w kosmologii? Kolokwium Nr 37 MUA, Paryż, 6 - 9 IX 1976 . . . . 43 Sympozjum Nr 74 MUA „Radioastronomia i kosmologia” , Cambridge, Wielka Brytania,

1 6 -2 0 VIII 1976 (J. Krempeć. B. Krygier) ... 49 V Letnia Szkoła Kosmologiczna, Kraków 1976 {P. Flin) ... 51

ZESZYT 2

A R T Y K U Ł Y

I. W. P i e t r o w s k a j a, Całkowicie nieciągłe procesy przypadkowe w polu sił nieregularnych . . 59 L. A u g u s t y n i a k , K. D u n a j s k i , Teoretyczne i doświadczalne badania promieniowania

multipolowego atom ów ... ... 85 T. K w a s t , Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część II. Teoria statystyczna ... 105 Z. M u s i e l a k , Właściwgści fizyczne planetoid. Część I ... 115

Z P R A C O W N I I O B S E R W A T O R I Ó W

Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ... 127 K R O N I K A

C. I w a n i s z e w s k a , XVI Kongres Międzynarodowej Unii A s tro n o m ic z n e j... 129

Z E S Z Y T 3 A R T Y K U Ł Y

K. M. B o r k o w s k i , Przegląd toruńskich wyników obserwacji Słońca na częstości 1 27 MHz . . . 135

Z. M u s i e l a k , Właściwości fizyczne planetoid. Część I I ... 161

T. K w a s t , Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część III. Uogólnienie równania Fokkera-Plancka ... ... 169

Z P R A C O W N I I O B S E R W A T O R I Ó W S. O s z c z a k, Obserwacje satelity w nawiązaniu do wybranych gwiazd oporowych ... 177

U. N o w a k , S. O s z c z a k , Elektroniczny korektor wskazań cyfrowych zegarów kwarcowych . . 187

Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ... ; ... 191

K R O N I K A / Sejmik Generalny Miłośników Astronomii i Astronautyki,Grudziądz, 20 marca 1977 r... 193

R E C E N Z J E P. G. K u l i k o w s k i , Poradnik miłośnika astronomii (J. Mietelski) ... 195

Z E S Z Y T 4 A R T Y K U Ł Y A. K r a s i ń s k i , M. P e r k o w s k i , Programy komputerowe do symbolicznych przekształceń algebraicznych. Część I. Język programowania L I S P ... ....203

H. K u ź m i ń s k i , Metody obserwacji meteorów ... 213

M. R ó ż y c z k a, Wyznaczanie wieku gromad k u l i s t y c h ... .... 221

Ę. S k a r ż y ń s k i , Problem nieskończoności czasoprzestrzennej Wszechświata ...233

Z P R A C O W N I I O B S E R W A T O R I Ó W M. H ł o n d, Dwuosiowy optyczny układ śledzący dla heliofizyki pozaatmosferycznej ... 245

R. R a t k i e w i c z , Hydrodynamiczna teoria wiatru słonecznego - niestacjonarne sprzężenie z ma­ terią m ięd zy g w iazd o w ą... ... Naukowe ośrodki aistronomiczne w k r a j u ... ... C O flE P W A H H E TETPA JIM 1 C T A T b H T. K B a c T, y x o a 3Be3H W3 H30JWp0BaHHbIX CKOIlJieHHft. MaCTb 1. TaK H33MB, KJiaCCMMeCKaH TeopHH... 3

M 3 J l A E O P A T O P M f l H O B C E P B A T O P H f l B. K y x o B H i , Mto AaJibiue c cojiHewhnvw HciłTpHHo?... ... ...15

B. K y x o B H H , 3. C r p y r a j i i C K H , Acrpo({)H3HMccKan m KocMOJiorMMecKaa HucjjopMauHH cne-HyiomaH H3 nponyKUHH rr° Me30H0B B kocmumbckom tipocrpancTBe... ...21

B. K y x o b h i , IIpefloTBpameHHC CHHrynHpHoereft b kocmojiothh 3HnmTefiHa-KapTaHa... ... 27

Spis treści tomu XXV (1977) 5

X P O H M K A

CrefoaH Be*c6nHbeKH (/7. Pu6«a)... ... ... 35 H. P a n a m , AcrpoHOMHH b HH(J)paKpacHoft oGnacrn cneKTpa h b cy6nHMHp0BaHH0M npenejie,

CHMno3HyM, <I>Hnaaejib<t)HH, 8-10 V I 1976 ...•... . 37 K. P y fl hh u kh, He nepenoM jihb KOCMonorHH? KonnoKBHyM 37, MAC IlapHJK, 6-9 IX 1976 . 43 OiMno3HyM 74 MAC „PaflHoacrpoHOMHH h Kocmojioihh” , KcMGpna>K, BejiHKo6pnrann>i, 16—20

V III 1976 (>7. KpeMnenb, B. K p uee p )... 49 V JleraHH KOCMonorHMecKaH uiKo/ia, KpaKOB, 1976 (77. (D/iuh) ... 51

COJlEP)KAHHE TETPAflH 2 C T A T b M

H. B. FI e x p o B C K a s , Mhcto paipbianhic cjiyMaiłuue npoueccbi b none HpperyjinpHbix chji . 59 JI. A b r y c T bi h h k, E. U y ii a II c k h, TeopeTHMecKHe h 3KcnepHMenrajibHbie HccjiezioBaHHH

MynbTHnoneBoro Ha/iyMeHHH 3tom ob... .. 85 T. K b a c t, Yxofl 3Be3fl H3 H30Jinp0BaHHbix cKonjieHHB. Ma cn> II. CraTHCTHnecKaH TeopHH . . . . 105 3. M y c e n a K , OH3HHCCKHe CBofiCTBa Manbix iwaHeT. Macrb 1... 115

H 3 J l A E O P A T O P M f l M O E C E P B A T O P M f ł

HayHHbie acrpoHOMWiecKHe yqpe>K,neHHH b cTpaHe... i ... 127

X P O H M K A

U. H b a h h ui e b c k a, X V I KoHrpecc MesKflyHaponHoro AcrpoHOMHMecKoro Coio3a ... 129

COflEP)KAHME TETPAflM 3 C T A T b M

K. M. B o p k o b c k u , OBsop pe3yjibraTOB TopyHbCKHX na6jiK3uenH(ł ConHua Ha qacToie

127 M m ... 135 3. M y c e n a k

,

<I>H3H<iecKHe cBottCTBa Manux njiaHei. <lacTb I I ... 161 T. K b a c t , yxofl 3BC3A M3 H30JiHpoftaHHbix CKOimeHHtt. Macrb III. 06o6memie ypaBHCHHH

<I>ok-Kepa-n«aHKa . ... 169 M 3 j i a b o p a t o p mM M o e c e p b a t o p mM

C. O m a k

,

HaGjnofleHHM cnyTHHKa c yBH3Kott k H36paHHbiM onopHUM 3bS3H3M... 177

y. H o b a k ,‘ C.O m a k , 3 ;ieKTpoHHb!ił KoppeKTop noK a3aHKtt UH(j)poBbix KBapucb lix la c o s . . . 187 HayMHbie acrpoiioMHMecKHe yMpejKHeHHa b crpaHe... 191

X P O H M K A

reucpaiibHbiti CeftMHK Jlio6HTeneft Actpohomhhh AcTpoHaBTHKH, TpyA3CHfl3 20 MapTa 1977 r. 193 P E U E H 3 M H

COflEP)KAHME TETPAflM 4 C T A T b H

A. K p a c H H b C K H , M. [ I s p K O B CKX, CHM6oJiHqecKHe ajirc6paHMecKHe nporpaMMbi onabłi -MHCJlMTOJlbHblX MaiUHH. MaCTb I. fljbIK nporpaMMHpoBaiiHH J lH C n ... ... 203 T. K y 3 b M H H b C K H , Me-roflbi Ha6niofleHHB MeTeopoB... ... 213 M. P y * h q k a, OnpeaeneHHe B03pacTa oiapoBbix CKonnerafl . ! ...221 E. C K a p * H H b C K H , npo6jieMa BpeMeHHO-npocTpaHCTBeHHofl GecKOHeMHocro BceJieHHoft . . . 233

M 3 J I A E O P A T O P H f t H O B C E P B A T O P H f i

M. X n oh a, flByxKoopnMHaraaa no3HUHoHHaa (JjoToonimecKaa cHcreMa an«aBroMaraMecKoro cne>KeHHH 3a CojiHueM... ... 245 P. P a T K e B H M , HecrauHOHapnaa cB»3b eon hcm noro BeTpa c Me>Ke3Be3HHOtl cpeflofl ...257 HayMHbie acrpoHOMHMecKKe ynpe)KfleHHa b crp a n e ...262

CONTENTS NUMBER 1 A R T I C L E S

T. K w a s i , Star Escape from Isolated Clusters. Part I. The So-called Classical Theory ... 3 F R O M L A B O R A T O R I E S A N D O B S E R V A T O R I E S

B. K u c h o w i c z , Whal Further with the Solar N e u trin o s?... 15 B. K u c h o w i c z , Z. S t r u g a I s k i, Astrophysical and Cosmological Information from the

Neutral Pion Production in Cosmic Space ... 21 B. K u c h o w i c z , Preventing Singularities in the Einstein-Cartan Cosmology ... 27 Scientific Astronomical Institutions in Poland ... 34

C H R O N I C L E

Obituary Stefan Wierzbiński (P. Rybka) ... 35 J. I l a n a s z , Infrared and Submillimetre Astronomy. A Symposium in Philadelphia, June 8—10,

1976 ... 37 K. R u d n i c k i , A Breakthrough in Cosmology? IAU Colloquium No. 37 in Paris, September 6—9,

1976 . . v ... 43 Symposium “ Radioastronomy and Cosmology”, Cambridge, Great Britain, August 16—20, 1976

(J. Krempeć, B. Krygier) ... 49 Fifth Cosmological Summer School, Cracow, 1976 (P. F l i n ) ... 51

NUMBER 2 A R T I C L E S

I. W. P i e t r o w s k a j a , Purely Discontinuous Random Processes in a Field of Irregular Forces . . . 59 L. A u g u s t y n i a k , K. D u n a j s k i , Theoretical and Experimental Investigations of Multipole

Radiation of Atoms ... ... 85 T. K w a s t, Escapes of Stars from Isolated Clusters. Part II. Statistical Theory ... 105

Spis treści tomu XXV (1977)

1

Z. M u s i e 1 a k, Physical Properties o f Asteroids. Part I ... 115

F R O M L A B O R A T O R I E S A N D O B S E R V A T O R I E S Scientific Astronomical Institutions in Poland ... 127

C H R O N I C L E C. I w a n i s z e w s k a , XVI*^1 General Assembly of the International Astronomical U n i o n ... 129

NUMBER 3 A R T I C L E S K. M. B o r k o w s k i , A Survey o f the 127M H z Toruń Solar Radio D a t a ...O '... 135

7j. M u s i e l a k , Physical Properties o f • Asteroids. Part I I ... ... 161

T . K w a s t , Star Escape from Isolated Clusters. Part III. Generalization o f the Fokker-Planck E q u a t i o n ... ... ... 169

F R O M L A B O R A T O R I E S A N D O B S E R V A T O R I E S S. 0 s z c z a k . Observations o f Artificial Satellites in Connection with Selected Reference Stars . 177 U. N o w a k , S. O s z c z a k , Electronic Corrector o f the Digital Quartz Clocks Indications ... 187

Scientific Astronomical Institutions in Poland ... ... 191

C H R O N I C L E The General Meeting o f Astronomy and Astronautics Lovers, Grudziądz, March 2 0 ,1 9 7 7 ... 193

B O O K R E V I E W S P. G. K u l i k o w s k i , A Hand*book o f an Amateur Astronomer (J. M ie te ls k i)... 195

NUMBER 4 A R T I C L E S A. K r a s i ń s k i , M. P e r k o w s k i , Sym bolic Algebraic Computer Programs. Part I. The LISP Programming Language . ... 204

H. K u ź m i ń s k i , Methods o f M eteor O b s e r v a tio n s ... .... 213

M. R ó ż y c z k a , The Globular Cluster Age Determ ination ... 221

E . S k a r ż y ń s k i , The Problem o f the Space-Tim e Infinity o f the Universe ... 233

F R O M L A B O R A T O R I E S A N D O B S E R V A T O R I E S M. H ł o n d , B iaxial Optical Guider fo r the Extraatm ospheric Solar Observations . . ... 245 R . R a t k i e w i c z, N onstationary Interaction between Solar Wind and Interstellar M atter . . . . < 257 Scientific Astronom ical Institutions in Poland ... ... ... 2 6 2

I N D E K S

Zeszyt Strona A u g u s t y n i a k L. , D u n a j s k i K ., Tebretytzne i doświadczalne badania

B o r k o w s k i K. M., Przegląd toruńskich wyników obserwacji Słońca na częstości 127 MHz . . . 3

D u n a j s k i K., A u g u s t y n i a k L., Teoretyczne i doświadczalne badania promieniowania multipolowego atom ów ... 2

F 1 i n P., V Letnia Szkoła Kosmologiczna, Kraków 1976 ...1

H a n a s z J., Astronomia w podczerwieni i zakresie submilimetrowym. Sympozjum w Filadelfii, 8 - 1 0 VI 1976 ... i . ■•... 1

H ł o n d M., Dwuosiowy optyczny układ śledzący dla heliofizyki pozaatmosferycznej ...4

I w a n i s z e w s k a C., XVI Kongres Międzynarodowej Unii Astronomicznej ... 2

K r a s i ń s k i A., P e r k o w s k i M., Programy komputerowe do symbolicznych przekształceń algebraicznych. Część I. Język programowania LISP . . . . ... 4

K r e m p e ć J., K r y g i e r B., Sympozjum Nr 74 MUA „Radioastronomia i kosmologia” , Cambridge, Wielka Brytania, 1 6 -2 0 VIII 1976 ... 1

K r y g i e r B., K r e m p e ć , J., Sympozjum Nr 74 MUA „Radioastronomia i kosmologia” , Cambridge, Wielka Brytania, 1 6 -2 0 VIII 1976 ...1

K u c h o w i c z B., Co dalej z neutrinam i słonecznymi? ... . . . . ...1

K u c h o w i c z B., Zapobieganie osobliwościom w kosmologii Einsteina-Cartana . ...1

K u c h o w i c z B., S t r u g a l s k i Z., Informacja astrofizyczna i kosmologiczna wynikająca z produkcji mezonów n ° w przestrzeni kosmicznej ... 1

K u l i k o w s k i P. G.: Poradnik miłośnika astronomii (J. Mietelski) ... 3

K u ź m i ń s k i H., Metody obserwacji meteorów ...4

K w a s t T., Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część I. Teoria tzw. klasyczna ... 1

K w a s t T., Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część II. Teoria statystyczna...2

K w a s t T., Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Część III. Uogólnienie równania Fokkera-Plancka ... ... -V Letnia Szkoła Kosmologiczna, Kraków 1976 (P. Flin) ...1

M i e t e l s k i J., patrz P. G. Kulikowski ...-M u s i e l a k Z., Właściwości fizyczne planetoid. Część I ... 2

M u s i e l a k Z., Właściwości fizyczne planetoid. Część II ... 3

Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ...1

Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ...••... ^ Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ... ... Naukowe ośrodki astronomiczne w kraju ... 4

N o w a k U., O s z c z a k S., Elektroniczny korektor wskazań cyfrowych zegarów kwarcowych . . : O s z c z a k S., Obserwacje satelity w nawiązaniu do wybranych gwiazd oporowych ... ; O s z c z a k S., N o w a k U., Elektroniczny korektor wskazań cyfrowych zegarów kwarcowych . : P e r k o w s k i M., K r a s i ń s k i A., Programy komputerowe do symbolicznych przekształceń algebraicznych. Część I. Język programowania L I S P ... ... ... 4

P i e t r o w s k a j a I. W., Całkowicie nieciągłe procesy przypadkowe w polu sił nieregularnych . ..'t R a t k i e w i c z R., Hydrodynamiczna teoria wiatru słonecznego - niestacjonarne sprzężenie z ma­ terią m iędzygw iazdow ą... ... ...- ...4

R ó ż y c z k a M., Wyznaczanie wieku gromad kulistych ... - ... . 4

R u d n i c k i K., Czy przełom w kosmologii? Kolokwium Nr 37 MUA,Paryż, 6 - 9 IX 1976 . . . . 1 R y b k a P., Stefan Wierzbiński

Sejmik Generalny Miłośników Astronomii i A stronautyki, Grudziądz, 20 marca 1977 r ... S k a r ż y ń s k i E., Problem nieskończoności czasoprzestrzennej Wszechświata • • • , ... S t r u g a l s k i Z., K u c h o w i c z B., Informacja astrofizyczna i kosmologiczna wynikająca z produkcji mezonów n ° w przestrzeni kosmicznej ... Sympozjum Nr 74 MUA „Radioastronomia i kosmologia” , Cambridge, Wielka Brytania, 1 6 -2 0 VIII

1976 (J. Krempeć, B. Krygier) ... ... ... Stefan Wierzbiński Patrz P. R y b k a

135 85 51 37 245 129 203 49 49 . 15 27 21 195 213 3 105 169 51 195 115 161 34 127 191 262 187 177 187 203 59 257 221 43 35 193 233 21 51 35

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 XXV - ZESZYT 1

197?

Redaktor naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie:

Stanisław Grzędzielski, Warszawa Andrzej Woszczyk, Toruń

Sekretarz Redakeji: Jerzy Stodólkiewicz, Warszawa

Adres Redakcji: Warszawa, Al. Ujazdowskie 4 Obserwatorium Astronomiczne UW

W Y D A W A N E Z ZASIŁKU POLSKIEJ A K A D E M II NAUK

Printed in Poland

Państwowe Wydawnictwo Naukowe Oddział u; Łodzi 1977

W ydanie 1. Nakład 669+101 egz. Ark. wyd. 4.V). Ark. druk. 3.50. Papier otlsełowy k l. V, 70 g. 70 x 100. Przekazano do składu ui styczniu 1977 r. Podpisano do druku w marcu 1977 r. Druk ukończono w kwietniu 1977 r.

Zam. 11/77. R-l Cena 7.1 10.—

Zakład Graficzny Wydawnictw Naukowych Lódź. ul. Żwirki 2

ARTYKUŁY

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXV (1 9 7 7 ). Zeszyt 1

UCIECZKI GWIAZD Z IZOLOWANYCH GROMAD

Część I

TEORIA TZW. KLASYCZNA T O M A S Z K W A S T

O bserw atorium A stronom iczne U niw ersytetu W arszawskiego (Warszawa)

y X O fl 3B E 3 A H 3 H 30JlH P0BAH H bIX CKOnJlEHHtt MacTb I

TAK HA3bIB. KJIACCHMECKAH TEOPMfl

T. K b a c t

C o f l e p i K a H H e

n p e a c T a B n e n o H ecK O JibK O T e o p H ii yxona 3Be3fl H3 CKonneHHił. 3 t h T e o p r o i ocHOBbroawTca Ha pa3Hbix npeanocbuiKax, o t h o c h i u h x c h : k cTpyKType cKoruieHHii, k pacnpenejiemoo C K o p o - c t h 3Be3fl h k MexaHH3My yxona 3Be3fl. OKa3hiBaeTCH, h t o peuiaiomee b j i h h h h c Ha T eM n yxona 3Be3fl H3 CKonjieHHH HMeeT MexaHH3M yxona, o6ycnoBneHHbiń j i h 6 o KyMynnimeH 3<}xJ)eKTa m h o - t h x o m a n e H H b i x c t o j i k h o b c h h h j i h 6 o O TneJibH biM H 6 ; i h c k h m h c t o j i k h o b c h h h m h . IlpenciaB - jiseTCfl 5oJiee peaiibHbiM 3 t o t nooienHHH MexaHH3M.

\

STAR ESCAPE FROM ISOLATED CLUSTERS Part I

THE SO-CALLED CLASSICAL THEORY

S u m m a r y

Some theories of stellar escape from clusters are presented. These theories, base on assumptions related to cluster structure, stellar velocity distribution and escape mechanism. It turns out, that the rate o f star loss from cluster is mostly affected by the mechanism o f escape. This mechanism may consist in a cumulative effect o f many distant encounters or in few close encounters. This second eventuality seems more realistic.

1. WSTĘP

Jest ogólnie wiadome, że zamknięty (jak gaz w naczyniu) układ wielu punktów materialnych oddziałujących ze sobą - bez względu na stan początkowy i bez względu na charakter oddziaływań - będzie dążył do stanu, w którym rozkład prędkości punktów przyjmie postać rozkładu Maxwella. Zjawisko to zachodzi ściśle właśnie dla gazu w naczyniu. Układ gwiazdowy pod pewnym względem jednak różni się od gazu w naczyniu, mianowicie nie ma on ścianek. Dlatego na peryferiach układu można spodziewać się znaczniejszych odstępstw od rozkładu Maxwella, zaś w centralnych częściach, np. gromady kulistej, przyjęcie maxwel- lowskiego rozkładu prędkości gwiazd jest właściwie nie założeniem, lecz czymś mocniejszym, faktem przyrodniczym. Gromada zasadniczo jest „izotermiczna” .

Stwierdzenie, że rozkład prędkości gwiazd w gromadzie dąży do maxwellowskiego prowadzi natychmiast do podstawowego, wręcz oczywistego wniosku dotyczącego ewolucji gromady. Mianowicie, zawsze znajdą się w gromadzie gwiazdy o prędkości wystarczającej do opuszczenia gromady. Będzie zachodziło tzw. parowanie gromady, które jest jednym z czynników powo­ dujących jej rozpraszanie się. Ucieczki gwiazd, główny przejaw ewolucji gromad, badane są przez wielu astronomów od kilkudziesięciu lat. Pierwsze próby ujęcia tego zjawiska teore­ tycznie polegały na policzeniu, ile gwiazd ma prędkość większą od prędkości ucieczki, przy założeniu maxwellowskiego rozkładu prędkości. Prowadzi to oczywiście do zawyżenia tempa ucieczek, gdyż w każdej chwili w gromadzie jest dużo mniej szybkich gwiazd, niż wynikałoby z rozkładu Maxwella. Wszak gwiazdy o prędkościach przewyższających prędkość ucieczki musiały już uprzednio gromadę opuścić i nie oddziałują już z pozostałymi gwiazdami. W rezultacie rozkład Maxwella jest obcięty praktycznie na prędkości ucieczki i gromada stale usiłuje odbudować „ogon” rozkładu prędkości. Wskutek tego gromada nigdy nie jest w stanie prawdziwej równowagi.

Fakt dążenia układu punktów materialnych do rozkładu Maxwella, czyli tzw. relaksacja układu, jest oczywiście efektem wszelkich możliwych spotkań gwiazd, przy czym siłą rzeczy spotkań dalekich jest wśród nich kolosalna większość. Ustalanie się rozkładu Maxwella można /atem rozpatrywać, i tak było robione, jako efekt kumulowania się wielu drobnych zmian

Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Cz. I 5

energii poszczególnych gwiazd. W konsekwencji, oparta na maxwellowskim rozkładzie prędkości teoria ucieczek przyjmuje, że ucieczki gwiazd również są skutkiem kumulowania się wielu drobnych przyrostów energii danej gwiazdy. Zauważmy tymczasem, że gwiazda w miarę osiągania energii ucieczki m usiałaby poruszać się po coraz bardziej wydłużonej orbicie wokół centrum gromady, w wyniku czego coraz dłużej przebywałaby w rzadkich, peryferyjnych obszarach gromady, nie doznając żadnych spotkań. Zatem wprawdzie energia gwiazdy E może dążyć do energii ucieczki, ale wtedy dE/dt dąży do zera i gwiazda w zasadzie nie może osiągnąć energii ucieczki w skończonym czasie .Wniosek zatem jest taki, że gromada może tracić gwiazdy jedynie w wyniku bliskich spotkań, powodujących jednorazow y, znaczny przyrost energii danej gwiazdy.

2. TEMPO UCIECZEK WYNIKAJĄCE Z ROZKŁADU MAXWELLA

Rozpatrzm y krótko pierwsze próby ocenienia tem pa ucieczek gwiazd z gromady poprzez obliczenie liczby gwiazd o prędkości większej od prędkości ucieczki. Jako pierwszy dokonał tego A m b a r c u m i a n (1938) i wkrótce potem niezależnie od niego S p i t z e r (1940). Najprostszym modelem gromady może być jednorodna, izotermiczna kula o promieniu R, gdzie wszystkie gwiazdy mają jednakową masę m i jest ich N. G ęstość prawdopodobieństwa znalezienia gwiazdy o prędkości u ma w rozkładzie Maxwella postać:

4/3

.2

2

,

P(v) = ^ = e ~ > . v v2 , \ Jti

gdzie / = n/ 3 / 2 ^ . Względna ilość gwiazd uciekających z gromady jest zatem:

oo

K = I P ( v ) d v = 1 - erf2 (jve ), (1)

J V

e

gdzie: v jest prędkością ucieczki, zaś e r f J x ) =

Ą

^

f

_{r ^ e ~ y dy.}y 1

,

Pozostaje oszacować prędkość ucieczki vg. Wyczuwamy, że podstawienie do wzoru (1) prędkości ucieczki z powierzchni gromady nie jest najszczęśliwsze. Wielkością charaktery­ styczną dla całej gromady będzie coś w rodzaju średniej prędkości ucieczki, która wynosi:

Przejrzysty dowód tego związku jest u C h a n d r a s e k h a r a (1942, § 5.3). Zatem jvg = \/l> i wzór (1) daje K = 0,0074.

W pewnej chwili (1 — K )N gwiazd ma prędkości mniejsze od prędkości ucieczki, zaś K N gwiazd opuści gromadę. Po pewnym czasie t rozkład Maxwella zostanie odtw orzony, czyli

znowu K N gwiazd osiągnie prędkości większe od vg (jeżeli zaniedbać niewielkie zmalenie liczby gwiazd AO. Dlatego naturalną rzeczą jest nazwać ten czas t czasem relaksacji. W tym modelu tem po ucieczek będzie zatem dane przez:

J_dN = K

N d t t

-Nie wchodząc w szczegóły dość przybliżonych rozważań S p i t z e r a wystarczy powie­ dzieć, że przyjął on na r form ułę bardzo zbliżoną do wzoru C h a n d r a s e k h a r a (1942,

na miliard lat. We wzorach ostatnich m wyrażone jest w masach Słońca, a R w parsekach. Sam S p i t z e r uogólnił ten model na przypadek gromady zawierającej gwiazdy o różnych masach, zrobił to jednak w nieco m ało przejrzysty sposób. Elegancko natomiast jest to przed­ stawione przez C h a n d r a s e k h a r a (1942, § 5.4). Pozostajemy przy tym samym modelu gromady, zakładam y jedynie dodatkowo, że ma ona pewną liczbę gwiazd o masie m 2 w ogólności różnej od masy średniej rh. Jeżeli jest ich m ało w porównaniu z liczbą gwiazd o masie średniej, to ich wzajemne spotkania można zaniedbać i uwzględniać tylko spotkania z pozo­ stałym i gwiazdami gromady.

C h a n d r a s e k h a r pokazał, że odpowiednio zdefiniowane czasy relaksacji dla gwiazd o masie m i m 2 mają się do siebie jak:

§ 5.2):

(

3

)

skąd:

(

4

)

(

5

)

gdzie / 2 i Ą są parametrami rozkładu prędkości dla obu grup gwiazd. W przypadku ekwipartycji

_

j

energii mv = m /m 2 = / / / j , a wtedy:

e

m

i

m

*

Ucieczki gw iazd z izolowanych gromad. Cz. 1 1

K ( m2)

r(m 2)

H

T ( m ) .

(6)

Wyrażenie to posiada maksimum przy m*> ^=0.4/71, zaś dąży do zera przy m 2 dążącym

zarówno do zera, jak i nieskończoności.

Nasuwają się stąd następujące wnioski. Tempo ucieczek gwiazd najszybciej traconych przez

masie średniej. Gwiazdy nieco tylko masywniejsze od m tracone są dużo wolniej od gwiazd o

masie średniej, tak że można twierdzić, że gromada zachowuje praktycznie wszystkie gwiazdy

masywniejsze niż gwiazdy średnie. W zasadzie z modelu tego wynika, że gromada będzie

zachowywać również gwiazdy o bardzo małych masach, które wskutek ich dużego czasu

relaksacji stale będą nie nadążały za gwiazdami o masie średniej z osiągnięciem stanu

równowagi. Ponadto można spodziewać się, że tempo ucieczek określone przez wzór (6) jest i

tak zawyżone, gdyż gwiazdy lżejsze mają tendencję do przebywania dłużej na peryferiach

gromady. Powoduje to, że czas ich relaksacji jest efektywnie jeszcze większy, niż wynika ze

wzoru (5), a to z kolei prowadzi do dalszego zmniejszenia tempa ucieczek. Jednak całe to

pozornie słuszne rozumowanie stoi w jawnej sprzeczności z zasadą ekwipartycji energii, na

mocy której gwiazdy lekkie powinny bardzo szybko osiągnąć duże prędkości i opuścić

gromadę. W konkluzji widzimy, że na gruncie tego modelu sytuacja gwiazd o małej masie jest

wysoce niejasna.

Tak prosty model siłą rzeczy nie uwzględnia szeregu dość oczywistych faktów przyrod­

niczych. Przede wszystkim gromada nie jest jednorodną kulą, lecz istnieje przynajmniej

koncentracja gęstości gwiazd ku środkowi gromady. S p i t z e r rozważył dwa modele

niejednorodnej gromady kulistej. W jednym gromada m a ła jednorodne jądro zawierające

połowę masy gromady, a w drugim gromada była politropą o indeksie 5. Z oszacowań tempa

ucieczek gwiazd okazało się, że wartości K /

t

dla takich modeli i dla jednorodnej kuli różnią

się nie więcej niż o czynnik 2, co wydaje się być mniej niż niedokładność wynikająca z samej,

tak uproszczonej teorii.

Do zupełnie podobnych wyników doszedł K i n g (1958a), który policzył tempo ucieczek

gwiazd z gromady modelując ją politropą o indeksie ogólnie n. Rozwiązanie zagadnienia znalazł

obliczając prędkość ucieczki i czas relaksacji w funkcji odległości od środka gromady r (przez

co znajduje się lokalne K / r ) , a następnie uśredniając. K l T po całej gromadzie. Punktem

wyjścia było równanie Liouville’a zapisane we współrzędnych sferycznych, przy założeniu

symetrii sferycznej gromady i jej stacjonarności:

gromadę (o masie równej ok. 0,4 m) jest zaledwie ok. 4 razy większe od tempa utraty gwiazd o

gdzie: $ — jest potenęjałem grawitacyjnym, II — radialną składową prędkości, a / funkcją

rozkładu prędkości i położeń. Sposobem analogicznym j a k u C h a n d r a s e k h a r a (1942,

§ 4.8) równanie to można przekształcić do postaci:

d / ~2\ _ i d ®

J , ( p v ) - - 3 p T r ,

gdzie p jest gęstością materii w gromadzie. Dokonując tradycyjnych podstawień: R = a x oraz p = p (_y" rozwiązanie tego równania można zapisać jako:

~2 3 GM

' n + 1 a p

gdzie: p = ~ ( x 2 znaczek s oznacza wartość danej wielkości na powierzchni politro-py, G jest stałą grawitacji, M masą gromady. Ponadto:

* . GM <p - = --- V, s a p y skad: 2 _ _ . ~ / G M ^ G M \

v,, =

2 4> = 2 ( v + s r )

-‘

\ ap

/? /

K będzie, jak zwykle, określone form ułą (1), natom iast czas relaksacji otrzymamy pod- awiając n do odpov

czego wynikiem jest:

stawiając v do odpowiedniego wzoru podanego przez C h a n d r a s e k h a r a (1942, § 5.2),

27 y / n I N R 3

8 ( n + l) 3/2 y G m u x 3 ln(N/23/2)

Ostateczne tem po ucieczek gwiazd otrzymamy obliczając wartość K /t ważoną gęstością

gromady w całej jej objętości: ' x

- Ń / N = ~

J

~ Ąnr^pdr.

o

Wielkość tę można numerycznie obliczać dla różnych n. Na przypadkach w = 3 i w = 5 K i n g przekonał się, że wyniki niewiele różnią się między sobą i w dodatku są bardzo zbliżone do rezultatu otrzymanego przez S p i t z e r a dla przypadku najprostszego modelu gromady. Mianowicie, uwzględnienie koncentracji gromady daje trzy- lub czterokrotne zmniejszenie tempa ucieczek gwiazd, czyli w przybliżeniu:

- Ń / N = 3 (l og N - 0,45)

Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Cz. /

9

na miliard lat, gdzie m jest wyrażone w masach Słońca, a R w parsekach. Prowizoryczny

wniosek można zatem sformułować tak, że tempo ucieczek gwiazd z gromady słabo zależy od

przyjętego jej modelu.

3 ZMIANA TEMPA UCIECZEK W CZASIE

Tempo ucieczek gwiazd —N / N zależy oczywiście od czasu poprzez zmienne występujące po

prawej stronie form uły (4) lub (7), czym przedstawione tu teorie się nie interesowały. Nasuwa

się naturalne pytanie, jak zachowywać się będą w czasie promień R i liczebność N gromady.

Już S p i t z e r (1940) dał wstępną odpowiedź dotyczącą promienia gromady. Jego rozumo­

wanie przebiega następująco. Całkowita energia gromady jest ujemna, zaś uciekających gwiazd

równa zeru lub dodatnia. Zatem gwiazdy pozostałe w gromadzie mają razem energię coraz

bardziej ujemną, która musi rozłożyć się na coraz mniejszą liczbę gwiazd, wobec czego

gromada jako całość musi się z biegiem czasu kurczyć. Ilościowo zjawisko to opisał K i n g

(1958b), który również podał formułę na liczbę gwiazd w gromadzie w funkcji czasu.

Załóżmy, że energia gromady żmienia się według prawa analogicznego jak w przypadku

liczebności: E/E - L /T , czyli L jest względną energią unoszoną przez uciekające gwiazdy w

jednostce czasu. Gdy spełnione jest twierdzenie o wiriale (a jest spełnione, gdyż ucieczka

gwiazd ma tu bardzo niewielkie znaczenie, tym mniejsze im liczniejsza jest gromada, co pokazał

S p i t z e r

(1940)), to E =<t>/2 i wtedy <l> spełnia również analogiczne równanie

<i> /<!> = L / T . Ale w każdej gromadzie energia potencjalna <]> jest proporcjonalna do N ~ / R ,

zatem 4> / 4> = 2N/N - R/R. Eliminując stąd T za pomocą zależności —Ń / N = K / T

dostajemy równanie różniczkowe na dN/dR, którego rozwiązaniem jest:

gdzie.indeks zero oznacza wartości początkowe. Za pomocą tej zależności można z kolei wy­

eliminować R ze wspomnianego już wzoru C h a n d r a s e k h a r a (1942, § 5.2)na czas relak­

sacji i tak otrzymane r podstawić znowu do zależności - N / N

= K /t.

Dostajemy w ten sposób

równanie różniczkowe:

i +

Tk

ln(^Q/23/2)

ON

'

ln(Ar/2 3/2)

N

którego rozwiązaniem jest:

t - t

ln x

■

< 8 >

X

gdzie: p

=

y +

= (jV/23/2)P oraz li(x) = J ~

O

* = -

1

1

F orm uła (8) jest uw ikłaną postacią zależności liczby gwiazd w gromadzie od czasu, o ile znamy p. Łatwo widać, że można spokojnie położyć p = 7/2, skoro bowiem gwiazdy opuszczają gromadę z prędkościam i niewiele przekraczającymi prędkość ucieczki, czyli z energią niewiele większą od zera, to L /K jest prawie równe zeru. Mamy zatem w formule (8) wszystkie parametry znane. Wynika z niej, że gwiazdy tracone są z biegiem czasu coraz szybciej, tak że N spada do zera po czasie ok. 401". Oczywiście jeszcze przedtem dochodzi do sytuacji, gdy gromada staje się tak m ało liczna, że przedstawiony tu model traci zastosowanie. Niemniej jednak ucieczki będą trw ały nadal, dopóki gromada nie stanie się, być może, stabilną gwiazdą wielokrotną, którą może być jedynie układ zbudowany z dostatecznie ciasnych układów podwójnych. Wprawdzie spotkania potrójne są bardzo rzadkie, a więc rzadko zachodzi tworzenie układów podwójnych, to jednak raz utworzone układy podwójne, ze względu na swą większą masę, mają mniejsze szanse uciec z gromady niż gwiazdy pojedyncze. Ostatecznie wydaje się, że gromada może zakończyć ewolucję jako po prostu układ podw ójny, chyba że gwiazdy składowe już są układam i podwójnymi.

W gruncie rzeczy stwierdzenie, że gromada może zakończyć ewolucję jako układ podwójny, jest oczyw istym , formalnym wnioskiem wynikającym z założenia, że początkowa energia gromady jest ujemna. Rzeczywista ewolucja gromady wcale jednak nie musi prowadzić do takiego końca. Przypomnijmy sobie pozorny paradoks, że gwiazda (np. politropowa) wy- promieniowując energię jednocześnie kurczy się tak, że w efekcie się ogrzewa. Mówiąc językiem term odynam iki, układy samograwitujące mają ujemne ciepło właściwe. Otóż L y n d e n - B e l l i W o o d (1968) stwierdzili, że zjawisko to może w yw ołać powstanie niestabilności pom iędzy centralnym i i zew nętrznym i częściami grom ady, jeżeli ta gromada ma dostatecznie duże rozmiary i dostatecznie duży kontrast gęstości pom iędzy centrum i częściami peryferyjnymi. W wyniku tej niestabilności gromada będzie tw orzyła halo przy jednoczesnym znacznym wzroście gęstości centralnej. Proces ten, który autorzy nazwali grawotermiczną katastrofą, może wg nich doprowadzić do powstania gromady przypominającej swą budową czerwonego olbrzyma. Istotnym mom entem jest to , że ucieczka gwiazd wcale nie jest konieczna do ewolucji gromady, czyli gromada może ewoluować przy mniej więcej

stałym N.

Z kolei jednak i te wnioski b y ły później krytykow ane - np. kwestionowano stosowalność term odynam iki do opisu rzeczywistych układów gwiazdowych, zaś np. T a f f i V a n H o r n (1975) twierdzą, że teoria Lynden-Bella i Wooda nie jest wystarczającym dowodem istnienia katastrofy grawotermicznej nawet na gruncie termodynamiki. Wydaje się jednak, że L y n d e n - B e l l i W o o d , wskazali pewną drogę, którą w pewnych warunkach może iść ewolucja grom ady, choć nie musi to być droga obowiązująca w każdym przypadku.

Pominęliśmy rolę m om entu pędu w ewolucji gromady. Można oczekiwać, że m om ent pędu gromady będzie się zmieniał wyraźniej niż energia, gdyż gwiazdy będą uciekać głównie w kierunku rotacji. Moment pędu będzie m alał, ale jednocześnie w miarę kurczenia się gromady będzie m alał jej m oment bezwładności. W rezultacie na prędkość kątową gromady będą działać dwa przeciwstawne czynniki, których łączny efekt jest, oczywiście, niemożliwy do przewidzenia w przypadku ogólnym.

Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Cz. 1 11

4. TEMPO UCIECZEK WYNIKAJĄCE Z BLISKICH SPOTKAŃ

Jak mówiliśmy we Wstępie, należy oczekiwać, że gwiazda zostanie wyrzucona z gromady

raczej w wyniku pojedynczego spotkania silnie zmieniającego jej energię. Opis tego zjawiska

wymaga precyzyjnego rozpatrzenia geometrii spotkania dwóch gwiazd, co jest zajęciem dość

żmudnym i nieciekawym.- Nie byłoby celowe przedstawiać przebieg niezbędnych obliczeń i

ograniczymy się do podania wyników końcowych.

Tempo ucieczek gwiazd z gromady wynikające z mechanizmu wymienionego w tytule tego

rozdziału rozpatrzył jako pierwszy H e n o n (1960b). Standardowym założeniem jest

symetria sferyczna gromady i izotropowość prędkości. Zasadniczym etapem rozumowania

H e n o n a jest znalezienie prawdopodobieństwa istnienia gwiazdy o prędkości £ która po

spotkaniu z inną gwiazdą doznałaby zmiany prędkości w takiej, że prędkość po spotkaniu

| v"+w [ byłaby większa od prędkości ucieczki vg. Przede wszystkim H e n o n (1960a)

wykazał, że prawdopodobieństwo, iż gwiazda wyrzucana z gromady dozna w czasie

dt

przy­

rostu prędkości

wx ± dwx l 2, Wy ± dw yl 2, w, ± d w j 2 wynosi:

8irG2m2dt

. . .

f „

,

,

--- dw dw dw

/ f{r, v) v dv,

ws

x

y

i

O

,

gdzie i; =

+ w2 l i gdzie z kolei V jest prędkością gwiazdy t ł a , / j e s t funkcją

rozkła-W

du prędkości i położeń gwiazd w gromadzie. Wyraziwszy wektor vv we współrzędnych sfe­

rycznych w, e , 5, których osią jest wektor V, dostajemy dwx dw ydwz = w2 sin 5 d w d 6 d e ,

zatem prawdopodobieństwo, że w czasie dt gwiazda osiągnie prędkość przewyższającą prędkość

ucieczki wynosi:

°o

Q(r, V)

=

&nG2m2dt f f f

J

f(r,v)vdv dwdedS.

w K c o s 6 + w

Całkowanie potrójne zachodzi w takim zakresie zmiennych, aby było \ V\ < vg oraz | ^+vv|>

> vg. Tempo ucieczek będzie ostatecznie równe:

t o ve

-Ń /N

= ^

J

4 n r 2 ( J f(r, V) 4 n V 2 Q d v j dr,

o o

a to można już liczyć numerycznie dla konkretnego modelu gromady, czyli dla konkretnej

funkcji rozkładu

f(r, V).

H e n o n zastosował tę metodę m.in. do modelu Plummera gromady. Jest to model, w

którym potencjał grawitacyjny:

r

2

\

~1' 2 ~ ...

Dla przypadku równych mas gwiazd tem po ucieczek z takiej gromady jest:

- Ń / N = 0,3 (9)

V N R 3

na miliard lat - w wyrażone jest tu w masach Słońca, a /? w parsekach.

H e n o n (1969) uogólnił całą metodę na przypadek różnych mas gwiazd. Zgodnie z prze­ widywaniami, z teorii wynika wyraźnie szybsza utrata gwiazd o m ałych masach niż gwiazd o masie średniej.

W o o l e y i D i c k e n s (1962) rozważali to samo zagadnienię dla innego modelu gro­ mady. Wychodząc mianowicie z faktu, że brak jest w gromadzie gwiazd o dużej prędkości, przyjęli z góry, że rozkład prędkości jest maxwellowskim rozkładem obciętym :

P ( v ) ~ e - i

2

v

2

v

2

dla

,V

< k

- \p

oraz P(v)

=

0 dla f 2

v

2

> k -

\p,

gdzie

i

p

=

2 /2(<I>c - $ ) jest bezwymiarowym potencjałem , zaś k jest parametrem obcięcia rozkładu Maxwella. Wprowadziwszy bezwymia­ rową odległość od centrum gromady z = r/l, gdzie / = (8 n G p c j 2) ~ 1 ^2 można odpowiednik równania Emdena dla izotermy zapisać w postaci:

A L i

d z \ . dz] erU y/Jć)

( W o o l e y (1954)). Izoterm a taka ma granicę przy z , dla którego t// = k. W o o l e y i D i c ­ k e n s wyprowadzili ścisłe form uły opisujące tempo ucieczek gwiazd z takiej „obciętej” izo­ termy. Dla przypadku równych mas gwiazd otrzymali oni:

- Ń / N = 2 G m , r 2F k(zs),

gdzie: z s jest wartością z na powierzchni obciętej izoterm y, zaś F pewną funkcją podaną przez autorów w postaci liczbowej. Funkcja ta dość słabo zależy zarówno od z s jak i od przyjętego parametru obcięcia k. W przybliżeniu można poło ży ć F » F Q = 2,5 x 10- 5 . Jednocześnie podstawiwszy j ~ l U oraz l ~ 2 = 8 n G p c f 2 dostajemy:

- Ń / N = 24 V 2 F 0a \ f ^ - , V N R 3

Ucieczki gwiazd z izolowanych gromad. Cz. I

13

gdzie wszystkie wielkości są wyrażone w jednostkach fizycznych, natomiast

a

=

p c /p-

Po

przejściu do jednostek: masa Słońca, parsek i rok, wzór ostateczny ma postać:

- Ń / N = 6 x 1 0 - 2a l / — ,

(10)

V

N R 3

ha miliard lat.

Teoria Woóleya i Dickensa pozwala też podać formuły na tempo ucieczek gwiazd o różnych

masach. Wynika z nich np., że gwiazdy o masie równej połowie masy średniej uciekają ok.

10 razy szybciej, zaś o masie równej 1/10 masy średniej ok. 30 razy szybciej niż gwiazdy

średnie.

5. WNIOSKI

Porównanie wyników otrzymanych w czterech przedstawionych tu przypadkach nie przed­

stawia trudności. Wystarczy zestawić czynniki przy

w formułach Spitzera (4)) Kinga

(7), Henona (9) oraz Wooleya i Dickensa (10):

.

S p i t z e r

8,4 (log N - 0,45)

K i n g

3 (log N - 0,45)

H e n o n

0,3

W o o l e y i D i c k e n s

0 ,0 6 a.

Zważywszy, że a jest rzędu kilku, zaś logA^«» 5 (dla przypadku gromad kulistych) widzimy,

że dwie pierwsze wartości są o około dwa rzędy wielkości większe od dwóch pozostałych. Jak

pamiętamy, dwaj pierwsi autorzy podali tempo ucieczek gwiazd przy założeniu kumulowania

się wielu spotkań dalekich, podczas gdy dwaj (a właściwie trzej) pozostali przy założeniu

pojedynczych spotkań bliskich. Widzimy dobrą zgodność wewnętrzną tych wyników. Mamy

wyraźne potwierdzenie, że pierwsze założenie prowadzi do znacznego zawyżenia tempa

ucieczek gwiazd. Wnioski, że gromady mało liczne rozpraszają się szybciej, jak również że

gwiazdy o małych masach są szybciej tracone przez gromady - są wspólne dla wszystkich

przypadków.

L I T E R A T U R A A m b a r c u m i a n , V. A., 1938, Ann. Leningrad Univ., No. 22.

C h a n d r a s e k h a r , S .,1942, Principles o f Stellar Dynamics, Univ. o f Chicago Press. H e n o n, M., 1960a, Ann. d ’Astroph., 23, 467.

H e n ó n , M., 1960b, Ann. d ’Astroph., 23, 668.

H e n o n , M., 1969, Astronomy and Astrophysics, 2 ,1 5 1 . K i n g , I., 1958a, Astron. J. 63, 109.

K i n g , 1., 1958b, Astron. J. 63,1 1 4 .

L y n d e n - B e l l , D., W o o d , R „ 1968, M.N.R.A.S., 138, 495. S p i t z e r, L„ 1940, M.N.R.A.S., 100, 396.

T a f f , L .G ., V a n H o r n , H. M., 1975, Astroph. J., 197, L23. W o o l e y , R„ 1954, M .N.R.AS., 114, 191.

Z PRACOWNI I OBSERWATORIÓW

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXV (1977). Zeszyt 1

CO DALEJ Z NEUTRINAMI SŁONECZNYMI?

B. K U C H O W I C Z

Wydział Chemii Uniwersytetu Warszawskiego (Referat wygłoszony na XVII Zjeździe PTA)

S t r e s z c z e n i e - Niezgodność wyników doświadczenia Davisa z przewidywaniami teoretycznym i tkwi u podstaw lawiny hipotez, wprowadzających nowe procesy fizyczne, modyfikujących standardowe założenia teorii ewolucji gwiazd itd. Tymczasem nie zdołano jeszcze sprawdzić bezpośrednio, przy użyciu laboratoryjnego źródła neutrin, czy wykorzystywana w powyższym doświadczeniu reakcja ^7C1 + V - * ^ A i + e~ przebiega zgodnie z przewidywaniami teorii. Równie konieczne jak przetestowanie tej reakcji wydaje się wykorzystanie innego jądra (poza chlorem ^7C1) do detekcji neutrin ze Słońca.

MTO flAJIblllE C COJIHEHHblMM HEflTPHHO? B. K y x o b k i . C o f l e p w a H H e - Hecornacwe

MCJKfly pe-jyjibraTaMH S K C n ep H M eH T a HeBHca h TeoperaMecKHMH pacMexaMH n p H B e n o k jiaB U H e n m o T e 3 , B K O T O PU X BBOAHTCa H O B bie 4>H3H«ieCKHe n p o U C C C b l, MOHH(J)HUHpyK)T C T aH flapT H bie npCH JIO CbU lK H TeopHM 3BOJHOUHH 3BesH HTA- Meamy TeM, eu ie n p flM O He flOKa3aHO, npooxn«T jih Hcnonb3yeMaa p eaK u w i 37CI + v —

37

—* Ar + e n o a aeftcTBHeM HeflTpHHO c KaKoro to jia6opaTopH oro HcroHHHKa. IlpHMeHeHMe n p y ra x 37

HyioiHnoB K p o M e Cl b B H fle neTeKTopoB - crojib 5Ke B a who flJia p e m e iiH H 3araflKH c o n H e w b i x HeflTpHHO.

WHAT FURTHER WITH THE SOLAR NEUTRINOS? A b s t r a c t — The discrepancy between Davis’ observational results and theoretical predictions forms the basis for a high influx o f hypotheses in which new physical processes arc introduced, standard assumptions o f stellar evolution theory are modified

37 37 —

etc. At the same time, the reaction Cl + v -* Ar + e applied in the abovementioned experiment still has not been directly verified in any laboratory neutrino source. An application of another nuclid besides

Cl to solar neutrino detection may be equally necessary for solving the neutrino puzzle.

__________

Od wielu już lat D a v i s prowadzi próby rejestracji przemian jądrowych chloru w argon:

37C1 + Vg -> 37Aj + e~ (1)

spowodowanych przez neutrina ze Słońca, stosując do tego celu ogromny podziemny zbiornik zawierający 380 tys. litrów CjCfy. Otrzymana na tej drodze górna granica dla wartości strumienia neutrin wysokiej

energii (reakcja podana wyżej ma bowiem próg 0,816 MeV) pochodzących z reakcji jądrowych we w nętrzu Słońca ulega ciągłemu obniżaniu ( D a v i s i in. 1968, 1972; D a v i s i E v a n s 1973,1974). Teoretycy nie nadążają z odpowiednim obniżaniem przewiflywanej wartości tego strumienia. Wysunięto już kilka­ dziesiąt przedziwnych nieraz hipotez dla wyjaśnienia, dlaczego tak m ało neutrin słonecznych dociera do Ziemi, czy może raczej dlaczego tak m ało ich się rejestruje. W referacie swym nie jestem w stanie wszystkich tych hipotez nawet wymienić; zainteresowanych ich omówieniem odsyłam do swego artykułu przeglądo­ wego wydanego w postaci preprintu, który wkrótce ukaże się w druku ( K u c h o w i c z 1975). Skon­ centruję się jedynie na paru aspektach, które w chwili obecnej wydają m i się najbardziej istotne.

Rys. 1. Graficzne podsumowanie wyników uzyskanych przez D a v i s a. Cyfry na rysunku oznaczają: 1 - produkcja argonu ^ A r w detektorze D a v i s a (w atomach na dobę); 2 — numer kolejny eksperymentu; 3 - szybkość wychwytu neutrin ze Słońca (w SNU); 4 - w artość wg standardowego modelu Słońca; 5 - poziom z promieniowania kosmicznego; 6 - wielkości średnie; 7 - średnia ze wszystkich eksperymentów;

8 — średnia z eksperymentów z wyjątkiem nr 27

Problematykę astronomii neutrinowej Słońca przedstawiłem obszernie w języku polskim przed kilku laty ( K u c h o w i c z 1970, 1971). Już wtedy widać b y ło , iż D a v i s otrzym uje w swym radiochemicznym detektorze neutrin słonecznych znacznie niższą granicę górną dla liczby wychwytów neutrina przez jądra 37C1 niż to daw ały oceny teoretyczne oparte na uznanych podówczas modelach słonecznych. Rozbieżności nie wydawały się jeszcze wtedy tak groźne, wyrażano przekonanie, iż wystarczą udoskonalenia modeli teoretycznych i wszystko będzie dobrze. Wbrew jednak oczekiwaniom nie udaw ało się dostatecznie „naciągnąć” wyniku obliczeń, jednocześnie kolejne średnie z doświadczenia D a v i s a okazyw ały się coraz niższe. Z upływ em czasu rozbieżność w zrastała zamiast maleć - ilustruje ją przytoczony rysunek, na którym w ślad za D a v i s e m i F. v a n s e m (1974) zamieszczono wyniki kolejnych eksperymentów od chwili, gdy ogromny bak z perchloroetylenem zalany został wodą w grocie podziemnej; gdzie jest umiesz­ czony. Zainteresowanych metodyką doświadczenia odsyłam do szczegółowego opisu podanego w rozdz. 8 swego dawnego przeglądu ( K u c h o w i c z 1970). W tym miejscu wspomnę tylko, że aczkolwiek doświad­ czenie D a v i s a prowadzone jest w sposób ciągły od niemal dziewięciu lat, wyróżnia się w nim kolejne, nieznacznie tylko różniące się między sobą czasem trwania (przeciętnie rzędu 3 miesięcy) napromieniowania

1

Z pracowni i obserwatoriów 17

gigantycznego baku neutrinami (docierającymi doń ze Słońca). Po każdym takim napromieniowaniu następuje wydzielenie promieniotwórczego argonu •!7Ar, który m iał przez ten czas wytworzyć się w reakcji (1) z chloru, a następnie - w specjalnym liczniku promieniowania - zlicza się impulsy, związane z rozpadem owego 37Ar znajdującego się w większej ilości niepromieniotwórczego nośnika, argonu -^A r. Kolejne napromieniowanie wraz z wydzieleniem i detekcją promieniotwórczego izotopu argonu zw ykło się nazywać pojedynczym eksperymentem, nadając zarazem kolejny numer. Jak widać na rysunku, jedynie w ekspery­ mencie nr 27 otrzym ana liczba atom ów ^ A i zgodna była z przewidywaniami teoretycznym i. Odbiegała ona jednak tak znacznie od wyników pozostałych eksperymentów, że uczeni znacznie bardziej skłonni byli powiązać ten anpmalny wynik z wybuchem Supernowej w Galaktyce* niż sądzić, żc nareszcie Słońce zachowuje się zgodnie z teorią. Zresztą i tak uwzględnienie owego eksperymentu n r 27 pizy braniu średniej niewiele zmienia, jak to widać na rysunku: różnica pomiędzy przewidywaniami opartym i o standardowe modele budowy Słońca (B a h c a 11 i in. 1973) a średnią z doświadczenia pozostaje wciąż różnicą o rząd wielkości!

Przeróżne sposoby wyjaśnienia niezgodności między teorią a doświadczeniem można dość schematycznie podzielić na trzy grupy w zależności od tego, czy powód niezgodności tkwić ma w fizyce, chemii czy astrofizyce. Spekulacje powyższe, najpełniej przedstawione w dokonanym obecnie przeglądzie ( K u c h o ­ w i c z 1975), rozpoczęły się już po opublikowaniu przez D a v i s a pierwszego rezullalu, uzyskanego przy użyciu obecnego detektora ( D a v i s i in. 1968); przedstawiliśmy je w części przed kilku laty w rozdz. 12 i 13 przeglądu na łam ach niniejszego pisma ( K u c h o w i c z 1971).

Sytuacja dojrzała chyba ^obecnie do tego, by powrócić do sprawy, na którą zwróciłem uwagę przed dziesięciu laty ( K u c h o w i c z 1965). Reakcja jądrowa (1), tkwiąca u podstaw metodyki doświadczalnej D a v i s a, nie została bowiem sprawdzona laboratoryjnie - przy użyciu ziemskiego źródła neutrin o znanej wydajności. Wprawdzie teoria oddziaływań słabych daje wyrażenie na szybkość przebiegu tej reakcji i została ona potwierdzona w przypadku ogromnej liczby innych radionuklidów, pogłębiająca się jednak rozbieżność między przewidywaniami teoretycznym i a wynikami doświadczenia D a v i s a każe niektórym wątpić w słuszność teorii. Trzeba by ją ostatecznie sprawdzić i dla procesu (1) - bezpośrednio. W chwili, kiedy proponow ałem użycie ziemskiego źró d ła neutrin, sprawa nie wydawała się równie nagląca co dziś. Stanowiło po prostu ciekawostkę, że w reaktorze wytworzyć można przez napromieniowanie neutronami pewną niewielką liczbę radionuklidów, rozpadających się bądź przez przemianę |3+ , bądź też poprzez wychwyt elektronu. W obu przypadkach istotnym produktem rozpadu byłoby neutrino elektronowe Ve .

Nuklid macierzysty (trw ały) dla produkcji przez aktywację neutronam i owego radionuklidu powinien odznaczać się stosunkowo wysokim rozpowszechnieniem w przyrodzie, przekrój jego na aktywację powinien być możliwie duży, czas półtrw ania jego produktu - w zakresie od .godzin do miesięcy, wreszcie przy­ najmniej część powstających neutrin powinna mieć energię powyżej .progu dla reakcji (1), tj. powyżej wartości 0,816 McV. Spełnienie tych wszystkich warunków niezbędne jest po to , by można było w reaktorze wytworzyć przez napromieniowanie dostatecznie silne i długo żyjące źró d ło neutrin, którego transport do miejsca, w jakim znajduje się detektor Davisa m iałby sens. W ciągu tego czasu aktywność źródła nie powinna za bardzo spaść. Nie może być to zarazem źró d ło zawierające radionuklid zbyt wolno się rozpadający, np. obdarzony czasem półtrw ania rzędu dziesiątków czy setek lat, trudno by się bowiem wtedy • spodziewać, by strumień neutrin z tego źró d ła mógł wtedy dawać przynajmniej o rząd więcej przemian chloru w argon niż przechodzący przecież równocześnie przez detektor strumień neutrin słonecznych. Efekt powinien być widoczny. Wyprodukowanie odpowiednio silnego źró d ła neutrin w reaktorze nie jest proste, w niewielu bowiem reaktorach napromieniowywać można neutronam i ogromne ilości substancji, rzędu co najmniej kilograma. Potrzebny jest do tego odpowiednio duży zapas reaktywności, rzędu kilkunastu procent; warunki te spełniają reaktory w rodzaju HFIR z Argonne.

Spośród różnych możliwych teoretycznie sztucznych źró d eł neutrin optym alne dla celów sprawdzenia procesu (1) wydaje się źró d ło miedziowe ( K u c h o w i c z 1965), albo cynkowe ( A l v a r e z , wiadomość prywatna). W przypadku miedzi izotopem jej, spełniającym odpowiednie warunki, jest ^^Cu. Stanowi on ok. 69,09% w miedzi naturalnej, ma przekrój czynny na wychwyt neutronów rzędu 4,5 barna, a jądro ^ C u - produkt aktywacji - ma czas półtrw ania rzędu l'2,8 godz. Wreszcie ok. 43% jąder ^ C u rozpada się

4

'

*Jak wiadomo, z wybuchem takim wiąie się krótkotrw ałe zwiększenie jasności neutrinowej o wicie

rzędów wielkości. ^

poprzez w ychw yt elektronu, czem u tow arzyszy emisja n eu trin z energią pow yżej progu dla reakcji (1). N aprom ieniow yw anie tarczy miedziowej o masie rzęd u l - 3 k g w reak to rze d o pro d u k cji radionuklidów jest ju ż m ożliwe, szybki zaś tran sp o rt (drogą pow ietrzną) d o d e te k to ra (w stanie P łd . D akota) m ożliw y jest w ciągu czasu krótszego niż czas p ó łtrw an ia dla w ytw orzonego radio n u k lid u . P am iętać trze b a jed n ak o ty m , że przy p o d an y m czasie p ó łtrw an ia ak ty w n o ść tarczy spada do mniej więcej jednej trzydziestej aktyw ności początkow ej ju ż po u p ły w ie 2,5 dnia o d jej w yjęcia z reak to ra. Stąd w ynika konieczność nieustannego naprom ieniow yw ania kolejnych tarc z m iedziow ych w reaktorze i zastępow anie nim i starych tarcz um iesz­ czonych w pobliżu d e tek to ra. P raktycznie m o g ło b y wyglądać to w ten sposób, że przez ok res 3 - 4 mies. (czas trw ania pojedynczej ekspozycji w dośw iadczeniu Davisa z n eu trin am i słonecznym i) trw a ć b ę d zie ciągłe naprom ieniow yw anie kolejnych porcji m iedzi w reak to rze oraz tran sp o rt ich do d e te k to ra na dnie szybu kopalni - nie ma bow iem sen«» ruszać d e te k to ra z m iejsca, w k tó ry m się znajduje. Nie trzeba w ym ieniać każdorazow o wszystkich tarcz znajdujących się o b o k d ete k to ra . Można u trzy m y w ać w jego o to czen iu do kilku tarcz jednocześnie. D odając tarczę wracającą o d aktyw acji usuw ać m ożna zarazem tę tarc zę , k tóra leżała n ajd łu żej. K olejne wym iany tarc z o d b y w ać się m ogą np. co 12 g odz., przy czym pojedyncza tarcza utrzym yw ana będzie w pobliżu d e te k to ra przez okres 60 g odz. (odpow iadający p ięciu p ó ło k reso m zaniku, co daje zmniejszenie aktyw ności o czynnik 2^). Łączna masa użytej d o aktyw acji m iedzi będzie rz ę d u paru to n , co nie wydaje się czym ś w ygórow anym . G dyby w ciągu w spom nianego czasu trw ania ek sp ery m en tu z m iedzią p o w stały w d e te k to rz e Davisa odpow iednio w iększe ilości argonu ^ A r , zgodne z w ynikam i obliczeń, stan o w iło b y to dow ód, iż przebieg reakcji (1) nie kryje żadnej niespodzianki i że w inę za nie­ zgodność przew idyw ań teorii z w ynikam i - D a v i s a zw alić trzeba np. na astro fizy k ę w n ętrza S ło ń ca.

D odajm y w ty m miejscu, że istnieje m ożliw ość um ieszczenia p reparatu prom ieniotw órczego w specjalnym pom ieszczeniu znajdującym się w centralnej części b ak u stosow anego przez D a v i s a , tak by w arunki naprom ieniow yw ania substancji użytej do detek cji (C2CI4) n eu trin am i z tego p reparatu b y ły opty m aln e. Zasadniczy k ło p o t w chwili obecnej - to sprawa tran sp o rtu tarcz m iedziow ych o' w ysokiej aktyw ności. Wciąż jeszcze, mimo iż przeprow adzenie proponow anego dośw iadczenia pow inno b y ć w zasadzie d o ść proste, stoją na jego drodze tru d n o ści. W ty m m iejscu m ożna by zadać pytanie: jeśli takie są tru d n o ści z tran sp o rtem , to czem u nie um ieścić d e te k to ra neutrin w pobliżu reak to ra, w k tó ry m p o w staw ało b y na drodze aktyw acji sztuczne ź r ó d ło neutrin? A m oże u ży ć akceleratora? O dpow iedź na o b a te pytania jest na razie jeszcze negatyw na: b y ło b y to przeprow adzenie detekcji w zasadzie na pow ierzchni Ziem i, w obecności t ła pochodzącego nie ty lk o o d n eu trin sło n eczn y ch , ale, co gorsza, od innych, znacznie silniej o d d z ia łu ją ­ cych z m aterią cząstek kosm icznych - ja k ch o ćb y n p . o d m ionów - k tó re w sposób pośredni (p atrz np. B u g a j e w, K o t o w i R o z e n t a l 1970) p ro d u k o w ać mogą znacznie więcej argonu - 7Ar. E fekt pochodzący o d n eu trin ze sztucznego ź r ó d ła stać się m oże dostrzegalny dopiero w ted y , gdy d e te k to r um ieszczony będzie d o statecznie g łę b o k o pod Ziemią.

Na zakończenie należy podkreślić, że w sytuacji dzisiejszej, gdy tru d n o m ów ić o szybkim spraw dzeniu lab o rato ry jn y m przebiegu reakcji (1) pod działan iem n e u trin ze ź r ó d ła ziem skiego, istnieje nadzieja na rozstrzygnięcie obserw acyjne kontrow ersji neutrinow ej d z ię k i użyciu innego (o b o k chloru Cl) jąd ra do d etekcji n e u trin . W kilku laboratoriach świata trw ają o d lat pró b y użycia tak ich jąd e r, ja k gal Ga i lit Li do d etekcji n eu trin przy użyciu o d w ro tn y ch procesów b e ta p o d o b n y c h do reakcji (1). T rudności tkw ią tu taj w opracow aniu m etod ek sperym entalnych, k tó re p o zw o lib y ły np. na szybkie i wydajne w ydzielenie kilku atom ów germ anu z to n galu, albo na w ydzielenie b erylu z litu . Szczególnie k o rzy stn ą m ożliw ością spraw­ dzenia, czy n eu trin a pow stają we w n ętrzu S ło ń ca w przew idyw anych ilościach i czy um iem y je m eto d ą radiochem iczną w y k ry ć, b y ło b y w p rzy szło ści w ykorzystanie reakcji:

7 *Ga +

1

> + e . • ( 2)

P P.

o niezw ykle niskim progu 0 ,233 MeV. D e tek to r galow y b y łb y c z u ły przede wszystkim dla niskoeneigetycz- nych n eu trin z reakcji syntezy d e u teru :

p 4 p -*• 2 D + e + + vg (3)

udzieliłb y w ięc nieco odm iennej inform acji niż d e te k to r chlorow y (w k tó ry m d o m in o w ać m a w k ład n eu trin boro w y ch , z najrzadszej g a łę z i cyklu p - p ) . W prawdzie rozm iary d e te k to ra galowego b y ły b y znacznie m niejsze o d obecnego d e te k tó ra Davisa, jed n ak że cena galu i b rak w iększych ilości tego m etalu n a ry n k u

Z pracowni i obserwatoriów 19 stanowią jedną z trudności (być może, do przezwyciężenia). Najprawdopodobniej kwestia neutrin sło ­ necznych wyjaśniona zostanie dopiero po zbudowaniu drugiego detektora, bądź po sprawdzeniu reakcji (1) pod działaniem neutrin pochodzących z innego ź ró d ła niż Słońce. Na jedno i drugie trzeba jeszcze poczekać.

L I T E R A T U R A

B a h c a l l , J. N., H u e b n e r , W. F „ M a g e e , N. H., Jr., M e r t s , A. L., U l r i c h , R .K ., 1 9 7 3 ,Ap. J., 1 8 4 ,1 .

B u g a j e w, E. W., K o t o w, Ju. D., R o ż e n t a l , 1. L., 1970, Kosmiczeskije miuony i nejtrino, Atomizdat, Moskwa.

D a v i s , R., Jr., H a r m e r , D .S ., H o f f m a n , K. C., 1968, Phys. Rev. Lett., 20,1 2 0 5 .

D a v i s , R., Jr., E v a n s , J. G., R a d e k a, V., R o g e r s , L. C., 1972 [w] „Proceedings o f the Europhysics Conference on Neutrinos, Balatonfured', Hungary, 1 1 -1 7 June 1970” (Budapest, OMKDK- -T echnoinform ), 5.

D a v i s , R. Jr., E v a n s , J. C., 1973 [w] „Proceedings o f the 131*1 Intem . Conference on Cosmic Rays, Denver” , 2001.

D a v i s , R. Jr., E v a n s , J, C., 1974 [w] „VI Lelingradskij Mieżdunar. Seminar -„Uskorienije Czastic i Jadem yje Reakcii w Kosmosie” 1 9 -2 1 Awgusta 1974” (Inst. Ioffego AN ZSRR, Leningrad), 91.

K u c h o w i c z , B., 19.65, Nukleonika, 1 0 ,5 2 3 . K u c h o w i c z , B., 1970, Post. Astron., 1 8 ,1 4 9 ; 263. \ ' K u c h o w i c z , B., 1971, Post. Astron., 1 9 ,109.

K u c h o w i c z , B., 1975, Neutrinos from the Sun, preprinty nr 55, 5 6 ,5 7 , Z akł. Astron. PAN; R ep o rtso n Progress in Physics (1976), 291.

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXV (1977). Zeszyt 1

INFORMACJA ASTROFIZYCZNA I KOSMOLOGICZNA

WYNIKAJĄCA Z PRODUKCJI MEZONÓW 7T° W PRZESTRZENI KOSMICZNEJ

B. K U C H O W I C Z

Wydział Chemii Uniwersytetu Warszawskiego

Z. S T R U G A L S K I

Instytut Fizyki Politechniki Warszawskiej (Referat wygłoszony na XVII Zjeźdźie PTA)

S t r e s z c z e n i e - Powstawanie i rozpad neutralnych mezonów 7t°, dość dobrze zbadane w labora­ toriach fizycznych, zachodzi w sposób ciągły w przestrzeni kosmicznej. Z laboratoriów fizyki wysokich eneigii uzyskujemy dane o przekrojach czynnych i innych charakterystykach wymienionych procesów. Informacja powyższa znaleźć może zastosowanie w astronomii promieniowania gamma - do analizy procesów jądrowych w przestrzeni kosmicznej, do lokalizacji ź ró d eł promieniowania

7

(i 7T°) oraz do oceny ewentualnej domieszki antym aterii w otoczeniu Galaktyki.

ACTPO<DM3H«IECKAfl H KOCMOJIOrHHECKAfl MHOOPMAUMfl CJIEHYIOmAfl H

3

IlPOflyKUHM 17° ME30H0B B KOCMHHECKOM nPOCTPAHCTBE. E. K y x o b h m, 3. C i p y r a m c K H . Co-

s e p * a « H e , PoweHHe h pacnan H e f tr p a ^ b H b i x r i n o i i o i i ( t t ° ) xoporno H c c n e n o B a e M b ie b $ H 3 H * ie c K o tt n a ó o p a T o p H H , n p o H c x o f l j r r H e n p e p b iB H O b k o c m h h c c k o m n p o C T p a H C T B e . B n a S o p a T o p H H b u c o k h x 3 H e p r n f i m l i n o n y q a e M a a i m b i e no ce^eH H H M h ApyrHM x a p a K T e p H c tH K a M s t h x n p o u e c c o B . 3 t h A a n n u c m o > k h o n p H M e H H T b b ra M M a -a c rp o H O M H H - k a H a m n y H A e p iib ix npoueccoB b M OK 3Be3A H OM n p o C T p a H C T B e, k JiO K a- JIH33UMH HCTOW HKOB J (H ir ° ) - H 3 Jiy 4 eH H « H K O lte H K e npH M eC H aH TH M aTepH H B COCeHCTBe r a jia K T M K H .

ASTROPHYSICAL AND vCOSMOLOGICAL INFORMATION FROM THE NEUTRAL PION PRODUCTION IN COSMIC SPACE. A b s t r a c t — Production, and decay o f neutral pions n . relatively well studied in laboratories, is continuously occurring in cosmic space. From high energy physics

laboratories we obtain data about cross sections and other characteristics o f the above mentioned processes. This information can be applied in gamma-ray astronom y — to an analysis o f nuclear processes in space, to a location * f y-ray (and n ° ) sources, and to an estimation o f a possible admixture o f antim atter in the neighbourhood of the Galaxy.

Celem ttadań nad promieniowaniem kosmicznym, zewsząd do nas docierającym, jest zarówno wyznaczenie jego składu (udział różnych rodzajów cząstek elementarnych i jąder atomowych) oraz widma energetycz­ nego wszystkich składowych, jak i rozstrzygnięcie kwestii pochodzenia promieniowania kosmicznego ( H a y a k a w a 1969; S t r u g a l s k i 1976). Nawet w chwili obecnej, gdy dzięki użyciu aparatury wyniesionej na duże wysokości przez balony, rakiety i sztuczne satelity, umiemy zdobywać bezpośrednie dane dla promieniowania pierwotnego, niezmiernie trudno z tych danych wydobyć informację, co się dzieje w odległych od nas zakątkach Wszechświata.