Postępy Astronomii nr 3/1973

POSTĘPY

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 XXI — ZESZYT 3

1973

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 XXI — ZESZYT 3

1973

KO LEGIU M RED AK CYJN E Redaktor naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Jerzy Stodółkiewicz, Warszawa

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

W Y D A N O Z P O M O C Ą FIN A N S O W A PO LSK IE J A K A D E M II NAUK

Printed in Poland

Państwowe Wydawnictwo Naukowe O ddział w Łodzi 1973

W y danie I. Nakład 526 + 124 egz. Ark. w yd. 8,00. Ark. druk. 7,00. Papier olfset. kl. III. 80 g, 70 x 100. Podpisano do druku 18. IX. 1973 r.

Druk ukończono we wrześniu 1973 r. Zam. 310. T-13. Cena zl 10,— Zakład Graficzny Wydawnictw Naukowych

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXI (1973). Zeszyt 3

KOPERNIK A NAUKA WSPÓŁCZESNA

W Ł O D Z I M I E R Z Z O N N Obserwatorium Astronomiczne UW (Warszawa)

(Referat wygłoszony na XVI Zjeździe

Polskiego Towarzystwa Astronomicznego w Chorzowie, w lutym 1973)

Znaczenie De revolutionibus polega w mniejszym stopniu na tym , oo dzieło rfiówi samo, niż na tym co mówią inni, przez nie sprowoko­ wani. Dzieło to zapoczątkowało rewolucję, której samo nie proklamo­ wało. Jest to tekst bardziej rewolucjonizujący niż rewolucyjny.

(Thomas K u h n, The Copernican Revolution, Harvard University Press, Cambridge 1957, p. 134)

Nikogo nie trzeba przekonywać o tym , że żaden z współczesnych astronomów nie trzyma na swoim biurku De revolutionibus (jeśli oczywiście, nie jest historykiem astro­ nomii). Ani też Principiów Newtona. Losem bowiem każdej teorii naukowej jest wcześ­ niejsze lub późniejsze ustąpienie miejsca teorii nowej, bardziej uniwersalnej i wnikliwej od swojej poprzedniczki. Nic też dziwnego, że dzisiaj teoria heliocentryczna jest reliktem przeszłości, oglądanym z rozczuleniem w perspektywie ówczesnych zdarzeń społecznych i politycznych. Ową sukcesywność rozwoju nauki zapoczątkow ał właśnie Kopernik, za­ mieniając ją w ciąg rewolucji, i taką pozostała nauką po dziś dzień.

Warto jednak zwrócić uwagę na to, że reguła sukcesywności nie jest prawem obowią­ zującym każdą działalność ludzką. Ani Dostojewski, ani Van Gogh, ani Bach nie przestaną być aktualni i nie staną się „fałszywi" w tedy, gdy największy zapewne geniusz ludzki, Newton, dawno już przestał być czymś „praw dziwym ". Owszem, uczy się go w szkole, v < ale tylko dlatego, że wielu nauczycielom wydaje się teoria względności za trudna, mimo

że po jej pojawieniu się upłynęło przeszło pół wieku. Wydaje się to trochę żenujące wo­ bec szumnie recytowanych zdań o rewolucji naukowo-technicznej.

Przemijalność teorii naukowych nie jest jednak zupełna. D otyczy tego, co te teorie głoszą jawnie, co stanowi ich treść w yrażoną wprost. T o zaś co tkwi między wierszami prac pisanych, co stanowi ich impoderabilia, ma czasami żyw ot znacznie dłuższy; kto wie, czy nie wieczny.

Pitagoras, oprócz znanych wszystkim twierdzeń, pozostawił po sobie przekonanie,

v„y ■

172 W. Zonn

że prawdy o świecie zewnętrznym dają się wyrazić jeśli nie jedynie, to najlepiej w języku m atem atyki. Zdaniem niektórych, pośród pitagorejczyków, geometria była przed Stw órcą jeśli budował on świat podług wzorów geom etrycznych. ,,A co może być przed Stwórcą i nie być nim samym? “ pyta Kepler czyniąc w ten sposób m atem atykę identyczną z myśleniem boskim. Dziś wprawdzie tak nie rozum ujem y, wiele jednak ludzi uważa, iż w każdej nauce jest tyle dobrego, ile w niej jest m atem atyki; i to są współcześni pita- gorejczycy.

Newton, oprócz prawa ciążenia powszechnego i wielu znakom itych twierdzeń z me­ chaniki, pozostawił po sobie przekonanie o detenninizm ie wszystkich zjawisk, przynaj­ mniej w przyrodzie nieożywionej; przekonanie, że warunki początkowe określają całko­ wicie i jednoznacznie przebieg zdarzeń każdego układu cząstek m aterialnych na dow olną liczbę lat wprzód lub w tył. W ten sposób ów znakom ity uczony wtrącił nas w świat przypominający bardziej wnętrze com putera, niż otw artą scenę, na której obserwujemy grę kapryśnych sił przyrody. Wiemy skądinąd, że praw rządzących światem cząstek ele­ mentarnych nie da się sformułować w języku determ inistycznym , że wprowadzono tam język probabilistyczny, odbierający zjawiskom w mikroświecie charakter zdeterminowany.

Czy istotnie w takim i tylko takim języku dają się formułować prawa m ikroprzyrody — pozostaje dotychczas kw estią otw artą, w okół której toczą się od lat gorące spory.

Czy Kopernik pozostawił po sobie coś, oprócz miniaturowego Wszechświata, za­ mkniętego sferą gwiazd stałych, zawierającą orbity kołowe i liczne epicykle? Coś, co- byśmy mogli nazwać kopernikanizmem?

Spróbuję odpowiedzieć na to pytanie twierdząco, przedstawiając odpowiednie argu­ m enty. To, co zrobił Kopernik można by streścić w jednym zdaniu: przeniósł układ od­ niesienia z Ziemi do Słońca, przewidując wszelkie konsekwencje tego kroku. To, co potrafi dziś każdy student pierwszego roku posługując się kinem atyczną zasadą względ­ ności. Aby ta czynność jednak stała się banalna, ktoś kiedyś pierwszy musiał jej do­ konać — i to właśnie stanowi treść fizyczną rewolucji kopernikańskiej. Jak wiemy, New­ ton zrobił dalszy krok przenosząc układ odniesienia ze Słońca do rodziny układów iner­ cjalnych. Jak wiemy, są to również układy nie mające dziś żadnego znaczenia fizycznego, jedynie m etodologiczne, ułatwiające pewne „ludzkie" operacje m atem atyczne, lecz fał­ szujące rzeczywistość w sensie przyrodniczym.

Doszliśmy w ten sposób do przekonania,że przyroda nie ma układów wyróżnionych. Ze wybór takiego czy innego układu odniesienia jest sprawą w ybitnie „ludzką“ i to właśnie stało się naczelną zasadą myślenia i postępowania w fizyce i kosmologii. Dlatego też słusznie ow ą zasadę nazwano zasadą kopernikańską; aczkolwiek nikt nie podejrzewa Kopernika o to, iż ją wyrznawał. Był tylko tym , który zrobił pierwszy krok ku tem u, żeby w końcowym efekcie odrzucić wszelką myśl o istnieniu układów uprzywilejo­ wanych.

Sformułowanie zasady kopernikańskiej w sensie negacji nie wszystkim odpowiada, dlatego też kosmologowie form ułują jąjnieco inaczej. Twierdzą mianowicie, że wynik obserwacji i przebieg zjawisk w otaczającym nas Wszechświecie nie zależy, ogólnie biorąc, od miejsca, jakie w nim zajmuje obserwator. Wtrąciliśmy tu owo „ogólnie biorąc", aby wykluczyć wszelką myśl o identyczności, dopuszczając w ten sposób pewne odchylenia o charakterze przypadkowym . Nie trzeba nikogo chyba przekonyw ać,jak wielką rolę gra we współczesnej kosmologii zasada kopernikańska. Opierając się wyłącznie na niej

Kopernik a nauka współczesna

173

można np. wyprowadzić zależność prędkości oddalania się galaktyk od ich odległości od obserwatora, czyli wyprowadzić prawo H ubblea, nie uciekając się do obserwacji.

Wielu astronomów wykazuje przy tym tendencję do mniej lub bardziej dalekosiężnych uogólnień zasady kopernikańskiej (stając się bardziej kopernikańscy od samego Koperni­ ka). Jak wiemy, zwolennicy teorii Wszechświata stacjonarnego (steady state) uogólniają ją również w sensie czasu twierdząc, iż ogólny obraz rozmieszczenia obiektów we Wszech- świecie i przebieg w nim zjawisk nie zależą również od czasu, w jakim się dokonuje o b ­ serwacji. W ten sposób przekreślają oni wszelką myśl o Wszechświecie ewoluującym, który postulują wszyscy zwolennicy teorii big-bang. Aby się utrzym ać przy uogólnionej zasadzie kosmologicznej, zwolennicy teorii Wszechświata stacjonarnego muszą postulo­ wać powstawanie materii z niczego (czyli proces kreacji m aterii), łamiąc to, co fizycy uważają za jedno z podstawowych praw natury. Spór między tym i dwiema grupami kosmologów trwa ku obopólnem u dobru obu stron, nic bowiem bardziej nie szkodzi nauce, niż jednom yślność.

Warto jeszcze zwrócić uwagę na trzecią grupę uczonych, którzy próbują uogólnić zasadę kopernikańęką również na zjawiska biologiczne. Odrzuciwszy dość liczną grupę szarlatanów, którzy jak zawsze przemawiają najgłośniej, spróbujmy posłuchać argumen­ tów , do jakich się uciekają ludzie rozsądni, próbujący dowieść, iż we Wszechświecie powinny być planety zamieszkałe przez istoty inteligentne, podobne z grubsza do ludzi. Opierają się oni również na zasadzie kopernikańskiej, która implikuje tylko tyle, że we Wszechświecie m o g ą być istoty rozumne, co bynajmniej nie oznacza, że one być m u­ szę. Istnienie życia w tak rozwiniętej formie, jak ą są ludzie może nie być wcale czymś ogólnym we Wszechświecie; może być osobliwością nie objętą zasadą kosmologiczną, która orzeka wyłąeznie o ogólnych zjawiskach natury (jak już o tym wspominałem po­ przednio). A jeśli — jak to czynią niektórzy uczeni naiwni — uciekniemy się do rachunku prawdopodobieństwa i spróbujemy oszacować praw dopodobieństw o istnienia planety zamieszkałej przez istoty rozumne, spotykam y się od razu z pytaniem : w jakich grani­ cach warunki panujące na jakiejś innej planecie mogą się różnić od warunków ziemskich, aby na niej mogło pojawić się życie rozumne? Otóż na to pytanie nikt w tej chwili odpowiedzi udzielić nie potrafi. A jeśli te granice są niezmiernie „ciasne” i odpowiedni przedział dla jakiego obliczamy to praw dopodobieństw o jest praktycznie równy zeru, wynik będzie również bardzo bliski zera. W tym stanie naszej wiedzy o ewolucji życia stosowanie rachunku prawdopodobieństwa do zagadnienia dom niemanych istot rozu­ m nych we Wszechświecie jest dowodem kom pletnego nieuctwa.

Niektórzy próbują jeszcze inaczej, formułując zasadę kopem ikańską w sposób od­ mienny od tego, w jakim ją form ułują kosmologowie. Twierdzą, iż we Wszechświecie nie ma zjawisk, czy tworów u n i k a l n y c h . A zatem istota ludzka też nie jest unikalna. Wydawać by się mogło, że tę zasadę z jeszcze większym powodzeniem można zastoso­ wać do Ziemi zamieszkałej przez przeszło 3 miliardy ludzi. A tymczasem na niej był tylko jeden Einstein!

Zwróćmy przy tym jeszcze uwagę i na to, że zasada kopem ikańska, mimo że wydaje się wszystkim niezmiernie zdrowa i przekonywująca, nie jest bynajmniej dogmatem i astronom owie robią wiele, aby o jej słuszności przekonać się na drodze obserwacji.

prześle-174 W. Zonn

dzić w stecz, aż do czasów K opernika, św iadczy, iż wpływ tej osobow ości nie ograniczał się w yłącznie d o spraw przem ijających w astronom ii. O to dlaczego m iędzy innym i w arto od czasu d o czasu sięgnąć do starych ksiąg i zapisków , aby z nich odczy tać dzieje, k tóre nigdy się nie po w tó rzą, a je d n a k w pew nym sensie raz p o raz się pow tarzają.

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXI (1973). Zeszyt 3

METODY REJESTRACJI RENTGENOWSKIEGO PROMIENIOWANIA SŁOŃCA

Pracownia Związków Słońce-Ziemia Zakładu Astronomii PAN (Wrocław)

METO/łbI P E niC T P A U H H PEHTTEHOBCKOrO M3JiyHEHMH COJIHUA

M. XjioHfl

CoaepjK aHwe

B paóoTe flaHa noribiTKa ouenKM cymecTByioiuMX M etoaob perncTpai(nn

peHTreHOBCKoro H

3

Jiy Mewia

Cojwqa.

REGISTRATION METHODS OF THE SOLAR X-RAY RADIATION

A b s t r a c t

A discussion o f various m ethods used in registration o f Solar X-ray radiation is given..

1. WSTĘP

W ramach programu INTERKOSMOS, Pracownia Związków Słońce-Ziemia podjęła się opracowania fotom etru i spektrom etru na zakres 2—25 A do badania miękkiego promieniowania rentgenowskiego Słońca przy jego słabej aktywności. Przyrządy te są przeznaczone do wykorzystania w planowanych eksperymentach rakietowych i sateli­ tarnych.

W poniższym opracowaniu podjęto próbę ogólnej oceny m etod badawczych stoso­ wanych dotychczas przy rejestracji rentgenowskiego promieniowania Słońca.

Intensywne badania, odkrytego w 1949 r. przez B u r n i g h t a, promieniowania rent­ genowskiego Słońca, rozpoczęto (stosunkow o niedawno) dzięki rozwojowi techniki ra­ kietowej i balonowej, gdyż promieniowanie tego zakresu widma nic dociera do powierz­ chni Ziemi (rys. 1).

176

110

0

Dtuyośó fa li A- w

A

Rys. 1. Zależność absorpcji promieniowania rentgenowskiego od długości fali(R o s s i 1964) W fizyce za promieniowanie rentgenowskie przyjęto umownie uważać promieniowa­ nie o długości fali od 100 K do 0,01 X, przy czym ustalone granice są tu raczej płynne. W części długofalowej promieniowanie rentgenowskie pokrywa się częściowo z prom ie­ niowaniem ultrafioletowym a w części krótkofalowej z promieniowaniem y.

Badanie dowolnego źródła promieniowania rentgenowskiego ma w astronomii na celu uzyskanie informacji dotyczących:

1) natężenia źródła promieniowania,

2) struktury źródła — wymaga to stosowania przyrządów o zdolności rozdzielczej kątowej dochodzącej do wartości rzędu kilku sekund,

3) spektralnego rozkładu widma promieniowania — wymaga to stosowania przyrzą­ dów o zdolności rozdzielczej spektralnej od 10* do 10 5.

A

Zasadniczą cechą przyrządów dla zakresu X jest to , że nie można stosować tu ma­ teriałów załamujących i że cała technika optyczna musi być oparta na zjawisku odbicia i dyfrakcji. Promieniowanie o długości fali X < 500 X jest silnie pochłaniane przy kącie padania bliskim 0 °. W tym zakresie widma możliwe jest tylko tzw. ślizgające odbicie promieni. Maksymalny kąt ślizgającego padania (kąt pomiędzy powierzchnią odbijającą

M etody rejestracji rentgenowskiego promieniowania Stońca

177

a promieniem padającym), powyżej którego nie może ze względu na pochłanianie zajść

odbicie, określany jest również jako kąt krytyczny Bragga. Okazuje się, że kąt ten dla

fali o długości X = 10 A równy jest 1°,7 (d e J a g e r 1968), w zasadzie więc dla takiego

kąta trudno mówić o odbiciu fali padającej.

Uzyskiwanie obrazu źródła promieniowania dla długości fali X < 10 A może odbywać

się w oparciu o kolimatory mechaniczne, których kątowa zdolność rozdzielcza może

osiągnąć wartość rzędu 20 .

Z powyższych względów omawiany zakres promieniowania można podzielić na:

zakres EUV X > 500 A

(optyka tradycyjna)

zakres

X

J

10 A < X < 500 A

(optyka ślizgającego padania)

lX <

10 A

(optyka oparta na kolimatorach)

Informację o spektralnym rozkładzie widma źródła promieniowania uzyskać można

stosując siatki dyfrakcyjne lub odpowiednie kryształy. Siatki dyfrakcyjne można wy­

korzystywać do zakresu kilkudziesięciu angstremów, a poniżej tego zakresu, przeważnie

dla długości fali od 30 do 5 A, stosuje się kryształy. W tym zakresie, a szczególnie dla

mniejszych długości fal, do analizy spektralnej można wykorzystywać właściwości liczni­

ków proporcjonalnych, scyntylacyjnych i detektorów półprzewodnikowych.

2. REJESTRACJA PROMIENIOWANIA

Niezależnie od tego, czy celem eksperymentu będzie uzyskanie danych o natężeniu

źródła promieniowania, jego kątowym lub spektralnym rozkładzie, w każdym przypadku

do rejestracji tego promieniowania trzeba zastosować detektor, a najczęściej układ de­

tekcyjny złożony z detektora i urządzenia wzmacniająco-pomiarowego.

Podstawowe procesy, w wyniku których powstaje sygnał, zachodzą w detektorze.

Wykorzystuje się tutaj w zasadzie trzy zjawiska powodujące

powstanie elektronów,

a mianowicie: zjawisko fotoelektryczne, rozpraszanie comptonowskie i tworzenie się

par elektron-jon. Powstały sygnał, w większości przypadków, podlega wzmocnieniu

i dalszej obróbce zakończonej rejestracją za pomocą licznika impulsów, analizatora ampli­

tudy impulsów lub pomiarem napięcia wyjściowego intensymetru (integratora zliczeń).

Dostarczona przez detektor informacja może mieć postać:

1) sygnałów pojedynczych odpowiadających poszczególnym zarejestrowanym foto­

nom (licznik Geigera-Miillera, licznik proporcjonalny, licznik scyntylacyjny, detektor

krystaliczny i półprzewodnikowy),

2) sygnału średniego, odpowiadającego średniemu chwilowemu poziomowi promie­

niowania (komory jonizacyjne),

3) sygnału scałkowanego, odpowiadającego promieniowaniu pochłoniętemu w odpo­

wiednim czasie (emulsje fotograficzne, fosfory termoluminescencyjne).

Niektóre detektory (licznik proporcjonalny, scyntylacyjny, detektor krystaliczny

i półprzewodnikowy) wykazują proporcjonalność sygnału wyjściowego do energii traco­

nej przez kwant promieniowania, stosowane są więc do spektrometrii.

Dla wyjaśnienia znaczenia pewnych specyficznych wielkości charakteryzujących de­

tektory posłużmy się przykładem rejestracji promieniowania rentgenowskiego za poinoeą

liczników G-M. Jest to, jak wiadomo, układ dwóch elektrod umieszczonych w obudowie

178 M. Hlond

wypełnionej gazem. Do elektrod przykłada się odpowiednie napięcie. Rejestrowany kwant promieniowania, przechodząc przez okienko filtru wpada w objętość czynną licznika, powodując powstanie elektronów i zjonizowanych cząstek gazu. Je st to tzw. jonizacja pierwotna. Liczba powstałych par jonów jest proporcjonalna do energii kwantu wy­ wołującego jonizację. Rozwija się proces lawinowego powielania elektronów. Podczas trwania tego procesu licznik G-M pozostaje nieczuły na kolejne fotony przez okres zwany czasem martwym licznika (rys. 2). Po tym czasie możliwe jest powstanie na wyjściu impulsu, ale jego am plituda je st stosunkow o mała. Dopiero po upływie tzw. czasu roz­ dzielczego (określającego zdolność czasow ą rozdzielczą detektora), padający foton spo­ woduje powstanie impulsu o am plitudzie przewyższającej założony próg dyskrym inacji urządzenia rejestrującego.

Rys. 2. Zależność amplitudy impulsu od czasu pojawienia się kolejnych impulsów. 1 - czas martwy, 2 — czas rozdzielczy, 3 — czas powrotu

0 jakości danego detektora decydują następujące, charakterystyczne wielkości: 1) szybkość narastania impulsów (określająca zdolność rozdzielczą czasow ą), 2 ) czas rozdzielczy (wpływający na m aksym alną szybkość liczenia),

3) tło d etektora* (określające najmniejszą m ożliw ą do pom iaru wielkość natężenia prom ieniow ania),

4) trwałość detektora (czas pracy),

*Tło detektora — jest to poziom sygnałów wyjs'ciowych detektora wywołany przyczynami innymi, niż. mierzone promieniowanie.

Metody rejestracji rentgenowskiego promieniowania Słońca 179

5) próg nasycenia (określający maksymalną wielkość natężenia promieniowania mo­ żliwą do rejestracji),

6) wydajność detektora*, 7) zakres rejestrowanego widma.

3. METODY POMIAROWE

W dotychczasowej praktyce eksperymentalnej przeprowadzono doświadczenia sto­ sując w większości przypadków następujące detektory promieniowania rentgenowskiego Słońca: 1) emulsje fotograficzne, 2) fosfory termoluminescencyjne, 3) fotopowielacze, 4) komory jonizacyjne, 5) liczniki proporcjonalne, 6) liczniki Geigera-Miillera, 7) liczniki scyntylacyjne,

8) detektory krystaliczne i półprzewodnikowe.

I. EMULSJE FOTOGRAFICZNE

Jedna z najbardziej dostępnych, tanich i stosunkowo łatwych w realizacji metod badawczych, stosowana szczególnie w badaniach rakietowych i balonowych, gdzie mo­ żliwe jest odzyskiwanie zasobników z naświetloną błoną fotograficzną. Do zalet tej me­ tody należy niezbyt skomplikowana aparatura rejestrująca, nie wymagająca w zasadzie telemetrii, łatwość obróbki informacji i możliwość pomiarów szerokich zakresów widma. Użycie emulsji fotograficznych daje możliwość uzyskania dużej kątowej zdolności roz­ dzielczej obrazu, ale jednocześnie stwarza trudności w ocenie intensywności promie­ niowania.

Zakres intensywności, jaki można rejestrować przy użyciu emulsji fotograficznych, jest — niestety — kilkadziesiąt razy mniejszy od zakresu, jaki można mierzyć np. liczni­

kami gazowymi.

Dodatkową wadą jest fakt, że informacje o kątowym i spektralnym rozkładzie źródła promieniowania uzyskuje się drogą pośrednią przy fotometrowaniu, a nie bezpośrednio w czasie dokonywania pomiaru, jak to ma miejsce w przypadku wspomnianych liczni­ ków gazowych.

Jako materiały fotoczułe stosuje się specjalne emulsje o niskiej zawartości żelatyny, z których do najlepszych należy błona SC—5 firmy Kodak PathS. Wydajność emulsji fotograficznej zależy od długości fali — przykładowo: dla fali o długości X = 1 A

wy-*Wydajność kwantowa detektora jest to prawdopodobieństwo (ewentualnie wyrażone w procen­ tach), że kwant, który padł na czułą objętość detektora będzie zarejestrowany (tzn. wywoła impuls o odpowiedniej dla rejestracji amplitudzie).

180

dajność badanej emulsji fotograficznej wynosiła 30%, lecz dla X = 0,4 A już tylko 1%

(B 1 o c h i n 1959). Czułość emulsji dla średnich zaczernień (gęstość D = 1,0) dla SC—5

w zakresie 5 -2 5 A wynosiła 8.107 fotonów/ cm2 ( M o v s ' e v i in. 1969), co daje kilka

dziesiątych erg/cm2, a więc jest stosunkowo niewielka. Z tego względu przy projekto­

waniu eksperymentu z wykorzystaniem danego typu materiałów światłoczułych, większą

uwagę niż na zdolność rozdzielczą obrazu (ograniczoną zwykle rozmiarami ziaren emulsji)

zwraca się na określenie zakresu maksymalnej czułości i minimalnego czasu ekspozycji

emulsji, scharakteryzowanego zależnością (H e n k e 1963) s/n, gdzie: 4 — nachylenie za­

leżności gęstości zaczernienia od logarytmu ekspozycji, an — względna wartość skuteczna

szumów (wywołanych granulacją emulsji) nałożonych na krzywą przepuszczalności, u-

zyskaną przy fotometrowaniu.

Do rejestracji promieniowania rentgenowskiego Słońca z wykorzystaniem emulsji foto­

graficznych stosowano początkowo zwykle „pinhole’ -kamery i spektroheliografy.

Badania zapoczątkowane przez F r i e d m a n a prowadzone były również w ZSRR

przez M a n d e l s t a m a, Ź i t n i k a i in. (1964, 1967), a także w Polsce przez Mer-

g e n t a l e r a i in. (1971). Stosując filtry aluminiowe, berylowe i inne dla uzyskania

odpowiednich zakresów rejestracji, wykonano szereg zdjęć rentgenowskich aktywnych

obszarów Słońca. Obecnie możliwości badawcze znacznie rozszerzyły się dzięki opraco­

waniu teleskopów rentgenowskich i wielu nowych wersji spektrografów i spektrohelio-

grafów (d e J a g e r 1968).

II. TERMOLUMINESCENCYJNE FOSFORY

Stosowana do niedawna metoda badawcza wykorzystująca zdolność niektórych lu­

minoforów (np. CaS04(Mn)) do gromadzenia energii promieniowania rentgenowskiego

i następnie wydzielania jej bez strat w postaci błysku świetlnego pod działaniem bodźca

termicznego (wygrzewania w temperaturze 180°C). Termoluminescencyjne fosfory są

nieczułe na promieniowanie o długości fali X > 1300 A.

Dla danego zakresu promieniowania wzbudzającego energia wypromieniowana przy

nagrzewaniu jest wprost proporcjonalna do ilości kwantów promieniowania, padających

w czasie wzbudzenia. Ponieważ zmiana intensywności o 5 rzędów nie powoduje nasyce­

nia fosforu, metoda nadaje się do pomiarów intensywności w szerokich granicach. Wy­

dajność kwantowa zwiększa się przy malejącej długości fali, ale równocześnie obniża

się czułość energetyczna. Przykładowo A r c h a n g i e l s k a j a (1963) podaje, że dla fali

o długości X = 113 A wydajność kwantowa wynosiła 11%. K a z a c e v s k i j (1963), sto­

sując powyższą metodę badawczą, określił rozkład energii w widmie Słońca w zakresie

1—1000 A, wykorzystując odpowiednie filtry (Be, LiF, CeFj i inne).

Dla zakresu energii fotonów 8—15 keV, przy czułości fosforu 109 kwantów/erg, próg

energetyczny* układu detekcyjnego wynosił ok. l^-lO "4 erg/cm2 .s.

*Próg energetyczny — najmniejsza, możliwa do zarejestrowania przez układ detekcyjny wielkość natężenia promieniowania.

Metody rejestracji rentgenowskiego promieniowania Słońca

181

Ten typ detektorów ma w pewnych rozwiązaniach czułość o trzy rzędy leptaą od błon fotograficznych, a dzięki swej prostocie i zdolności do działania z otwartym okienkiem ma również przewagę nad licznikami gazowymi.

Fotopowielacze jako detektory charakteryzują się dużym wzmocnieniem, stosunko­ wo małym poziomem szumów i znaczną powtarzalnością wskazań. Do tego typu de­ tektorów zaliczyć należy fotopowielacze tzw. otw arte*, jak również nowsze rozwiąza­ nia takie jak: magnetyczne powielacze elektronowe (magnetic electron multipliers) typu Bendix i powielacze kanałowe (channel multipliers). Do wad fotopowielaczy należą (po­ za powielaczami kanałowymi): duże wymiary i znaczny ciężar.

Fotopowielacze otwarte wykorzystywał do pomiaru widma rentgenowskiego Słońca, w zakresie 1—lOOOA E f r e m o v (1961), a w zakresie 8 —25 A W a l k e r i R u g g e (1970). Posiadały one specjalne fotokatody (BeO, SrF2 , CsJ), niewrażliwe na działanie atmosfery oraz nieczułe na promieniowanie o długości fali X > 1300 A.

Zalety tego typu detektorów w stosunku do liczników G-M ująć można w następują­ cych punktach:

1) szerokie możliwości wyboru filtru i jego grubości, nie ograniczone wymaganiami próżnioszczelności i wytrzymałości (filtr nie jest częścią licznika),

2) pomiaru różnych zakresów widma dokonuje się tym samym licznikiem (przez zmianę filtru),

3) możliwość pokrycia szerokiego zakresu widma — mniejsza czułość na promienio­ wanie kosmiczne i twarde rentgenowskie,

4) możliwość regulacji zera i czułości.

Powielacze elektronowe (magnetyczne typu Bendix), skonstruowane w latach sześć­ dziesiątych mają wolframową fotokatodę oraz dwie płaskie elektrody, tworzące skrzy­ żowane pole elektryczno-magnetyczne. Odznaczają się one analogicznymi zaletami, co omówione powyżej fotopowielacze i są dosyć często wykorzystywane w pomiarach (B e n r i n g i in. 1962). Magnetyczne powielacze elektronowe odznaczają się stosunko­ wo małym poborem mocy, są poza tym nieczułe na promieniowanie o długości fali X > 1300 A. Do wad tych detektorów zaliczyć można zależność wzmocnienia od tempe­ ratury oraz duże wymiary i znaczny ciężar, co ogranicza możliwość stosowania kilku liczników obok siebie.

Powielacze kanałow e** nie mają tej wady, gdyż ich średnica wynosi od paru dzie­ siątych do kilku milimetrów, a więc mają wyjątkowo małe wymiary i ciężar, ponadto odznaczają się prostotą konstrukcji i dużą niezawodnością. Powielacze kanałowe nadają się szczególnie do rejestrowania widma przez skanowanie. Często stosuje się zestawy tych detektorów ( H u n t e r 1962). Powielacze kanałowe nie mają czułej powierzchni — można je więc przechowywać w atmosferze. Poza tym nie rejestrują one

promieniowa-*Fotopowielacze otwarte — fotopowielacze bez osłony szklanej, pracujące w próżni kosmicznej. **Powielacze kanałowe są to szklane rureczki pokryte na całej wewnętrznej-powierzchni ma­ teriałem oporowym, spełniającym rolę katody i dynod. Na elektrody przykłada się napięcie kilku kilowoltów, przy którym uzyskuje się wzmocnienie dochodzące do 3-108

182

nia o długości X > 1600 A. Ze względu na małe wymiary, prąd wyjściowy nie prze­ kracza wartości 10'9 A. Magnetyczne powielacze elektronowe i powielacze kanałowe znajdują zastosowanie przy pomiarach promieniowania o długości X > 10 A.

IV. KOMORY JONIZACYJNE

Są to powszechnie stosowane detektory, które wykorzystuje się w szerokim zakresie widma dla rejestracji fotonów, mogących wywołać jonizację gazu wypełniającego ko­ mory jonizacyjne. W badaniach kosmicznych stosowane są zazwyczaj komory joniza­ cyjne prądowe. Wybór konstrukcji detektora, rodzaju gazu i jego ciśnienia, jak również rodzaju materiału filtru zależy od energii rejestrowanych fotonów i intensywności pro­ mieniowania. Komory jonizacyjne pracują w zakresie nasycenia bez tzw. wzmocnienia gazowego, co oznacza, że ładunek elektryczny powstający w wyniku jonizacji pierwotnej dochodzi do elektrody nie powielony. Próg czułości tego typu detektora zależy od energii rejestrowanych fotonów i ograniczony jest czułością wzmacniaczy prądowych (10‘ 13 A).

Zakresy pomiarowe ograniczone są materiałem okna oraz przez gaz wypełniający ko­ morę. Przeprowadzono wiele eksperymentów wykorzystując ten typ detektora ( W h i l e 1963; L a n d i n i i F o s s i 1969). W pracy G r e g o r y ’ a i K r e p l i n a (1967) opisa­ no wyniki pomiarów uzyskanych przy zastosowaniu detektorów, których próg czułości energetycznej wynosi 3-10'4 erg/cm2.s. dla zakresu 8—20 A i 8-10'6 erg/cm2.s. dla za­ kresu 1—8 A.

V. LICZNIKI PROPORCJONALNE

Są to również liczniki gazowe różniące §ię od komór jonizacyjnycii tym, że pracują w zakresie wzmocnienia prądowego. Ładunek elektryczny wywołany jonizacją pierwotną zostaje powielony w silnym polu elektrycznym pomiędzy elektrodami.

Detektory te, stosowane w zakresie energii fotonów od kilku keV do ok. 100 keV, charakteryzują się tym, że amplituda impulsu jest proporcjonalna do jonizacji pierwotnej, a więc również do energii rejestrowanych fotonów. Ta właściwośc' liczników proporcjo­ nalnych wykorzystywana jest w spektrometrii. Analizując rozkład amplitud impulsów uzyskujemy informację o energii fotonów, a tym samym o spektralnym rozkładzie promieniowania.

Przy konstruowaniu liczników do rejestracji promieniowania o większej długości fali powstają poważne trudności związane z wytworzeniem dostatecznie cienkich i wytrzy­ małych — a jednocześnie nie przepuszczających gazu — filtrów. Mimo to znane są przy­ padki stosowania liczników do pomiaru promieniowania o długości fali X = 60 A. Przy energii fotonów 50—100 keV, licznik traci swoją wydajność, gdyż staje się przeźroczysty dla fotonów.

Spektralną rozdzielczość liczników, wykorzystywanych do spektrometrii w zakresie energii 1—30 keV, ocenić można na podstawie przybliżonego wzoru Culhane’a (d e J a- g e r 1968):

M elody rejestracji rentgenow.sk iego promieniowania Słońca

183

gdzie l 'j — en erg ia fo to n ó w w k c V ; d aje to p rz y k ła d o w o d la en erg ii fo to n ó w 6 keV z d o ln o ś ć ro z d z ie lc z ą w = 7% . Z teg o w zg lęd u sa m y c h lic z n ik ó w p r o p o r c jo n a ln y c h nic s to su je się d o s p e k tro m e trii p ro m ie n io w a n ia o d łu g o ści fali X > 10 A , lecz z w y k o rz y s ta ­ n iem o d p o w ie d n ic h k ry s z ta łó w . N ie tr a c ą o n e je d n a k sw o ich w łaściw o ści ja k o d e te k t o r y , g d y ż z a p e w n ia ją d o b ry s to s u n e k s y g n a ł/sz u m . L ic z n ik p ro p o r c jo n a ln y c h a ra k te ry z u je się d o b r ą c z a so w ą z d o ln o ś c ią ro z d z ie lc z ą , rz ę d u 10"6 s. Im p u lsy w y jścio w e o a m p litu ­ d zie k ilk u d o k ilk u d z ie s ię c iu m iliw o ltó w w y m a g a ją w y k o rz y s ta n ia w z m a c n ia c z y im p u ls o ­ w y c h . W łaściw e z a k re s y w id m o w e p o m ia ró w u z y s k iw a n e s ą p rz e z z a sto so w a n ie o d p o w ie d ­ n ich m a te ria łó w na filtry . L iczn ik p r o p o r c jo n a ln y je s t sto s o w a n y w e k s p e ry m e n ta c h b a rd z o c z ę s to , sz c zeg ó ln ie w z a k re sie d łu g o ści fal 0 ,5 —1 8 A (P o u n d s 1 9 6 2 ; C h u b b i in. 1 9 6 3 ; B r i n k m a n i in. 1 9 7 0 ).

V I. LICZN IK I G EIGERA-M ULLERA

S ą to p o w s z e c h n ie sto s o w a n e w sz e ro k im z a k re sie w id m a g azo w e d e te k to r y p ro m ie ­ n io w a n ia jo n iz u ją c e g o o c z u ło śc i d la X < 10 A lepszej o d fo to p o w ie la c z y . D e te k to r y te p r a c u ją w zak resie w y ła d o w a n ia k o ro n o w e g o . O z n a c z a to , że k a ż d a jo n iz a c ja p ie r w o tn a n ie z a le ż n ie o d en erg ii fo to n u p o w o d u je (n a s k u te k b ły s k a w ic z n ie ro z w ija ją c e g o się p r o ­ cesu la w in o w e g o p o w ie la n ia ) p o w s ta n ie w y ła d o w a n ia w całej o b ję to ś c i c z y n n e j lic z n ik a . W ty c h w a ru n k a c h a m p litu d a im p u lsu o c z y w iśc ie n ie zale ży o d jo n iz a c ji p o c z ą tk o w e j — m im o to te n ty p d e te k to r ó w m o ż n a s to so w a ć d o p o m ia ró w s p e k tra ln y c h w y k o rz y s tu ją c d y s p e rs y jn e w łaściw o ści k ry s z ta łó w . L ic z n ik G-M z n a jd u je sz e ro k ie z a sto so w a n ie w p o ­ m ia ra c h ze w zg lęd u na n is k ą c e n ę i łatw ość' p o słu g iw a n ia się n im . T e n ty p d e te k to r a (szc z e g ó ln ie liczn ik c h lo r o w c o w y ) w y k a z u je d o ść d u ż ą stabilności e le k try c z n y c h i s p e k ­ tr a ln y c h c h a r a k te r y s ty k p rz y d łu ż s z y m p o b y c ie w p ró ż n i i p o p rz e c ią ż e n ia c h m e c h a n ic z ­ n y c h . Z e w zg lęd u n a z n a c z n y czas m a r tw y , rz ę d u 1 0 '4 — 1 0 '3 s, n ie m o ż n a s to so w a ć go d o p o m ia ró w d u ż y c h n a tę ż e ń p ro m ie n io w a n ia .

D la w y d z ie le n ia o d p o w ie d n ie g o z a k re s u w id m a sto su je się o k ie n k a z filtra m i b e ry lo ­ w y m i, m ik o w y m i, a lu m in io w y m i i in n y m i (M a n s o n 1 9 6 6 ; M a n d e l s t a m i in. 1 9 6 8 ; L a n d i n i i R o s s i 1 9 6 9 ). W y d a jn o ść lic z n ik a G-M je s t ra c z e j n is k a , w y n o si z a z w y ­ czaj o d k ilk u d o k ilk u d z ie s ię c iu p ro c e n t i zależy o d en erg ii re je s tro w a n y c h fo to n ó w . D la p rz y k ła d u m o ż n a p o d a ć , ż e d la liczn ik ó w G-M w z a k re s ie d łu g o śc i fali 2 —8 A u z y s k a ­ n o p ró g c z u ło śc i e n e rg e ty c z n e j l-1 0 " s e rg /c m 2 .s, a d la z a k re s u 8 —2 0 A w a rto ś ć

1,5-10 '4 e rg /c m 2 .s ( V a s i l e v 1 9 6 6 ).

Im p u lsy n a p ię c ia w y jśc io w e g o są d u ż e , rz ę d u k ilk u d z ie s ię c iu w o ltó w , c o stw a rz a p e w ­ ne u d o g o d n ie n ia d la u k ła d ó w e le k tr o n ik i. D e te k to r ó w te g o ty p u u ż y w a n o w w ielu e k ­ s p e r y m e n ta c h , w y k o rz y s tu ją c j e w s z e ro k ic h z a k re s a c h w id m a , ja k n p . M a n s o n (1 9 6 8 ) w z a k re s ie 3 0 —1 2 8 A lu b L a n d i n i , R o s s i (1 9 6 9 ) w za k re sie 0 ,5 —8 A . S zczeg ó ln ie c z ę s to w y k o rz y s tu je się je w e k s p e r y m e n ta c h re a liz o w a n y c h w Z S R R p rz e z g ru p ę M a n - d e I s t a m a (1 9 6 8 ) .

VII. LICZN IKI SCYNTYLACYJNE

J e d n e z le p s z y c h d e te k to r ó w d o b a d a n ia in te n s y w n o ś c i sła b y c h s tru m ie n i re n tg e ­ n o w sk ic h o en erg ii fo to n ó w p o w y ż e j k ilk u d z ie s ię c iu k e V . N ajlep sze w y n ik i u z y sk u je

184

się w zakresie energii od 20 do 50 keV. Licznik scyntylacyjny jest to układ złożony z tzw. scyntylatora, w którym padające fotony wywołują fluorescencyjne rozbłyski i rejestrującego te rozbłyski — fotopowielacza. Jak o scyntylatory stosuje się zazwyczaj kryształy NaJ i CąJ oraz inne materiały. Górna granica rejestracji wynosząca ok. 1 keV spowodowana jest szumami termicznymi fotokatody, ale ze względu na małe wymiary kryształu licznik ma o wiele mniejszy poziom szumów od jonizacji przypadkowych niż licznik G-M. Wydajność rejestracji liczników scyntylacyjnych bliska jest 100%, co daje im również przewagę nad licznikami G-M. Do zalet liczników scyntylacyjnych w sto­ sunku do liczników G-M, zaliczyć należy także większą powierzchnię ich przekroju czynnego (są zatem czulsze), jak również mały czas rozdzielczy rzędu 10's — 10'9 s, zapewniający większy zakres dynamiczny pomiarów. Impulsy wyjściowe, proporcjonal­ ne do energii rejestrowanych fotonów, mają amplitudę kilkadziesiąt miliwoltów, stwarza to konieczność stosowania układów wzmacniających. Dla fotonów o energii kilkuset keV wydajność rejestracji spada do kilku procent. Proporcjonalność amplitudy impulsów wyjściowych do energii rejestrowanych fotonów pozwala na stosowanie liczników scyn­ tylacyjnych do spektrometrii, chociaż ich energetyczna zdolność rozdzielcza jest kilka­ naście razy mniejsza od zdolności rozdzielczej liczników proporcjonalnych. Można ją wyrazić wzorem (B 1 o c h i n 1959):

2,36 ,9v

w =

—— ,

(

2

)

sfE

gdzie E — energia fotonów w keV, co przykładowo dla fotonów o energii 6 keV daje wartość w = 96%, a dla energii 24 keV wartość w = 48% .

Liczniki scyntylacyjne są wykorzystywane w eksperymentach bardzo często, a szcze­ gólnie do rejestracji twardego promieniowania rentgenowskiego i promieniowania y ( R o s t 1964; T a k a k u r a i in. 1971).

VIII. LICZNIKI KRYSTALICZNE I PÓŁPRZEWODNIKOWE

Detektory te wyróżniają się spośród pozostałych bardzo korzystnymi właściwościami. Dzięki dużej energetycznej zdolności rozdzielczej i małym wymiarom szczególnie nadają się do spektrometrii.

Detektor krystaliczny jest to dielektryk (CdS, T1J, AgCl i inne) umieszczony po­ między dwiema elektrodami, zasilanymi napięciem od kilku do kilkuset woltów. Czas rozdzielczy licznika jest bardzo mały, rzędu 10'6 s, a amplituda impulsów wyjściowych proporcjonalna do energii padających fotonów nie przekracza wartości pojedynczych miliwoltów.

Detektory półprzewodnikowe szczególnie nadają się do rejestracji twardego promie­ niowania rentgenowskiego i promieniowania y, zwłaszcza wtedy, gdy wymagana jest bardzo duża energety czna zdolność rozdzielcza. Są to detektory wykonane z materiału półprzewodnikowego, w którym zarejestrowany foton powoduje powstanie ładunku elektrycznego proporcjonalnego do jego energii. Dobra zdolność rozdzielcza detektorów

M elo d y rejestracji rentgenow skiego prom ieniow ania Słońca

185

spowodowana jest tym, że na wytworzenie jednego elektronu w półprzewodniku po­

trzebna jest energia 3—4 eV, podczas gdy w licznikach gazowych do tego samego celu

potrzebna jest energia 30 eV, a w liczniku scyntylacyjnym aż 300 eV.

Do najbardziej znanych detektorów półprzewodnikowych należą detektory krzemowe

Si(Li) i germanowe Ge(Li). Najlepsze są jednak liczniki germanowe. Energetyczna zdol­

ność rozdzielcza detektora germanowego jest bardzo duża; przykładowo dla fotonów

0 energii 122 keV wynosi 1,9 keV (C h w a s z c z e w s k a 1972), przewyższa więc ona

kilkakrotnie zdolność rozdzielczą liczników scyntylacyjnych. Czas rozdzielczy i ampli­

tuda impulsów wyjściowych są analogiczne do odpowiednich wartości dla liczników

krystalicznych. Wydajność kwantowa detektorów germanowych jest mniejsza od wy­

dajności liczników scyntylacyjnych. Przeszkodą w szerszym stosowaniu liczników germa­

nowych są zasadnicze trudności spowodowane koniecznością chłodzenia detektora cie­

kłym azotem i przechowywania w próżni. Znane są jednak przypadki stosowania tego

typu detektorów w eksperymentach i tak np. J a k o b s o n ( P e t e r s o n i in. 1972)

przezwyciężając wspomniane trudności techniczne wiykonał teleskop

7

, wykorzystując

w charakterze licznika detektor germanowy Ge(Li).

4. UWAGI KOŃCOWE

Właściwy dobór detektora promieniowania rentgenowskiego ma zasadniczy wpływ na

powodzenie danego eksperymentu. Zagadnienie to wymaga rozpatrzenia wielu czynników.

Wybór detektora uzależniony jest przede wszystkim od zakresu energii rejestrowanych

fotonów, wymaganej czułości detektora i jego energetycznej zdolności rozdzielczej, jak

również od stosowanego systemu przekazywania informacji (telemetria) i rodzaju ekspe­

rymentu (rakieta, satelita, balon).

W planowaniu naszego eksperymentu musieliśmy również wziąć pod uwagę fakt, że

będzie on przypadał na okres słabej aktywności Słońca. W przypadku fotometru niski

poziom promieniowania rentgenowskiego Słońca będzie jeszcze dodatkowo osłabiony

przez kolimator o dużej kątowej zdolności rozdzielczej. Dla spektrometru czynnikiem

osłabiającym promieniowanie będzie rozpraszający kryształ. W obu przypadkach należy

się liczyć z tym, że strumień fotonów nie przekroczy maksymalnej intensywności równej

1,5-103 fotonów/s.

Schemat na rys. 3 pokazuje przybliżone zakresy długości fal, wewnątrz których mo­

żliwa jest praca poszczególnych rodzajów detektorów promieniowania rentgenowskiego.

Na rysunku zaznaczono również zakres promieniowania wynoszący 2—25 A, będący

obiektem zamierzonych pomiarów.

Jak wynika z tego rysunku, w zakresie tym nie będzie można, niestety, stosować

detektorów półprzewodnikowych i liczników scyntylacyjnych. Emulsje fotograficzne,

które można by ewentualnie wykorzystać w spektrografie, nie nadają się do eksperymen­

tów satelitarnych, gdyż nie można ich sprowadzać na Ziemię. Luminescencyjnych fosfo­

rów nie stosuje się obecnie w eksperymentach, gdyż jest to metoda pomiaru kłopotliwa

1 nie rokująca nadziei uzyskania dużych dokładności. Z podobnych względów nie korzys­

ta się obecnie z tradycyjnych fotopowielaczy, poza tym tego typu detektory mają stosun­

kowo niewielką wydajność w interesującym nas zakresie (szczególnie dla X < 10 A).

186

Rys. 3. Zakresy stosowalności różnych typów detektorów promieniowania rentgenowskiego Powielacze magnetyczne i kanałowe z kolei przydatne są dla nieco dłuższych fal (dla X > 10 A), nie mogą być więc w pełni wykorzystane.

W omawianym zakresie można zatem użyć w naszym eksperymencie ze względów praktycznych tylko następujące detektory: komory jonizacyjne, liczniki proporcjonalne lub liczniki G-M. Komory jonizacyjne, ze względu na ograniczenia ze strony czułości wzmacniaczy prądowych, mogą rejestrować promieniowanie o intensywności nie mniej­ szej niż ok. 103 — 104 fotonów/s (przy wydajności 100%). Dla osiągnięcia czułości niezbędnej dla rejestracji małych natężeń promieniowania należy skonstruować komory o powierzchni okienka wynoszącej kilkadziesiąt centymetrów kwadratowych. Konstruk­ cja taka stwarza duże trudności związane z zapewnieniem odpowiedniej przepuszczalności okienka przy jednoczesnej jego sztywności i próżnioszczelności. Przy większych wymia­ rach detektora wzrasta wpływ jonizacji przypadkowych, co zwiększa również poziom tła. Liczniki proporcjonalne i liczniki G-M mają dostateczną czułość gwarantującą powo­ dzenie eksperymentu. Licznik proporcjonalny ma nieco lepsze właściwości, mniejszy czas martwy i możliwość amplitudy dyskryminacji szumów. Pewne trudności powoduje mała amplituda impulsów wyjściowych. Powstaje konieczność stosowania specjalnych mało szumnych stopni wejściowych, poza tym istnieje niebezpieczeństwo fałszywych zliczeń spowodowanych różnego rodzaju zakłóceniami. Wpływ zakłóceń szczególnie uwydatnia się w przypadku gęstego upakowania wielu przyrządów i stosowania długich doprowadzeń elektrycznych, co zawsze ma miejsce w tego typu eksperymentach. Trud­ ności takich nie stwarzają liczniki G-M, dla których amplituda impulsów wyjściowych osiąga wartość nawet do kilkudziesięciu woltów. Elektroniczny układ rejestrujący jest w tym przypadku wyjątkowo pewny i prosty.

Wydaje się, że ostatecznego wyboru jednego spośród tych detektorów należy dokonać w oparciu o laboratoryjne wyniki doświadczalne.

M etody rejestracji rentgenowskiego promieniowania Słońca 187

L I T E R A T U R A

A r c h a n g i e l s k a j a , V.A., 1963, Optika i Spektroskopija „L uminescencij a” , 299. B e n r i n g, W.E., N e u p e r t, W.M., L i n d s a y , I.C., 1962, Space Research, Vol. III, 814. B 1 o c h i n, M.A., 1959, M etody rentgeno-spektralnych issledovanij, Moskwa.

B r i n k m a n , A.C., D e G r a f f, W., 1970, Utrechtse overdrukken, No. 129.

C h u b b , T.A., F r i e d m a n, H., K r e p I i n, R.W.,1963, Space Research, Vol. IV, 759. C h w a s z c z e w s k a . J . , Postępy Fizyki, Vol. XXIII, 4, 351.

G r e g o r y , B.N., K r e p 1 i n, R.W., 1967, J.G eophys. Research, 7 2 ,1 9 , 4815. H e n k e, B.L., 1963, X-ray Optics an X-ray microanalysis, 157.

H u n t e r , W.R., 1962, Space Research, Vol. Ill, 1187. J a g e r, C.de, 1968, Highlights o f astronom y, 108. E f r e m o v , A.I., 1961, Iskustv. Sput. Zemli, 10, 49. K a z a c e v s k i j , G.V., 1963, Iskustv. Sput. Zemli, 15, 71.

L a n d i n i, M., Monsignori F o s s i, B.C., 1969, Space Research, Vol. X, 909. M a n s o n, J.E ., 1966, Space Research, Vol. VII, 1251.

M e r g e n t a 1 e r ,J ., K o r d y 1 e w s k i, Z., H ł o n d, M., 1971, Bulletin de l’Academie Polonaise des Sciences, Vol. XIX, 11, 1065.

M o v s e v,V.G., 1969, reprint No. 1 9 6 ,1.F., Moskwa.

P e t e r s o n , L.E., P e 11 i n g, R.M., M a t t e n s o n , I.L., 1972, Space Sci Rev., 1 3 ,2 , 320. P o u n d s , K.A., 1962, Space Research, Vol. Ill, 1195.

Praca zbior., 1970, Encyklopedia Fizyki, Energia Jądrowa. P r o s t , K .I., 1964, Space Research, Vol. V, 513. R e e v e s , E.M., 1968, Highlights of astronomy, 75. R o s s i , B., 1964, Space Research, Vol. V, 1.

T a k a k u r a, T., O h k i, K., S h i b u y a, N., 1971, Solar P h y s.,1 6 ,2, 454.

V a s i l e v , B.N., Ź i t n i k, I.A .,K o m e e v , V.V., K r u t o v , V.V., M a n d e l s t a m , S.L., T i n d o, I.P., Ć e r e m u c h i n , G.S., Ś u r y g i n, A.I., 1968, Kosm. Issledov.,Vol. VI, 3, 420.

W a l k e r , A.B.C., J r, R u g g e, M.R., 1970, Astron. Astrophys., Vol. V, 1, 4. W h i t e , W.A., 1963, Space Research, Vol. IV, 771.

Ż i t n i k , I.A., K r u t o v , V.V., M a 1 a v k i n , L.P. M a n d e l s t a m , S.L., 1964, Kosm. Issledov.,Vol. II ,6 ,9 2 0 .

Ź i t n i k, I.A., K r u t o v , V.V., M a 1 a v k i n, L.P., M a n d e l s t a m , S.L., 1967, Kosm. Issledov.,Vol. V, 2 ,2 7 8 .

:

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXJ (1973). Zeszyt 3

UKŁADY PODWÓJNE TYPU W URSAE MAJORIS (W UMa) Część II

S Ł A W O M I R R U C I Ń S K I Obserwatorium Astronomiczne UW (Warszawa)

/JBOMHblE CMCTEMbl TMflA W URSAE MAJORIS (V UMA) llacTb II

C. P y U H H b C K H

CoflepwaHMe

B CTaTbe a a e T c a o Ó 3 o p pa3BMBajomMXCH b n o c jie flH e e BpeMH MeTOflOB onpefle.ieHMfl reoMeTpmiecKMX 3JieM6HT0B cwcTeM Tuna W UMa (b paMKax

KQHTaKToK M o a e jiH ); yKa3biBaeTCH Ha He^ocTaTKH c o r j i a co b3h h h re o M e T p tm e c K n x flaHHbIX CO CneKTpOCKOntmeCKMMM CBOHCTBaMH 3THX CMCTeM.

B TaóejiH 1 conocTaBjieHbi Bee onpeaejieHMH KOHTaKTHbix reoMeTpwMecKMX sjieMeHTOB, 0ny5jiMK0BaHHbie ao cwx nop.

THE BINARY SYSTEMS OF W URSAE MAJORIS TYPE (W UMa) Part II

S u m m a r y

The article gives a review of recently developed methods of -geometrical elements determination for the W UMa binaries (in the framework of contact model); lack of an agreement with the spectroscopic properties is pointed out.

Table 1 lists all the contact model geometrical elements determinations published till now.

190 S. K uciński

4. INTERPRETACJA KRZYWYCH JASNOŚCI

W pierwszej części artykułu (Post. Astr., 1972, 20, 275) opisane zostały zasadnicze charakterystyki układów typu W Ursae Majoris; przedyskutowano również próby wy­ tłumaczenia zaro'wno własności obserwacyjnych, jak i samego faktu istnienia tak osobli­ wych obiektów. Jedynym modelem zapewniającym opis prawie wszystkich danych ob­ serwacyjnych jest model oparty o wykorzystanie własności wspólnej, grubej optycznie i geometrycznie otoczki konwektywnej ( L u c y 1968a), która stanowi dogodny sposób wymiany energii między składnikami i która określa obserwowane charakterystyki układu (obserwator widzi tylko warstwy atmosferyczne, tej otoczki). Części centralne każdego ze składników generują energię zgodnie ze stanem ewolucyjnym i ze swymi masami (na ciągu głównym silna zależność produkowanej energii od masy w czwartej lub piątej po­ tędze!), konwektywna otoczka rozprowadza tę energię po całej swej powierzchni i stąd, w przeciwieństwie do rozdzielonych układów podwójnych, obserwowane jasności L gwiazd w układach typu W UMa są proporcjonalne po prostu do powierzchni odpo­ wiednich części otoczki, które można przypisać każdemu ze składników. Analiza geo­ metrii takich układów wskazuje, że powierzchnie te powinny być z kolei z grubsza proporcjonalne do mas każdej z gwiazd 2JI. Obserwuje się w ramach każdego układu właśnie w przybliżeniu zależność L^Zdt, tzn, stosunek jasności jest zbliżony do stosunku mas. Ten narzucony obserwacyjnie warunek jest jednym z najsilniejszych argumentów za kontaktowym charakterem układów typu W UMa. Ponieważ nie można go spełnić w jakimkolwiek innym z niewielu zresztą proponowanych modeli tych układów, model kontaktowy zostanie tu przyjęty jako podstawa w dyskusji metod wyznaczania elemen­ tów geometrycznych.

Argument ten jest na tyle silny, że każe nam odrzucić jako nierealne wieloletnie próby wyznaczania elementów układów typu W UMa za pomocą metod przystosowanych w za­ sadzie do wyznaczania elementów geometrycznych układów rozdzielonych ( R u s s e l l , M e r r i l l 1952; K o p a l 1959), tzn. metod stosujących rektyfikację do usunięcia efek­ tów bliskos'ci z krzywych jasności i opartych o rozwiązywanie tak otrzymanych krzy­ wych przedstawiających w zamierzeniu jedynie efekty zaćmieniowe. Metody te rzeczy­ wiście źle pracują w przypadku układów typu W UMa. Porównanie rozwiązań różnych autorów dla tych samych obiektów wykazują różnice np. w nachyleniu orbity rzędu 20° (ze skorelowanymi z tym, oczywiście, różnicami w innych elementach). Dokładniej­ sza analiza rozwiązań wskazuje, że praktycznie wszystko zależy od stosowanego sposobu rektyfikacji. Procedury rektyfikacji nie są zbyt ściśle określone, a ich stosowalność za­ leży od wielu czynników pozostawionych zwykle subiektywnej ocenie rozwiązującego. Istnieje zresztą wiele formuł rektyfikacyjnych zależnych od założonego a priori modelu układu i pozostaje kwestią otwartą, która z nich jest lepsza*. Na dodatek w przypadku układów typu W UMa konsekwentnie i ściśle przeprowadzona rektyfikacja prowadzi do otrzymania nawet stosunkowo realnie wyglądających krzywych (w sensie pozostawienia

*M a u d e r (1972) podał ostatnio metodę uwzględniania efektów przypływowych w formułach rektyfikacyjnych klasycznego modelu dwu podobnych elipsoid trójosiowych; jego rozwiązania wy­ kazują stosunkowo dobrą zgodność z wynikami dla modelu kontaktowego, szczególnie pod względem fotometrycznych stosunków mas i nachyleń orbit.

Ukiady podwójne... Cz. II

₁₉₁

jedynie efektów zaćmieniowych), lecz o bardzo małych am plitudach rzędu najwyżej 0,10 — 0,1.r) mag., tak że kształt zaćmień jest słabo zdefiniowany i istotne stają się nawet niewielkie błędy obserwacyjne.

W tej sytuacji nieliczne głosy ( K o c h 1968; W o o d 1969) podnoszące, iż dotychcza­ sowe, konwencjonalne rozwiązania sugerują dobre rozdzielenie składników, nie mogą być uznawane za argument przeciwko kontaktow em u modelowi układów.

Za modelem tym przemawiałaby też pośrednio dyskusja K o p a ł a (1968) efektów po­ ciemnienia grawitacyjnego w układach typu W UMa. Korzystając z dawniej m etodą rektyfikacji wyznaczonych elementów i stosując teorię dystorsji przepływowych pierwsze­ go rzędu,K o p a l porównał teoretyczne zmiany jasności pomiędzy zaćmieniami z dany­ mi obserwacyjnymi. Jako niewiadome w porównaniu znajdowały się współczynniki (m onochrom atyczne) pociemnienia grawitacyjnego, a więc współczynniki opisujące za­ leżność lokalnego natężenia promieniowania opuszczającego atm osferę gwiazdy / j ,o d lokalnej grawitacji g. Ze współczynników tych, przy założeniu związku pomiędzy na­ tężeniem promieniowania a tem peraturą efektywną, można było wyznaczyć zależność T = T Jg ). Ku własnemu zaskoczeniu autor uzyskał wynik, iż zależność ta jest silniejsza niż w przypadku otoczek i atm osfer w równowadze promienistej, tzn. dla prawa von Zeipela, i że w proporcjonalności:

Te ~ ł

otrzym any wykładnik jest w zakresie |3 = 0,4 — 0,5, podczas gdy w prawie von Zeipela P = 0,25. K o p a l tłumaczy tego rodzaju odstępstwo możliwością znacznie większego zniekształcenia składników niż opisywane teorią pierwszego rzędu, zaś uwzględnienie efektów wyższego rzędu mogłoby według niego doprowadzić do uzgodnienia fi z teore­ tycznym wynikiem von Zeipela. Na tym miejscu musimy dodać, że w obserwowanym zakresie tem peratur efektywnych i grawitacji układów typu W UMa można się spodzie­ wać otoczek konw cktyw nych, nie zaś w równowadze promienistej, koniecznej jako wa­ runek w wyprowadzeniu prawa von Zeipela. Dla takich otoczek konw ektywnych L u c y (1967) otrzym ał teoretyczny związek (14) z wykładnikiem P = 0,08; warunkiem w jego wyprowadzeniu było pojawianie się konwekcji płytko pod powierzchnią, tak aby entropia całej otoczki była określona jedynie przez parametry powierzchniowe Tg i g, oraz oczy­ wista stałość entropii w całej adiabatycznej części otoczki konwektywnej. Jeżeli tak otrzym ane „prawo L ucy’ego” jest poprawne, to widać na ile błędne są podstawy ana­ lizy pociemnienia grawitacyjnego dokonanej przez K o p a ł a oraz na ile teoria pierwsze­ go rzędu niedocenia rzeczywistą dystorsję składników w układach typu W UMa.

Wynik K o p a ł a sugeruje więc, że elementy geometryczne otrzym ane tradycyjnym i metodami są niepewne i wykazują błędy systematyczne oraz że niestosowalna jest w opi­ sie dystorsyjnych zmian jasności teoria pierwszego rzędu; oba te wnioski nie są sprzeczne z możliwością zastosowania modelu kontaktow ego do rozwiązań fotom etrycznych.

Potwierdzeniem kontaktow ego modelu była kolejna praca L u c y ’ e g o (1968b), w której wykazał on, że model taki implikuje zmiany jasności dokładnie identyczne z ob­ serwowanymi dla układów typu W UMa. Zakładał on opis geometrii układu przez dwa param etry tzw. modelu R oche’a: stosunek mas q i potencjał C:

192

'

y>

=

+r ^ j

+

2

= c,

•i

gdzie r, i r2 są odległościami od dwu punktów masowych, a przy założeniu, że oś rotacji

systemu przechodzi przez środek masy i pokrywa się z osią z wyraz związany z siłą od­

środkową jest p 2 = x2 + y 2 (por. równanie (2) z Cz.. I). Nachylenie orbity wchodzi do

problemu jako trzeci element geometryczny, okreśjąjąc widoczność układu przez obserwa­

tora, którego kierunek tworzy kąt i z osią obiegu składników (z). Mimo stosunkowo

prostej postaci równanie powierzchni równego potencjału jest jednak bardzo trudne do

operowania analitycznego. L u c y proponuje więc, aby obliczanie jasności układu opisa­

nego wspólną powierzchnią potraktować metodami czysto numerycznymi. W tym cełu

w modelu numerycznym z kierunku obserwatora „wysyłany” jest pęk prostych (każda

o określonych dwu współrzędnych w płaszczyźnie prostopadłej do kierunku na obserwa­

tora), wzdłuż których poszukuje się pierwszego przecięcia z powierzchnią \p - C = 0

w równaniu (2) lub (15). Jest to „widoczny” punkt powierzchni kontaktowej. Pierwsze

przecięcie określa lokalne parametry na powierzchni wspólnej otoczki: przez różniczko­

wanie wyrażenia na .potencjał dostajemy lokalną grawitację, cosinus (/i) kąta wyjścia

promieniowania konieczny do określenia pociemnienia brzegowego znajdujemy rozwa­

żając kąt pomiędzy normalną do powierzchni równego potencjału (wektor grawitacji)

a rozważaną prostą pęku. Grawitacja pozwala z pomocą związku (14) i przy założonym (3

wyznaczyć temperaturę efektywną (lokalną), ta zaś z kolei służy do obliczenia mono­

chromatycznej wartości Iv{0,n). Tutaj L u c y zakładał dla uproszczenia

=

B v(Tg(g),

tzn. korzystał z relacji Eddingtona-Barbiera przepisanej dla promienio­

wania monochromatycznego. Oczywiście na tym etapie obliczania monochromatycznego

natężenia opuszczającego atmosferę możliwe są inne, ściślejsze sposoby postępowania.

Lokalne natężenia promieniowania są następnie sumowane po wszystkich punktach,

które odpowiadają przecięciom prostych pęku z powierzchnią kontaktową, dając jasność

układu dla jego danej orientacji względem obserwatora (a więc fazy i nachylenia orbity),

Dodamy, że ze względu na nieokreślone granice obszaru całkowania trzeba się pogodzić

z możliwością błędów rzędu 0,01 mag. przy kilku tysiącach węzłów kwadratury; na

ogół zresztą dokładność jest wyższa (0,003 — 0,005 mag), a błąd wyraźnie mniejszy

od ocenianego formalnie błędu maksymalnego.

Doświadczenia L u c y’ e g o wskazuje, że w ten sposób generowane krzywe teore­

tyczne mają zgodne z obserwacjami własności ciągłych zmian jasności z niewyróżnialnymi

fazami początków zaćmień oraz amplitudy zbliżone do obserwowanych; można też

stwierdzić niewielkie poczerwienienie w obu minimach, gdy porównuje się krzywe obli­

czone w różnych barwach (rys. 12). W szczególności przewidywane maksymalne amplitu­

dy zmian wyniosły 0,94 mag. dla wewnętrznego kontaktu (C = C j) i 1,28 mag. dla

zewnętrznego kontaktu (C = Cy)- Porównanie z histogramem obserwowanych amplitud

(rys. 4. Cz. I) wskazuje, że urywa się on około wartości 1,1 mag. (jeden układ z ampli­

tudą 1,3 mag. jest zapewne typu /3Lyr), a więc zgodnie z przewidywaniami modelu

Minima w krzywych teoretycznych są porównywalnej głębokości, co wyróżnia zresztą

w praktyce układy typu W UMa spośród innych krótkookresowych gwiazd zaćmienio­

wych, jednak zawsze w teorii zaćmienie gwiazdy bardziej masywnej i większej (przejście)

U kiady p o d w ó jn e... Cz. II

193

0,0

Am

0,3

0,6

2,2

Rys. 12. Teoretyczna krzywa jasności (Am) i gradientu spektrofotometrycznego <p dla typowego układu typu W UMa o parametrach podanych na rysunku. Założony typ widmowy ok. G 0. Głębsze

minimum odpowiada zaćmieniu większego, a więc masywniejszego składnika

jest nieco, o kilka setnych wielkości gwiazdowej głębsze od minimum odpowiadającego

zaćmieniu (zakryciu) gwiazdy mniej masywnej, a więc mniejszej. Porównanie z obserwa­

cjami pod względem tego efektu możliwe jest dla małej grupy układów (aktualnie 16),

w widmach których widoczne są linie obu składników; można wówczas wyznaczyć ele­

menty spektroskopowe, a w szczególności określić, która z gwiazd zakrywana jest w każ­

dym z minimów (masywniejsza, czy lżejsza) Tylko dwa układy w ramach tej grupy

RZ Tau i V566 Oph podlegają prawidłowości przewidzianej przez model krzywych teore­

tycznych L u c y ’ e g o ; pozostałe mają głębsze minima odpowiadające zakryciu mniejsze­

go i lżejszego składnika. Sugerowałoby to, że składniki wtórne (mniej masywne) są na

ogół gorętsze niż to przewiduje model. Ponieważ jednak zarówno różnice głębokości

minimów jak i odchylenia od modelu są bardzo niewielkie, problem istnienia dwu pod­

grup wśród układów typu W UMa został w tej pierwszej, fotometrycznej pracy zarzucony

przez L u c y ’ e g o d o chwili bardziej szczegółowych analiz krzywych jasności indywidu­

alnych obiektów.

M o c h n a c k i (1972) oraz M o c h n a c k i i D o u g h t y (1972a) zwrócili uwa­

gę, że szczególnie dogodnym materiałem do dokładniejszego wyznaczenia elementów,

nawet gdy nie znamy spektroskopowego stosunku mas, są krzywe jasności układów wy­

kazujących zaćmienia całkowite, a więc gdy jedno z minimów ma „płaskie dno” odpowia­

dające zakryciu gwiazdy mniejszej (a więc mniej masywnej). Eksperymentując z krzy­

wymi teoretycznymi generowanymi drogą również czysto numeryczną (ale w sposób

nieco bardziej optymalny pod względem ilości punktów kwadratur), M o c h n a c k i

(1971) stwierdził, iż faza wewnętrznego kontaktu jest całkowicie niemal niezależna od

stopnia „kontaktowosci” układu, a więc od tego, która z powierzchni równego potencja­

łu zawartych w granicach

2

^ opisuje układ kontaktowy; faza ta określa jedno­

cześnie zależność

na której musi leżeć prawidłowe rozwiązanie. W ten sposób

194 _{S. Ruciński}

m ożna zbliżyć się dostatecznie blisko do właściwego minimum odchyłek pomiędzy krzy­ wą obserwacyjną, a krzywymi teoretycznym i w trójwymiarowej przestrzeni elementów geom etrycznych (q , i, C), unikając jednego z licznych minimów lokalnych grożących w innych m etodach wyznaczania elementów.

Próby dla układu małej am plitudy AW UMa (por. rys. 5, Cz.I) wykazały, że licząc wstępnie serię modeli z różnym i wartościami (q, i) spełniającymi w granicach 2 ° warunek zgodności fazy kontaktu wewnętrznego można było zreprodukować doskonale podaną wyżej m etodą całą krzyw ą obserwacyjną (wynik dopasowania na rys. 5, Cz.I. zaś od­ chyłki 0 — C dla AW UMa na rys. 16). Jedyna kłopotliwa okoliczność w zastosowaniu m etody to fakt, że podstawowym narzędziem pracy jest p lo tter podłączony do maszyny cyfrowej ( M o c h n a c k i nazywa to „brute-force technique”), a oszacowanie błędów opiera się całkowicie na subiektywnej ocenie zmian wyglądu i dopasowania krzywej przy niewielkich zmianach elementów geometrycznych. Warto tu przy okazji zwrócić uwagę, iż zgodnie z analizą fotom etryczną M o c h n a c k i e g o i D o u g h t y ’ e g o układ należy do mniej licznych układów z głębszym zaćmieniem odpowiadającym zaćmieniu gwiazdy bardziej masywnej. Układy tego typu zwane są tradycyjnie, zgodnie z klasyfika­ cją w prow adzoną przez B i n n e n d i j k a (1970), układami typu A; znacznie liczniejsze w próbce układów dostępnych badaniom spektroskopowym systemy z nieco gorętszym lżejszym składnikiem należą w tym nazewnictwie do typu W. Stosunek mas dla AW UMa równy jest q - 0,08, co wskazuje, że składnik w tórny ma bardzo małe rozmiary względem składnika głównego i jest praktycznie jedynie nośnikiem nadmiaru m om entu pędu w sto­ sunku do zwykłych, wolno rotujących gwiazd pojedynczych podobnych typów widmo­ wych; w szczególności nie produkuje on energii i jest pod tym względem całkowicie biernym elementem układu. Elem enty geometryczne AW UMa podane są we wspólnym zestawieniu opublikowanych rozwiązań w tab. 1, zaś wygląd układu wg cytowanego rozwiązania podaje rys. 13.

Metodę o p artą o własności fazy wewnętrznego kontaktu M o c h ­ n a c k i i D o u g h t y (1972b) za­ stosowali z powodzeniem do dal­ szych pięciu układów wykazujących zaćmienia całkowite oraz do układu W UMa, prototypu tej klasy gwiazd zmiennych ( M o c h n a c k i 1972). 0 ile pięć wspomnianych systemów

Rys. 13. Wygląd układu AW UMa wg rozwiązania M o c h n a c k i e g o i

D o u g h t y ’ e g o (1972a)

należy do typu A, o tyle dokładne zreprodukowanie krzywej układu W UMa (typu W) wymagało arbitralnego założenia, że tem peratura składnika mniej masywnego jest na całej odpowiadającej mu części wspólnej otoczki wyższa o pewną stałą wartość A T g (sec), k tó rą w yznaczano jako jeszcze jeden niezależny param etr modelu. Zakładano w sposób dowol­ ny, że granica pomiędzy składnikami znajduje się w najwęższym punkcie wspólnej otocz­ ki, w pobliżu punktu L j . Zauważmy, że wartość AT (sec) (tab. 1) odpowiada górnej