Postępy Astronomii nr 4/1957

POSTĘPY

A STRO N O M II

C Z A S O P I S M O

P OŚ WI ĘCONE U P O W S Z E C H N I A N I U

WI E D Z Y AS T R ON O MI C Z N EJ

PTA

TOM V — ZESZYT 4

1

9

5

7

K R A K Ó W — P A Ź D Z I E R N I K — G R U D Z I E Ń 1957 P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O N A U K O W E

SPIS TREŚCI ZESZYTU 4

A RTY K U ŁY

E. R y b k a , Z zagadnień fundam entalnej fotom etrii gwiazdowej. . . 159 Z PRACOW NI I OBSERW ATORIÓW

K. B i e l i c k a i K. S e r k o w s k i , W yznaczanie kierunku ramion spiralnych G alaktyki n a podstawie polaryzacji światła gwiazd 174

Z L IT E R A T U R Y NAUKOW EJ

W. Z o n n , U kład zaćmieniowy BM Cassiopeiae, w którym jeden składnik jest cefeidą k la s y c z n ą ... 179 W. Z o n n , O ruchach gwiazd w kierunku prostopadłym do płasz­

czyzny równika g a la k ty c z n e g o ... 180 W. Z o n n , O gwiazdach posiadających prędkości hiperboliczne . . . 181 J . M e r g e n t a l e r , F unkcja jasności absolutnych w eliptycznych

g a la k ty k a c h ... 183 A. M a r k s , Poszukiwania nowych satelitów Z iem i... 184

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

P O S T Ę P Y

ASTRONOMI I

K W A R T A L N I K

T O M V — Z E S Z Y T 4

KRAKÓW • PAŹDZIERNIK — GRUDZIEŃ 1957

KOLEGIUM REDAKCYJNE

Redaktor Naczelny; Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Władysław Tęcza, Kraków Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Kazimierz Kordylewski, Kraków

Adres Redakcji: Kraków 2, plac N a Groblach 8 m. 4 Adres Sekretariatu: Kraków 2, ul. Kopernika 27 m. 4

P A Ń S T W O W E W y D A W N IC T W O NA U KOW E — O D D Z . W K R A K Ó W IE

Kraków, ul. Smoleńsk 14

Nakład 423+117 eg z. Podpisano do druku 6. X. 1957 Arkuszy wyd. 2,75, ark. druk. 1,75 Druk ukończono w październiku 1957 Papier druk. sat. 70 g, kl. V, 7GYJ.00 Nr zamówienia 435/57

Do składania 17. VII. 1957 Cena z ł 10.— M-12 K RA KOW SKA DR U K A RN IA N AU K OW A K R A K Ó W , UL. C ZA P SK IC H 4

Z zagadnień fundamentalnej fotometrii gwiazdowej

EUGENI USZ R Y B K A

I. W .stęp

U podstaw określenia wielkości gwiazdowej leży subiektyw ne wra­ żenie, jakiego doznaje oko ludzkie przy ocenianiu widom ego natężenia światła gwiazd, i to m oże sprawia, że tak trudno jest uwolnić ten p od­ staw ow y parametr gwiazdowy od błędów system atycznych. W prawdzie w chwili obecnej subiektyw ne wrażenia świetlne, odbierane przez oko, zostały zastąpione przez obiektyw ne m etody fotograficzne i foto- elektryczne, jednak stwierdzić należy, że nie zdołano jeszcze w dostatecz­ nym stopniu zapewnić jednorodności zarówno skali wielkości gwiazdowych jak i punktu zerowego ich rachuby. Potrzebne są tu nadal badania o cha­ rakterze podstawow ym .

W badaniach z zakresu nowoczesnej fundam entalnej fotom etrii

gwiazd pow inny być spełnione następujące warunki:

1) zachowanie skali Pogsonowskiej w najszerszym zakresie prom ienio­ wania gwiazd;

2) dokładna znajomość czułości spektralnej stosow anych odbiorników światła um ożliwiająca przeliczanie wielkości z jednego system u na inny;

3) zachowanie na całym niebie niezm iennego punktu zerowego ra­ chuby wielkości gwiazdowych;

4) należyte poznanie ekstynkcji atmosferycznej w celu w yelim inow a­ nia jej efektu na wielkości gwiazdowe i wskaźniki barwy, inaczej mówiąc, wyznaczenie pozaatm osferycznych wielkości gwiazdowych i wskaźników barwy.

Postęp w dziedzinie fotom etrii fotoelektrycznej sprawił, że podstawowe zagadnienia fotom etryczne uzyskały nowe m ożliwości rozwiązywania. Stało się to w szczególności dzięki wprowadzeniu do techniki obserwa­ cyjnej pow ielaczy elektronowych, um ożliwiającycli stosowanie do fo to ­ m etrii fotoelektrycznej naw et m ałych instrum entów, oraz dzięki po stę­ powi w dziedzinie budowy komórek fotoelektrycznych, czułych na pro­ m ieniowanie w dużym zakresie spektralnym . Szerokie stosowanie k o ­ mórek fotoelektrycznych do obserwacji fotom etrycznych sprawia, że

160 E . Rybka

pierwsze spośród w ym ienionych zagadnień, a m ianowicie sprawa w yra­ żania wielkości gwiazdowej we właściwej skali fotom etrycznej, nie na­ potyka już na zasadnicze trudności, które np. w ystępują bardzo istotnie w fotom etrii fotograficznej. Problem drugi daje się też w zasadzie dobrze rozwiązywać m etodam i laboratoryjnym i. N atom iast nie zostały jeszcze należycie rozwiązane dwa pozostałe zagadnienia, to znaczy sprawa ujednorodnienia punktu zerowego wielkości gwiazdowych i przenoszenia w ielkości gwiazdowych oraz wskaźników barwy poza atmosferę. Zajmę się tu głównie tym i dwoma zagadnieniam i w aspekcie fotom etrii foto- elektrycznej.

2. Problem punktu zerowego

P unkt zerowy fotom etrii wizualnej został zasadniczo oparty na wiel­ kościach gwiazdowych z katalogu B. D. Wprawdzie wielkości harvardz- kie b y ły naw iązywane do jednej z trzech gwiazd, a UMi, A UMi i a Oct, jednak przyjęte ich wielkości b y ły oparte na średniej wielkości gwiazd według B. D. w pobliżu bieguna północnego. Co się ty czy zaś katalogu Potsdam skiego ( P . D . ) , to jako punkt zerowy służyła średnia wielkość 144 gwiazd fundam entalnych, Avedlug B. 1). równa (>™02.

Po rozpowszechnieniu się badań z zakresu fotom etrii fotograficznej przyjęto zasadę, że dla gwiazd klasy A0 od 5“ 5 do 6',115 fotograficzna w ielkość jest równa wielkości wizualnej harvardzkiej. Ta zasada była stosowana przez P a r k h u r s t a w YerTces Actinometry, jak również przez Miss L e a v i t t przy tworzeniu Północnego Ciągu Biegunowego ( N . P . S .) . Jednakże dyspersja we wskaźnikach barwy u gwiazd klas A0 okazała się zbyt duża w różnych częściach nieba zarówno z powodu rozrzutu w absolutnych wielkościach tych gwiazd, jak i w skutek absorpcji m iędzy- gwiazdowej. O statnia okoliczność sprawiła, że w różnych częściach nieba m ogłyby pow stać znaczne różnice system atyczne w punkcie zerowym fotom etrii fotograficznej, gdyby wspom nianą zasadę stosowało się ściśle. Z tego to powodu za punkt zerowy skali fotom etrycznej przyjmowano przeważnie wielkości I p g i l p v Północnego Ciągu Biegunowego, zaak­ ceptowane na Kongresie Międzynarodowej Unii Astronomicznej w R zy ­ m ie w 1922 r.

Jako drugorzędny standard wielkości gwiazdowych często stosowane są wielkości fotograficzne, w yznaczone przez P . K . S e a r e s a , J . C. K a p - t e y n a i P. J . v a n R h i j n a w polach wybranych (Selected Areas, w skrócie

8. A.) 1— 139 [1]. P unkt zerowy tych wielkości był w yznaczony przez

bezpośrednie naw iązyw anie do N . P. S. i pow iązywanie m iędzy sąsiednimi polami. Błąd średni przypadkowy nawiązania punktu zerowego do gwiazd

N . P . 8 . w yniósł według wspom nianych autorów ±0™06, natom iast syste­

-7, zagadnień fundamentalnej fotometrii gwiazdowej

₁₈₁

s z w ili [2] wykazała, że różnice systematyczne między punktem zerowym w trzech badanych obszarach nieba, przeniesionym bezpośrednio z N. P. 8. i z pól K a p t e y n a (S. A .) wynoszą odpowiednio 0™24, 0”20 i 0™15, a J. E. Stebbins, A. E. W h i t f o r d i H. L. J o h n s o n [3] stwierdzili, że systematyczne różnice między wielkościami wyznaczonymi foto- elektrycznie i wielkościami wspomnianego katalogu Mt W i l s o n [1] do­ chodzą do 0™5 dla 8. A. 57, do 0™4 dla 8. A. 61 i do 0“ 7 dla S. A. 68. Problem przeto przenoszenia punktu zerowego wymaga nowego ujęcia. Wspomniane błędy systematyczne mogły być wywołane różnicami współ­ czynnika ekstynkcji w różnych obszarach nieba oraz możliwymi różni­ cami w kształcie obrazów gwiazd przy fotografowaniu ich przy biegunie i zdała od niego. Błędów takich można by uniknąć, gdyby standardowe wielkości gwiazdowe, do których są nawiązywane mierzone wielkości gwiazdowe, były równomiernie rozmieszczone na niebie. Wielkości takie należałoby wyznaczyć fotoelektrycznie z możliwie dużą dokładnością.

3. Problem ekstynkcji atmosferycznej

Problem właściwego poprawiania obserwacji na ekstynkcję atmosfe­ ryczną stanowi jedno z najtrudniejszych zadań nowoczesnej fotometrii gwiazdowej. -Jak wiadomo, ekstynkcja polega na: 1) rozpraszaniu światła przez cząsteczki powietrza, 2) pochłanianiu światła przez różne cząsteczki występujące w atmosferze ziemskiej i 3) uginaniu oraz zasłanianiu światła przez zawieszone w atmosferze cząstki stałe i kropelki wody. Zagadnienie ekstynkcji jest bardzo złożone i do pełnego rozwiązania wymaga znajo­ mości składu atmosfery do znacznych wysokości. Najczęściej w użyciu są tablice B em p o r a d a [4], podające wartości ekstynkcji dla różnych mas, czyli grubości atmosfery. W teorii ekstynkcji zakłada się na ogół, że zdolność absorpcyjna warstw powietrznych zależy tylko od gęstości powietrza i ogranicza się właściwie do troposfery, a w klasycznych teoriach nie uwzględnia się domieszki pyłu i pary wodnej.

Przy obserwacjach fotograficznych uwzględniało się zazwyczaj ek­ stynkcję różniczkową, przy tym wystarczała dokładność 0”01. Obecnie znacznie Avyższa dokładność obserwacji fotoelektrycznych sprawia, że wartość ekstynkcji należałoby znać z taką dokładnością, aby nie wpro­ wadzać błędów systematycznych, większych od 0™0()1. Należałoby przeto uwzględniać warstwy stratosferyczne do wysokości około 50 km, zawar­ tość pyłu i kropel wody w atmosferze. Ostatnio zaś w związku z bada­ niami pyłu meteorycznego należałoby również uwzględniać osłabienie światła przez pyl meteoryczny na wysokości około 100 km nad Ziemią [5]. Ekstynkcja jest funkcją zarówno odległości zenitalnej jak i długości fali. W związku z tym zależy od rozkładu energii w widmie gwiazdy, czyli od wskaźnika barwy.

102 E . Hyblca

Zasadniczym celem badań fotom etrycznych jest uzyskanie wielkości i wskaźników barwy poza atmosferą. W tym celu w równaniu

E = K - F ( z) , (1)

gdzie F( z ) jest m asą atm osferyczną, należy znać wartość chwilową w spół­ czynnika K . W przypadku promieniowania m onochrom atycznego K jest tylko funkcją A. N atom iast w integralnej fotom etrii gwiazdowej, w której m am y do czynienia z dość dużym zakresem długości fal, współczynnik K jest nie tylko funkcją długości fali, lecz i odległości zenitalnej. W ystępuje tu tzw . efekt F o r b e s a , polegający na tym , że wskutek silniejszego p o ­ chłaniania przez atmosferę ziemską krótkofalowego promieniowania, światło gwiazdy staje się przy przechodzeniu przez atmosferę coraz uboższe w prom ieniowanie krótkofalowe i jest w dalszej drodze mniej osłabiane, niż byłoby, gdyby jego skład spektralny nie ulegał zmianom. W w yniku tego współczynnik K w miarę wzrostu odległości zenitalnej maleje i staje się przez to funkcją odległości zenitalnej. J est to jasne ze wzoru

f lu(A)-e~T“(K)'F>fz)-T{l)-dX

m — m0= — 2,5 log --- - , (2)

s U X ) - T ( X ) - d k

0

gdzie m 0 jest wielkością pozaatm osferyczną gwiazdy, /„(A) — rozkład spektralny jej promieniowania, T{X) — iloczyn współczynnika osłabiania światła w instrum encie i czułości spektralnej odbiornika. Jeżeli bowiem różnicę tę chcielibyśm y przedstawić w postaci

m — m 0—K - F ( z ) , (3)

to na K należałoby przyjąć wartość zmieniającą się wraz z odległością

zenitalną z. Przy dokładnych fotoelektrycznych obserwacjach efekt F o r ­

b e s a nie m oże być pom ijany.

W fotoelektrycznej fotom etrii należy również liczyć się z tym , że przejrzystość atm osfery w różnych m iejscach na niebie może być różna. A więc potrzebna jest nie tylko wartość chwilowej ekstynkcji, zależna od odległości zenitalnej gwiazdy i jej wskaźnika barwy, ale i od azym utu gwiazdy, czyli ściślej, od jej położenia na niebie. W tedy, znając wielkość pozaatm osferyczną gw iazdy m 0 i jej wielkość zaobserwowaną m' , otrzy­ m ujem y pełną ekstynkcję jako różnicę tych wielkości

E = m '

—

m 0

,

(1)

skąd stosując wzór (3), znajdujem y wartość chwilowego współczynnika ekstynkcji dla danej gwiazdy i danego m iejsca na niebie. W yznaczanie

7. zagadnień fundamentalnej fotometrii gwiazdowej 1G3 w ten sposób współczynnika ekstynkcji stanie się możliwe dopiero wtedy, gdy będzie wyznaczona jednorodna sieć standardów fotometrycznych, równomiernie rozmieszczonych na niebie.

4. Problem standardów fotometrycznych na niebie

W roku 1951 autor rozpoczął we Wrocławiu obserwacje w celu wyzna­ czenia standardów fotometrycznych, które z jednej strony zabezpieczy­ łyby jednorodność punktu zerowego na całym niebie, z drugiej strony zaś umożliwiłyby wyznaczanie chwilowej ekstynkcji [6], [7], [8]. W iel­ kości podstawowe autor zamierzał wyznaczać w pobliżu pól K a p t e y n a , aby mogły one posłużyć również do ustanowienia jednorodnego punktu zerowego w tych polach. W związku z tym, że pierwotny punkt zerowy był związany z .gwiazdami 6m klasy AO, wybrano w zasadzie jako pod­ stawowe gwiazdy z wielkościami wizualnymi między 5™5 i 6“ 5. Obser­ wacje były prowadzone w dwóch barwach bliskich układom Ipg i Ipv, a w celu umożliwienia wyznaczania współczynnika ekstynkcji dla gwiazd z różnymi wskaźnikami barwy weszły do standardów obok gwiazd klasy A również gwiazdy klasy K . W ten sposób wrocławski program obserwa­ cyjny przewiduje wyznaczenie w sąsiedztwie każdego pola K a p t e y n a wielkości pozaatmosferycznych dwóch gwiazd w granicach fotometrycz­ nych r>™5— 6™5, przy tym jedna gwiazda powinna mieć klasę widmową, zawartą w granicach B 5 — A5, a druga — G5— K5.

W yjściową parę gwiazd proponowanej fotometrii stanowią dwie pary gwiazd w sąsiedztwie bieguna północnego ( S .A - l ) B .D . + 88°4 klasy AO

( N .P .8 .5) i Ii. D. + 86° 17 klasy KO. Wielkości pozaatmosferyczne obu

tych gwiazd w stosunku do źródła stałego światła, inaczej luminoforu (preparatu radioaktywnego), zostały wyznaczone metodą wskazaną przez autora w 1951 r. i ogłoszoną w 1953 r. [7]. Metoda ta pozwala śledzić zmiany natężenia luminoforu w czasie i uwzględniać je. Polega ona na tym, że Avyznacza się w stosunku do luminoforu wielkości gwiazdowe obu gwiazd biegunowych i dwóch gwiazd o deklinacji bliskiej szerokości geograficznej miejsca obserwacji z tym samym w przybliżeniu wskaźni­ kiem barwy, co i obie gwiazdy biegunowe. Obserwacje takie wykonywane przy położeniu tej ostatniej pary gwiazd w dużej odległości zenitałnej i następnie w pobliżu zenitu dają wystarczający materiał do obliczenia wielkości pozaatmosferycznych obu par gwiazd i współczynników ekstynk­ cji przy pominięciu w pierwszym przybliżeniu efektu F o r b e s a . Znając wielkości pozaatmosferyczne obu gwiazd biegunowych w stosunku do luminoforu, możemy obliczyć wartość chwilowej ekstynkcji według wzoru (1), a je j znajomość daje możność wyznaczenia pozaatmosferycz­ nych wielkości innych gwiazd w odniesieniu do luminoforu. Mając

do-104 E . Rybka

stateczną liczbę wyznaczonych w ten sposób fundam entalnych pozaatm os- ferycznych wielkości gwiazd w różnych częściach nieba, z łatwością, w y ­ znaczam y chwilową lokalną ekstynkcję, a co za tym idzie — pozaatm os- feryczne wielkości i wskaźniki barwy gwiazd leżących niezbyt daleko od gwiazd fundam entalnych.

W programie wrocławskim, realizowanym przez autora, zaplanowano wyznaczenie wielkości gwiazd fundam entalnych kolejno w pasach dekli- n acyjn ycli: + 7 5 °, + 0 0 °, + 4 5 °, + 3 0 °, + 15°. W latach 1951— 1953 za­ kończone zostało wyznaczanie wielkości w pasach + 7 5 ° i + 6 0 ° w p o ­ bliżu pól K a p t e y n a od 1 do 19 — razem dla 38 gwiazd. W yniki tych badań wydrukowano w kwartalniku A eta Astronom ica [9].

5. System U, B , V Johnsona i M organa

W 1953 r. H . L. J o h n s o n i W . W. M o r g a n [10] opublikowali pracę zawierającą określenie fotom etrycznego system u fotoelektrycznego w iel­ kości gwiazdowych, opartego na zrewidowanym punkcie zerowym w i­ zualnej skali N . P . S . i na pierwotnej definicji punktu zerowego w odnie­ sieniu do gwiazd klasy A0 głównego ciągu. Program obserwacyjny tych autorów był tak ułożony, by spełnione b y ły następujące warunki:

1) system fotom etryczny powinien zawierać wielkości i wskaźniki barwy nie poczerwienionych gwiazd ze w szystkich części wykresu H e r t z - s p r u n g a - E u s s e l l a , to jest, pow inny do niego wchodzić białe karły, podkarły, nadolbrzym y, olbrzym y i gwiazdy głównego ciągu;

2) system fotograficzny powinien zawierać te same dane fotom e- tryczne gwiazd poczerwienionych znanej klasy widmowej i znanej klasy światłości według M o r g a n a (od I do V);

3) punkt zerowy wskaźników barwy ma być wyznaczony względem tego rodzaju gwiazd, u których rozkład energii spektralnej może być przewidziany dokładnie z klasy widmowej i klasy światłości. W dodatku zaś liczba gwiazd dla punktu zerowego powinna być dostatecznie duża.

Obserwacje według nowego system u b yły wykonywane w trzech barwach przez J o h n s o n a w obserwatorium Mc D onalda w zimie 1950— 51 i w lecie 1951 r. K atalog J o h n s o n a i M o r g a n a zawiera wielkości V dla 290 gwiazd oraz wskaźniki barwy B -V i U -B ( V -visual, B -blue, V -ultraviolet). Ekstynkcji nie obliczano dla każdej nocy oddzielnie, lecz brano średnie jej wartości, obserwatorowie byli bowiem zdania, że daje to lepszą zgodność w' obserwacjach m iędzy poszczególnym i nocami.

System U, B , V Johnsona i Morgana został przyjęty jako m iędzy­ narodowo uznany, standardowy system w trójbarwnej fotom etrii. N a ­ tom iast w przypadku dwubarwnej fotom etrii obserwatorowie m ogą sto ­

sować bądź zm odyfikowany układ m iędzynarodowy Ipg, I p v , . bądź

Z zagadnień fundamentalnej fotometru gwiazdowej 105 S ystem U, B, V J o h n so n a i M organa je s t system em em p iry czn ym , dosto so w an y m do a p a ra tu r y stojącej do d yspozycji au to ró w . M a je d n a k b ard zo - duże znaczenie d la b a d a ń astrofizyczn ych , w szczególności dla b a d a ń gw iazd w czesnych ty p ó w (O —B) i n ad m iaró w b arw y , głównie przez to , że dołączono p o m ia ry wielkości w dziedzinie ultrafioleto w ej ( U ) . J e d n a k ż e do spełnienia w skazanego wyżej z a d an ia w yznaczenia sieci fo to m etry czn ej, służącej do u jed n o sta jn ien ia p u n k tu zerowego i w yzn a­ czan ia chwilowej e k sty n k c ji je s t n iew y starczający , zaw iera bow iem z b y t m ało gw iazd Gm k lasy A0, a po za ty m w chodzi do niego wiele gw iazd p o dw ó jn ych i zm iennych, k tó re do w spom nianej sieci w chodzić nie po- w inny.

Lepiej do celów zabezpieczenia jednorodnego p u n k tu zerowego n a d a je się k a ta lo g fo to e lek try c z n y c h wielkości 833 gw iazd o p raco w an y przez O. J . E g g e n a i ogłoszony w 1955 r. [11], choć rów nież niew iele w nim je s t gw iazd k lasy A wielkości 6m, a i te , k tó re są w k a ta lo g u , są rozm ie­ szczone bardzo nierów nom iernie n a niebie. N p . w pasie re k ta sc e n sji od 2h do 15h nie m a a n i jedn ej gw iazdy tego ro d za ju . M e m oże on p rzeto dać sieci sta n d a rd o w y c h wielkości do w y zn aczania p u n k tu zerowego i chwilowej e k sty n k c ji w ro zu m ien iu sform ułow anych wyżej zasad. P o d w zględem fo to m e try cz n y m k a ta lo g E g g en a zgadza się dobrze z k a ta lo ­ giem J o h n s o n a i M organa.

M ówiąc o sy stem ie U, B, V J o h n s o n a i M organa, należy wrócić do zag ad n ien ia N . P . S . jak o podstaw ow ego ciągu w ielkości gw iazdow ych, k tó ry n a d a l b y w a często stosow an y p rz y o kreślaniu p u n k tu zerowego w fo to m e trii fotograficznej. S k ala gw iazd N . P. S. z w ielkościam i pv m iędzy 6“ 0 i 10™5, dość dobrze odpow iada skali Pogsona. N a to m ia st b a d a n ia fo to elek try czn e, zap o czątk ow ane przez S t e b b i n s a i W h i t - f o r d a w 1938 r., w ykazały , że wielkości gw iazd jaśn iejszy ch od 0“ 0 z a ­ w ierają pow ażny b łą d skali, k tó ry np. dla wielkości pg u gw iazdy N . P . S . l (1™2) je s t rzę d u 0™2. Z tego pow odu astronom ow ie z obserw atoriów L ick a i M ou n t W ilson zaproponow ali, a b y p u n k t zerow y skali fo to m e ­ try c z n ej i w skaźników b a rw y b y ł o k reślan y przez 9 gw iazd - N . P . S . 0, 2r, 10, 4r, 13, 8r, 10, 12r, dla k tó ry c h p o m ia ry S teb b in sa, W h itfo rd a i J o h n ­ sona z 1950 r. dość dobrze zg a d za ją się z p ierw o tn y m i w arto ściam i N . P . 8 . N a p o d staw ie k ilk u serii o bserw acji fo to e lek try c z n y c h z la t 1938— 1950 E . O. B e d m a n opracow ał w ykaz tym czasow ych w ielkości pg i pv gw iazd N . P . S . 1— 13, I r — 8r, 2s— 4s, Os (razem 25 gw iazd). W y k az te n noszący nazw ę interim values, b y ł p rzed ło żo n y K om isji 25 (fo to m etria gw iazdow a) n a K ongresie M iędzynarodow ej U nii A stronom icznej w R zym ie w 1952 r. [12] i w odniesieniu do gw iazd jaśn iejszych od 10m z a stą p ił p ie rw o tn y N . P . 8.

Jo h n s o n i M organ w sw ym u k ładzie U , B , V o parli się n a nieco o d ­ m ien n y m p u n k cie zerow ym w skaźników b a rw y niż w sp o m n ian y u k ła d

jB . Rybka

9 gwiazd. W ynikało to stąd, że do wyznaczenia system u fotom etrycznego z najw yższą dokładnością jest konieczna znajomość nie tylko danych fotom etrycznych, lecz i klasy widmowej gwiazdy oraz jej klasy świa­ tłości. Z tego powodu za p u n k t zerowy w skaźnika barw y autorow ie ci przyjęli średnią w artość z sześciu gwiazd klasy AO V Avedlug system u M organa-K eenana, a mianowicie gwiazd a Lyr, y UMa, 109 Vir, a CrB, y Oph i H B 3314. D la tych gwiazd założono, że spełniony jest w arunek:

U — B = V . (4)

Uzupełnienie system u fotom etrycznego B i V przez wielkości U jest isto tn ą zm ianą w systemie fotom etrycznym , bo związano system foto- m etryczny ze spektrofotom etrycznym . W roku 1952 H . L. J o h n s o n zwrócił uwagę na to, że wielkości niebieskie (np. pg) byw ają zniekształcone, gdy zaw ierają promieniowanie o długości fali krótszej od 3800 A. W pływa n a to tzw. skok Balmerowski w absorpcji ciągłej. Z tego powodu przeli­ czanie wielkości n a inny system, k tó ry nie zawiera ultrafioletow ej części prom ieniow ania lub m a ją w innym stosunku, nie w yraża się, ja k w y­ kazał J o h n s o n , liniową zależnością, w przyp ad ku bowiem gwiazd róż­ nych klas światłości zależność ta może być naw et -wdelowartościowa. Stanow i to właśnie główną obiekcję w stosunku do fotom etrii fotogra­ ficznej, ponieważ wielkości pg uzyskiw ane na drodze fotograficznej za­ w ierają n a ogół ultrafiolet w dość znacznym , nie dającym się bliżej określić stosunku. To samo dotyczyć może wielkości fotoelektrycznycłi w dzie­ dzinie niebieskiej widma i dlatego w obu przypadkach należy ze szcze­ gólną starannością dobierać filtry niebieskie, które odcinałyby prom ienio­ wanie o długości fali mniejszej od 3800 A.

V

(i. N ie rozwiązane zagadnienia fotometrii fundamentalnej

W wielu zagadnieniach, w szczególności w zagadnieniach n a tu ry s ta ­ tystycznej, wielkości fotograficzne i fotowizualne są w ystarczająco do­ kładne, jeżeli chodzi o w ew nętrzną zgodę w poszczególnych system ach i błędy przypadkow e wielkości fotom etrycznych. N atom iast błędy syste­ m atyczne katalogów zaw ierających wielkości tego rodzaju są jeszcze nadm iernie duże.

W ielki m ateriał fotom etryczny, w izualny i fotograficzny, zebrany przez obserw atorów w ciągu ostatnich stu lat, m ożna b y podzielić na dwie grupy: fotom etria gwiazd jasnych i fotom etria gwiazd słabych. B łędy system atyczne zarówno wielkości wizualnych ja k i fotograficznych są ta k duże, że choć wielkości gwiazdowe są podaw ane z dokładnością do 0” 01, to różnice w wielkościach sprow adzanych do skali

między-'A zagadnień fu n dam en taln ej fotom etrii gw iazdow ej 167 narodowej w ystępują często w dziesiątych częściach wielkości. Np. wiel­ kości gwiazdowe Syriusza, sprowadzone w szystkie do system u Ipv, są zaw arte według zestawienia G. de V a u c o u le u r s a [ 1 3 ] od —1” 16 do —l “ 44, a najczęściej figuruje w spisach gwiazd wielkość h arvardzka —1™58. Podobnie niepewne są wielkości innych gwiazd jasnych. Nie trzeb a tu dodawać, ja k to się źle odbija na wielkości absolutnej Słońca, k tó ra o p arta jest przecież na znajomości wielkości jasnych gwiazd. Jeżeli do tego dodam y w spom niany wyżej błąd skali u jasnych gwiazd N . P . 8 . , to z tego można w yciągnąć wniosek o potrzebie rewizji pozaatmosfe- rycznych wielkości gwiazdowych i wskaźników barw y jasnych gwiazd. Problem te n da się dobrze rozwiązać po w yznaczeniu m etodą fotoele- ktryczn ą standardow ych wielkości gwiazd 6m, równomiernie rozmieszczo­ nych na niebie!

F o to m etria fotoelektryczna m a jednak tę u jem ną stronę, że zbieranie m ateriału obserwacyjnego jest bardzo powolne, Avskutek czego obser­ wacje takie m ogą dotyczyć tylko stosunkowo niewielkiej liczby gwiazd. Byłoby przeto celowe w ykorzystanie istniejącego m ateriału zawartego W wizualnych i fotograficznych katalogach fotom etrycznych, k tó ry jest w chwili obecnej mało użyteczny nie ze względu n a błędy przypadkow e katalogów , lecz n a błędy system atyczne. Z katalogów tych n a szcze­ gólną uwagę zasługuje katalog P . D . , k tó ry dla uwolnienia od błędów system atycznych w ymagałby fotoelektrycznego w yznaczenia wielkości 144 gwiazd fundam entalnych. Mogłoby się to stać wyjściem dla utw o ­ rzenia katalogu zbiorczego jasnych gwiazd do 7” 5 uwolnionego od błędów system atycznych.

Również zagadnienie gwiazd słabych zn ajduje się w niezadow ala­ jącym stanie. Podstaw ow ym i katalogam i pod ty m względem są nadal wielkości fotograficzne S e a r e s a , K a p t e y n a i v a n R h i j n a w polach 1— 139. Prócz tego dla niektórych pól znam y dodatkow e wielkości, jak np. wielkości fotograficzne i wizualne z katalogu E l v i u s a [14]. K atalog Searesa, K ap tey n a i van R hijna okazał się bardzo niejednorodny, ja k o ty m była mowa już wyżej. W obec tego, że na wielkościach tego katalogu oparto wiele rozw ażań z zakresu astronom ii gwiazdowej, w szczególności do ty ch wielkości naw iązuje się często Avielkości gwiazd zmiennych, to wielkości w polach K ap tey n a w ym agałyby rewizji.

Zagadnienia fundam entalnej fotom etrii zaczęły być rozwiązywane w ostatnich latach w wielu obserw atoriach, n a szczególną zaś uwagę zasługują badania prow adzone w obserw atoriach am erykańskich [15], [16], [10], [17], gdzie w ykryto nieliniową zależność między wielkościami w niebieskiej części widma w różnych system ach fotom etrycznych. R óż­ nica w skali pow stała tu w skutek różnego zakresu czułości odbiorników n a promieniowanie ultrafioletoAve. A mianowicie wielkości I p g

północ-168 Itl. R ybka

nego ciągu biegunowego o parte są n a obserwacjach fotograficznych, obejm ujących znaczną część prom ieniow ania ultrafioletowego o fali k ró t­ szej od 3800

A.

Stosowanie filtrów odcinających promieniowanie o d łu ­ gości fali krótszej od 3800

A

jest szczególnie istotne dla zwierciadeł alum i­ niowych, któ ry ch zdolność refleksyjna w ultrafiolecie jest bardzo znaczna. H . L. J o h n s o n w swej trójbarw nej fotom etrii, o której była wyżej mowa, zastosował filtry z efektyw nym i długościami fal 3500

A

(U), 4300

A

(H)

i 5500

A

(F). Ten ostatn i filtr odpow iada m iędzynarodow em u systemowi foto wizualnemu.

F o to m etria gwiazdowa nie może -jeszcze wyrazić obserwowanego blasku w jednostkach energetycznych, związanych z układem cm, g, sek. Spowodowane to jest m iędzy innym i przez zm ienną i tru d n ą do określe­ nia całkowitą ekstynkcję, poza tym Avpływają na to różnice w czułości spektralnej klisz fotograficznych lub k ato d kom órek fotoelektrycznych, a dalej różnice w pochłanianiu i rozpraszaniu św iatła w lunecie. System wielkości gwiazdowych winien być przeto utw orzony empirycznie przez odpowiedni dobór standardów fotom etrycznych n a niebie. Liczba ich p o ­ winna być odpowiednio duża, aby ew entualne drobne zm iany blaski} mogły być pominięte.

Hie został dotychczas zadowalająco rozw iązany problem wyniesie­ nia wielkości gwiazdowych i wskaźników barw y poza atm osferę. D a się to uczynić zadowalająco dopiero w tedy, gdy odpowiednia liczba stan d ar­ dów pozaatm osferycznych będzie znana.

Zastanów m y się n ad system atycznym i różnicami, jakie mogły po­ w staw ać w punkcie zerowym znanych systemów fotom etrycznych, przy niekom pletnym uwzględnieniu ekstynkcji w różnych układach fotom e­ trycznych. E k sty nk cja w fotom etrii harvardzkiej była obliczana przy pomocy wzoru:

jE7j= 0“ 25(sec z —1), (5)

to znaczy, że p rzy redukcji na zenit przyjm ow any był dla niego nie­ zmienny, średni współczynnik ekstynkcji rów ny 0™25. Do redukcji zaś n a zew nątrz atm osfery, przy pominięciu efektu F o r b e s a i efektu k rzy ­ wizny w arstw pow ietrza, ekstynkcja w yrazi się wzorem:

E ’ — ( K + f - C. l . ) s e o z , (0) gdzie K jest współczynnikiem ekstynkcji gwiazd ze wskaźnikiem barw y (7.1. = 0. Eóżnica spowodowana ekstynkcją m iędzy wielkościami har- vardzkim i pozaatm osferycznym i i zredukow anym i n a zenit według wzoru (5) jest równa:

7, zagadnień fundam entalnej fotometrii gwiazdowej ₁₆₉

Uwzględniając okoliczność, że różnice we współczynniku ekstynkcji wizualnej podczas pogodnych nocy mogą osiągać w artość 0” l i więcej, pierwszy wyraz przy pominięciu stałego w yrazu 0“ 25 może daw ać róż­ nice system atyczne, przekraczające 0™15 dla gwiazd, któ ry ch sec z = 1,5, tyleż więc wynosić może błąd system atyczny p u n k tu zerowego. W p rzy ­ padku fotom etrii harvardzkiej błąd ten mógł być jeszcze większy z tego powodu, że gwiazda aUM i, z k tó rą porównywano gwiazdy jaśniejsze, jest zm ienna z am plitudą 0” 15, a druga, biegunowa gwiazda AUMi, słu­ żąca również do p u n k tu zerowego, jest gwiazdą czerwoną klasy gM2 i z tego powodu stałość jej blasku jest niepewna. J e s t przeto zupełnie zrozumiałe, dlaczego w fotom etrii harvardzkiej w ystępują błędy system a­ tyczne, dochodzące do 0™3, czyli trz y 'ra z y większe od jej błędu p rzy p ad ­ kowego, rzędu ()” 10.

Analogiczne błędy system atyczne w Potsdamer Durchmusterung są mniejsze, bo gwiazdy były obserwowane po większej części w odległości zenitalnej, ulegającej stosunkowo niewielkim zmianom, zaw artej w g ra­ nicach 40°— 50°. Jednakże i tu stosowano średni współczynnik ekstynkcji, jednakow y dla gwiazd w szystkich barw , co prow adzi do błędów system a­ tycznych w punkcie zerowym od 0“ 1 do 0™2.

Podobnie średnie wartości ekstynkcji stosowano przy wyprowadzaniu wielkości fotograficznych w 8. A . 1— 139, przy czym współczynnik prze­ liczano z wizualnych tablic ekstynkcji M u l l e r a na wysokość obserwa­ torium n a Mt Wilson nad poziomem morza.

Dopiero stosowanie m etod fotoelektrycznych pociągnęło za sobą p o ­ trzebę stosowania ekstynkcji chwilowej. W obec b rak u odpowiednich standardów współczynnik ekstynkcji byw a często w yznaczany z pom ia­ rów jednej i tej samej gwiazdy na różnych wysokościach, zwykle m etodą B o u g u e r a . Jednakże ta k w yznaczany współczynnik ekstynkcji może znacznie różnić się od w spółczynnika chwilowego, w ciągu bowiem wielu godzin, jakie upływ ają od położenia gwiazdy nisko n ad horyzontem do położenia jej blisko zenitu, przejrzystość atm osfery może ulegać dość znacznym zmianom zależnym od w arunków lokalnych, w szczególności od tego, że ekstynkcja w różnych azym utach może być nieco różna. Wreszcie w ystępuje tu efekt F o r b e s a , k tó ry w fotoelektrycznych p o ­ m iarach nie może być pom ijany. Z tego powodu wszystkie dotychczas ogłoszone wielkości gwiazdowe należałoby uw ażać za obarczone błędem będącym funkcją odległości zenitalnej.

7. Charakterystyka systemów fotometrycznych

System y fotom etryczne różnić się m ogą wzajem nie od sjebie p rzy ­ jętym punktem zerowym wielkości, w spółczynnikiem skali i spektralną

czułością a p a ra tu ry . W m yśl w ypow iedzianych m vag należy t u jeszcze do dać zależność od niedostatecznego uw zględnienia ek sty n k c ji. Z tego pow odu różnica m 1 — m 2 jakiejk o lw iek gw iazdy w dw óch ró żny ch s y s te ­ m ach fo to m e try cz n y c h je s t złożoną fu n k c ją w ielu zm iennych, w śród nich wielkości w sk a ź n ik a b a rw y C. I . i odległości zenitaln ej z. W p rz y ­ bliżeniu ró żn ic a t a d a się w yrazić w zorem :

m 1 — m 2— a + b (w?2 — m 0) + c ■ C . I . + d • (m2 — m 0) C. I . +

+ sec z + / • G. I . sec z (8) Z azw yczaj re d u k c ja z jednego u k ła d u n a drugi zaw iera ty lk o trz y pierw sze w y razy ze w spółczynnikam i a, b, c. W zór (8) je s t przybliżon y, gdyż nie zawsze słuszna je s t zależność liniow a, szczególnie w p rz y p a d k u skali (b)

i czułości sp e k tra ln e j (c).

P rz y definiow aniu system ów fo to m e try cz n y c h n ależałob y poznać fu n k cję czułości sp e k tra ln e j od b io rn ik a T( X) :

O O

m = - 2,5 log / I ( X ) - T { X ) - p ( X ) - M + G, (9)

Ó

gdzie p ( X) je s t w spółczynnikiem p rzezroczystości atm o sfery . G d yb yśm y znali ro zk ład n a tę ż e n ia w w idm ie gw iazdy J( X) oraz fu n k cję l ' ( X) i p( X) ,

m ożna b y ło b y obliczyć teo re ty c z n ie Avielkości gw iazdowe. P o zn an ie jed n a k w szy stk ich trz e ch fu n k cji p o d zn ak iem całki je s t b ardzo tru d n e , a n aw et często niem ożliwe. W szczególności w ielkie tru d n o śc i spraw ia pozm uiie fu n k cji I ( X) . P rz y jm u je się często, że m o żn a ją przed staw ić za pom ocą krzyw ej P l a n c k a , je d n a k stw ierdzono, szczególnie w części k ró tk o ­ falowej w id m a gw iazd, znaczne o d c h y le n ia krzyw ej ro zk ład u n atężeń od ro zk ła d u teorety cznego P l a n c k a , p o za ty m w y stę p u je t u dość tru d n y do u jęcia w pływ linii a b so rp cy jn y ch , a n iek ied y em isyjnych. P o znan ie fu n k cji I ( X) m oże b y ć przepro w ad zo ne n a drodze sp ek tro fo to m etry c z n e j, co je d n a k je s t m ożliw e ty lk o dla niew ielu gw iazd, głównie jasny ch.

S y stem fo to m e try cz n y ch arak tery zo w an o bądź za pom ocą izofotowej długości fali:

J l ( X ) - T ( X ) - d X

l(Xi) = ° —--- , (10) / T ( X ) - d X

0

bąd ź efek tyw n ej długości, k tó ra m oże b y ć zdefiniow ana dw ojako albo zależnie od ro zk ład u n a tę ż e ń w w idm ie gw iazdy:

rA zagadnień fundam entalnej fotometrii gwiazdowej 171

J

X-I(X)-T{X)-dX

f I (A) -T(X) ■ dX

O a.lbo niezależnie od tego rozkładu

OO

f X-T(X)-dX

4

2) =

^ 5

--- • (

12

)

/ T(X) • dX

o

Izofotowa długość fali wiąże się bliżej z wielkościami monochromatycz­ nymi, natomiast efektywna długość fali 111 ] według badań S. N in g er- K o s i b o w e j z Wrocławia [18] mniej zależy od linii absorpcyjnych i lepiej charakteryzuje system fotometryczny niż izofotowe długością fali.

8. Perspektywy rozwojowe fotometrii fotoelelctrycznej

Szybki rozwój elektroniki sprawia, że jej metody znajdują coraz większe zastosowanie w astronomii. Badania fotoelektryczne objęły już teraz cały zakres natężeń światła, z jakim astronom ma do czynienia. Szczególnie jest to ważne dla gwiazd słabych, których blask był mierzony dotychczas prawie wyłącznie metodami fotograficznymi. Do fotoelektrycz- nych pomiarów gwiazd bardzo słabych nie mogą być już stosowane zwykłe powielacze elektronowe ze wzmacniaczami, lecz pomiary te są najbardziej skuteczne, gdy polegają na liczeniu fotonów. Szczególnie owocnymi były prace B a u m a , który w obserwatorium na Mt Polomar sięgnął do 23“ 5 w dziedzinie niebieskiej (wielkości B ), a w dziedzinie wizualnej do 23™0, przy czym w przybliżeniu był liczony jeden foton na sekundę. Była to niewielka nadwyżka nad tym, co dawało tło nieba, bo diafragma wyzna­ czająca obraz tła o średnicy 4 " dawała około 40 fotonów na sekundę [19]. Liczenie fotonów jest nowym działem fotometrii i wymagałoby specjal­ nego omówienia, dlatego odsyłam do literatury w tej dziedzinie [20], [21].

Na zakończenie należałoby wyszczególnić problemy fotometryczne, które za pomocą metod fotoelektrycznych dadzą się pomyślnie roz­ wiązać. Należy tu przede wszystkim wyznaczenie standardów na całym obszarze nieba, tak żeby w każdym miejscu na niebie można było za­ pewnić punkt zerowy wielkości i wskaźnika barwy oraz obliczyć wartość chwilowej ekstynkcji atmosferycznej. Choć problem zachowania właści­ wej skali fotometrycznej rozwiązuje się łatwo metodami fotoelektrycz- nymi, to jednak sekwencje fotometryczne w wielu miejscach nieba ttyłyby bardzo potrzebne, szczególnie zaś ważną sprawą jest rewizja wielkości

172 E . R ybka

gwiazd N. P. S. Również wielką wagę ma rewizja wielkości gwiazdowych w wybranych polach K apteyna (8.A.) wraz z uzupełnieniem tych wiel­ kości wielkościami wizualnymi (F), ewentualnie ultrafioletowymi ( U). Da to się przeprowadzić, gdy będzie znana dostateczna liczba standardów w pobliżu tych pól.

Rozwiązanie tych zagadnień da możność usunięcia przykrych roz­ bieżności w skali i punkcie zerowym wielkości gwiazd, zarówno o stałym blasku jak i gwiazd zmiennych. Oddzielny problem stanowi fotometria gwiazd jasnych, w szczególności wielobarwna fotom etria fotoelektryczna, stanowiąca pomost między fotometrią i spektrofotom etrią. Jednym z istotnych problemów związanych z fotom etrią gwiazd jasnych jest dokładne wyznaczenie wielkości absolutnej Słońca, która nie jest jeszcze znana z dostateczną pewnością.

Fotom etria wizualna i fotograficzna doprowadziła do zebrania bardzo obszernego m ateriału fotometrycznego. Choć m ateriał ten jest niejedno­ rodny i wielkości są mniej dokładne od wielkości fotoelektrycznych, jednak jest on bardzo cenny ze względu na wielką liczbę wyznaczonych wielkości. Jednym z zadań obserwacyjnych z zakresu fundamentalnej fotometrii fotoelektrycznej byłoby usunięcie najistotniejszych błędów systematycznych ze znanych katalogów wizualnych i fotograficznych i utworzenie generalnego katalogu wielkości gwiazdowych w jednorodnym systemie.

Wprowadzenie powielaczy elektronowych umożliwiło pracę z zakresu fotometrii fotoelektrycznej małymi lunetam i w niewielkich obserwa­ toriach, co przy odpowiedniej organizacji współpracy między obserwa­ toriami, współpracy w znaczeniu międzynarodowym, pozwoli na szybszy postęp w dziedzinie badań fotometrycznych.

L IT E R A T U R A

f i l F . H . S c a r e s , J . C. K a p t e y n , P . .T. v a n R h i j n . Garneaie In s i. of W ashington. P u b l. no 402. 1930.

[2] T . A. K o rjia u iB H JiH . AGacmyMancKan Acmpo<f)U3UHecKaH O Scepeam opnan 7>i o a a. 11,

73— 89. 1950.

[3] J . E . S t e b b i n s , A. E . W h i t f o r d , 11. L. J o h n s o n , A p. J . 112, 469— 470, 1950. [4] A . B e m p o r a d . M itt. der Grossh. Sternwarte Heidelberg. H e ft 4, 1904.

[5] F . L i n k . L es particules solides dans les astres. 35—47 Co in to —Lióge 1955. [6] E . R y b k a . Spraw ozdania P ol. Tow. A str. '/. IV . 94— 97, W rocław 1953. [7] E . R y b k a . A cta A str., Ser. C, vol. 5 , 40— 43, K raków 1953.

[8] E . R y b k a . The Zero P o in t in stellar Photometry. V istas in Astronom y, Londyn, N ew Y ork 1956.

[9] E . R y b k a . A cta A str. vol. 7, 65— 82. 1957.

[10] H . L . J o h n s o n , W . W . M o r g a n , A p. J , 117, 313— 352. 1953. |11] 0 . J . E g g e n . A. J . 6 0 , 65— 92, 1955.

[13] G. d e V a u c o u l e u r s , Contrib. de I’I m t . d ’Astroph. de P aris, ser. B. no 37, 1951. [14] T. E l v i u s , Stoekholms Observ. A n n ., B a n d 16, no 4, Stockholm 1951.

[15] O. J . E g g e n , A p. J . 111, 65— 80, 1950; A p. J . Ill, 81— 98, 1950; Ap. J . 111, 414r—425, 1950; Ap. J . 112, 141— 177, 1950; A p. J . 113, 637— 662, 1951; Ap. J . 113, 663— 671, 1951, A p. J . 114, 141— 144, 1951.

[16] J . E . S t e b b i n s , A. Ii. W h i t f o r d , H . L . J o h n s o n . A p. J . 112, 469— 476, 1950. [17] H . L . J o h n s o n , D . L . H a r r i s I I I , A p. J . 120, 196— 199, 1954.

[18] S. N i n g e r - K o s i b o w a , Prace Wrocław. Tow. N a u k . ser. B. no 47, 1952. [19] T rans, of the. I . A . U. vol. IX . 349— 359. 1957.

[20] W . A. B a u m . Astronom ical Photoelectric Conference. Low ell O b serv ato ry 31. V II I — 1. IX . 1953. 59— 61.

[21] W . A. B a u m . 81cy and Telescope. 14, no 7, 264— 267, no 8, 330'—334, 1955.

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

Wyznaczanie kierunku ramion spiralnych Galaktyki na podstawie polaryzacji światła gwiazd

K. BIELIC K A i K. SERK O W SK I

I

W dzisiejszym stanie badań astronomicznych wydaje się rzeczą prawie pewną, że nasza G alaktyka m a budowę spiralną, podobną np. do mgławicy spiralnej w A ndro­ medzie. Ram iona spirali przypom inają prawdopodobnie wykres spirali l o g a r y t m i c z n e j

(P. P. P a r e n a g o 1047 r.):

Jt = aeb0.

Rozpoznanie skrętu ram ion spiralnych utrudnia niewielka wartość b określająca kształt spirali. W związku z tym w ystępuje zasadniczy problem wyznaczenia kierunku ramion spiralnych G alaktyki w otoczeniu Słońca, które jest dostępne obserwacjom.

Z całej serii teoretycznych prac B. L i n d b l a d a , dotyczących budowy galaktyk, wynika, że spiralne galaktyki rozkręcają się.

Jeżeli przez L oznaczymy długość galaktyczną kierunku normalnej do ram ienia naszej G alaktyki i przyjmiemy, że długość galaktyczna anticentrum l0= 150°, to w za­ leżności od tego czy L < l„, czy L > l0, otrzym ujem y różne skręty spirali, a stąd w połą­ czeniu ze znanym i własnościami rotacji G alaktyki rozwiązanie problemu zwijania się lub rozwijania G alaktyki.

J a k widać wynik otrzym any przez Lindblada odpow iada L > ] 50°.

W ynik potwierdzający to dały badania B. W. K u k a r k i n a w 1949 r. nad gwiaz­ dam i ty p u Mira Ceti, z których otrzym ano orientacyjną wartość L & 155°.

W latach późniejszych problemem tym zajmowali się liczni autorzy, w szczególności (w 1952) M o rg a n , S h a rp le s s * i O s te r b r o c k , z badań tzw. pól wodorowych o trzy­ mali wartość przybliżoną is ^ llO 0, a więc mniejszą od 150°.

W tym samym roku W o r o n c o w - W ie lia m in o w z rozmieszczenia gwiazd wczes­ nych typów otrzym ał wartość L około 160°.

Obserwacje promieniowania radiowego na fali 150 cm pozwoliły J . S. S zk ło w - s k ie m u oszacować L na około 140°, zaś w rok później O o rt, v a n d e H u l s t i M u lle r, przeprowadzając obserwacje w linii 21 cm neutralnego międzygwiazdowego wodoru, otrzym ali wartość i = 135°, co praw da mało dokładną.

H. P. W e a v e r (1953), opracowując dane z obserwacji asocjacji ty p u O otrzym ane przez Morgana, Shaiplessa i Osterbrocka, oszacował £ ^ 1 1 0 ° .

W 1956 r. E . v. P. S m ith , badając zależność stopnia polaryzacji i absorbcji wi­ zualnej światła gwiazd od długości galaktycznej dla poszczególnych gwiazd z półkuli południowej, otrzym ała na drodze tylko graficznej L około 125°.

W ostatniej swojej pracy z 1956 r. W. A. H i l t n e r otrzym ał ze swoich obserwacji, że odchylenie standardow e k ą ta pozycyjnego płaszczyzny drgań w ektora elektrycznego osiąga minimum dla L — 102°. P rzyjął on, że norm alna do ram ienia spiralnego Galaktyki skierowana jest ku tej długości galaktycznej.

7j pracowni i obserwatoriów 175 J a k widać z powyższego zestawienia wyniki są bardzo rozbieżne i niedokładne, a wnioski co do skrętu ramion spirali i w ynikające z tego zwijanie się lub rozwijanie ramion spirali — sprzeczne.

II

K ształt zależności stopnia polaryzacji od długości można oszacować, opierając się na teorii D a v is a i G r e e n s te in a , będącej niewątpliwie najbardziej prawdopodobną teorią polaryzacji światła gwiazd. Według tej teorii początkowo niespolaryzowane światło po przejściu przez obłok pyłu staje się częściowo spolaryzowane, przy tym sto ­ pień polaryzacji jest proporcjonalny do grubości optycznej obłoku oraz do kw adratu rzutu natężenia pola magnetycznego n a sklepienie nieba. Można więc powiedzieć, że przyrost dp stopnia polaryzacji na drodze 8 wynosi:

dp = c qH * sin2r/ ds, (1) gdzie:

o — const.,

n = . gęstość pyłu międzygwiazdowego, H = natężenie pola magnetycznego,

tj = k ą t między kierunkiem pola magnetycznego, a kierunkiem od nas do badanej gwiazdy.

F ak t, że wektory elektryczne światła gwiazd układają się, średnio biorąc, równo­ legle do równika G alaktyki, wskazuje n a to, że wektory pola magnetycznego niewiele odchylają się od płaszczyzny G alaktyki. Jeśli przypuścić, że pole magnetyczne skiero­ wane jest równolegle do ramion spiralnych G alaktyki i przyjąć, że w wystarczająco małym otoczeniu Słońca ram iona .spiralne można traktow ać jako prostoliniowe, o trzy­ muje się dla gwiazd o długości galaktycznej l:

r) = l - L + 90°, (2)

gdzie L jest długością galaktyczną, ku której skierowana jest norm alna do ram ienia spiralnego w otoczeniu Słońca.

Gdyby pole magnetyczne było ściśle jednorodne i izotropowe, to podstaw iając (2) do (1), całkując wzdłuż drogi od nas do gwiazdy znajdującej się w odległości 8 i uśrednia­ jąc, otrzym ałoby się:

s

p = c

J

g IP sin2?; ds = cqH2S sin2 (l — L 90°) == cqH*S cos2 ( L—l). (3)

ó •

Spośród gwiazd o zmierzonej polaryzacji tylko dla niewielu znane są odległości S występujące w powyższym wzorze. N atom iast dla stosunkowo większej liczby gwiazd znane są nadwyżki barw y E. Średnia wartość nadwyżki barwy dla gwiazd znajdujących się w odległości 8 jest proporcjonalna do tej odległości oraz do średniej gęstości pyłu między- gwiażdowego. Jeżeli zatem rozpatryw ać stosunek p / E przy założeniu, że poczerwienie­ nie i polaryzacja pow stają w tych samych obłokach pyłu, to okaże się, że stosunek ten nie zależy od odległości gwiazd i nie zależy od średniej gęstości pyłu. W pierwszym przybliżeniu więc powinien być spełniony wzór (gdy pole magnetyczne nie fluktuuje):

( ^ ) s=a G cos* (L — l), gdzie 0 = const. (4) P rzy pomocy tego przybliżonego wzoru można na podstawie stosunków p / E w y­ znaczyć długość galaktyczną L normalnej do ram ienia spiralnego w okolicy Słońca. 13*

17 (i '/, pracowni i obserwatoriów II I

Do w ykonania pracy pomocna była skonstruow ana przez K. Bielicką kartoteka polaryzacji światła gwiazd, zawierająca wszystkie dotychczas wykonane pom iary pola­ ryzacji. Zestawiono w niej stopnie polaryzacji dla przeszło 1900 gwiazd, w większości przypadków biorąc średnią z różnycb katalogów. W kartotece między wieloma innym i danym i umieszczono wartości E wzięte bezpośrednio z katalogów lub obliczone ad hoc drogą pośrednią.

Z gwiazd zaw artych w wyżej wymienionej kartotece wykorzystane zostały te, dla których istnieją określone wartości nadwyżki barw y E . D la uniknięcia dużych nie­ pewności wyrażeń p /E odrzucono gwiazdy, dla których w ystępujące w mianowniku E < 0 ,0 5 . Z otrzymanego w ten sposób m ateriału została wyodrębniona dla naszych badań grupa gwiazd ograniczona szerokościami galaktycznym i —5°, + 5 °. Gwiazdy te w ogólnej liczbie 842 tworzą pas okołorównikowy, wystarczająco wąski dla odtworzenia ogólnej budowy spiralnej Galaktyki. W tym celu skonstruowano miejsca norm alne dla stosunków p/E , reprezentujące wartości tych stosunków w przedziałach długości galaktycznej co 10°. Za te miejsca normalne wzięto średnie arytm etyczne poszczegól­ nych p /E w przedziałach (co w naszych rozumowaniach można uważać za wystarczająco dokładną metodę), a wagi miejsc norm alnych przyjęto równe liczbie odpowiednich gwiazd.

Dla każdego miejsca normalnego można napisać równania obserwacyjne postaci: p/JS7 = C1COSi!(?0 -i+ C )+ C |i. (5) gdzie f jest kątem między długością L normalnej do ramienia, a długością /„ anticentrum G alaktyki, czyli: £ = L — l0.

W ten sposób param etr £ m a podstawowe znaczenie w naszym zagadnieniu, gdyż bezpośrednio przez swój znak wyznacza skręt ramion spirali G alaktyki i jej kształt. W yraz stały ct został dodany dla uwzględnienia fluktuacji pola magnetycznego i gęstości, ponieważ p /E jest wielkością przypadkową, przyjm ującą w ogóle tylko wielkości do­ datnie, a więc średnia wartość p /E zależna od wielkości wzmiankowanych fluktuacji musi być zawsze dodatnia, a stąd c2> 0 .

Dla liniowego potraktow ania równań obserwacyjnych względem niewiadomych param etrów wprowadzono nowe param etry:

a; = ł ci sin 2£, y = i c 1 cos 2f,

c = ł c 1+ c 2, a w tedy:

c —sin 2(Z0 — l) x + cos 2 (Z0— l)y = p /E . (6) Stosując metodę najmniejszych kw adratów do równań (6), otrzym ujem y następu­ jące wartości param etrów i ich błędy średnie:

c = -f 0,1674 ±0,0097, * = — 0,0997 ±0,0141, y = Jr 0,0243 ±0,0131.

Stąd odpowiadające im nasze pierwotne param etry wraz z błędami średnimi: C = — 38°2 ±3°7,

«, = + 0,205 ± 0 ,0 2 8 , c, = + 0,065± 0,017. W ynika stąd kierunek normalnej do ram ienia:

Z pracowni i obserwatoriów 177

IV

W artość param etru f = — 38?2 i jej dyspersja ±3°7 wskazują wyraźnie, że spirale naszej G alaktyki zw ijają się — wbrew teorii Lindblada. Je st to najważniejszy wniosek z wyników liczbowych naszej pracy, przy czym pewność tego wniosku jest dość duża, gdyż stosunek dyspersji do samej wartości param etru jest bardzo mały.

O trzym ana wartość £ = 112°±4° pozostaje w bardzo dobrej zgodzie z wartością £ = 1 1 0 ° , otrzym aną w przybliżony sposób przez W eavera (asocjacje ty p u O), a także nie odbiega zbytnio od w artości £ = 1 3 5 ° , wynikającej z pracy Oorta, van de llu lsta i Mullera (wodór, fala 21 cm). Pozostaje również w niezłej zgodzie z ostatnim i ocenami E. v. P. Smith (polaryzacja — absorpcja) £ = 125° i H iltnera (polaryzacja) £ = 1 0 2 ° . Inne natom iast wyniki, a w szczególności Lindblada, Woroncowa Wieliaminowa i Ku- karkina, są sprzeczne z otrzym anym i przez nas.

Rys. 1. Kropki oznaczają miejsca normalne, a wielkość kropek cechuje wagi tych miejsc. Linia ciągła jest krzyw ą wyrównaną.

N a załączonym wykresie Rys. 1. przedstawione są średnie wartości p /E w zależności od długości galaktycznej oraz krzywa otrzym ana m etodą najmniejszych kwadratów . Maksima krzywej dają wyrównane kierunki: £ = 1 1 2 ° i £ + 1 8 0 ° = 292° normalnej do ramion, minim a zaś: £ + 9 0 ° = 202° i £ + 2 7 0 ° = 22° wyrównane kierunki ramion, a r a ­ czej stycznych do ram ion w otoczeniu Słońca.

Param etry c ,, c2 i c są odpowiednio am plitudą, wartością m inim alną i wartością średnią krzywej wyrównanej i posiadają niewątpliwie określone znaczenie związane z własnościami fizycznymi m aterii i pola magnetycznego przestrzeni iniędzygwiazdowej.

Z przebiegu odchyłek można wysnuć pewne ciekawe wnioski, a mianowicie: a) Rzeczywiste wartości minimów, wygładzonej tylko krzywej, odpowiadają d łu ­ gościom galaktycznym około 10° i 210°, co wskazywałoby na oczywisty fakt, że spirala je st zwrócona wklęsłością ku środkowi G alaktyki.

b) Maksimum £ = 1 1 2 ° jest wyraźnie wyższe od maksimum £ = 2 9 2 ° . Związane to jest z zależnością p /E od odległości gwiazd od Słońca, a być może pozostaje to w związku z zależnością p /E od szerokości galaktycznej.

Stosunek p /E w ydaje się być częściowo związanj^z szerokością galaktyczną, co nam przedstaw ia następująca tabelka:

t Z pracowni i obserwatoriów l 0°0, + 2 ? 0 + 2°1, + 5 ° 0 + 5 °l, + 1 0 ?0 > + 1 0 ° 0°0, —2°0 —2°1> —5?0 — 5°1, - 1 0 ° 0 < - 1 0 ° p 0,164 0,194 0,215 0,261 E 0,162 0,217 0,186 0,154

Z ostała ona u tw o rzo n a z ogólnego m a teria łu k a rto te k i i d aje średnie w artości p /E d la sześciu przedziałów szerokości g alak ty czn y ch . W idzim y z niej, że istn ieje ja k b y lekki w zrost p/2? p rz y przejściu do pasów (± 2 ° 1 , ±5?0), a u sta je p rz y dalszym przejściu do pasów (± 5 °1 , ±10°0).

W y n ik i z pow odu stosunkow o niewielkiej liczby gw iazd nie są z b y t pew ne, ale w y d a ją się w yraźnie w skazyw ać, że w k ieru n k a ch norm alnej do ram io n stosunek p /E rośnie w m iarę od d alan ia się od rów nika G ala k ty k i — przy n ajm n iej w p arostopniow ym przedziale od niego. W k ierunkacli zaś ram ion p /E nie w y kazuje isto tn y c h zm ian w takim przedziale.

Z L I T E R A T U R Y N A U K O W E J

U kład zaćmieniowy BM Cassiopeiae, w którym jeden składnik jest cefeidą klasyczną

W . ZONN

N a p o d sta w ie obserw acji fo to elek try czn y ch G. T h i e s s e n [1] doszedł do w niosku, że u k ła d BM Cassiopeiae, b ęd ący gw iazdą zaćm ieniow ą ty p u fi L y ra e (o okresie około 200d), sk ła d a się z dw óch nadołbrzym ów , z k tó ry c h jed en m a ty p w idm ow y A5 i jasność a b so lu tn ą bolo m etry czn ą —8"'4 d ru g i je s t najpraw d o p o d o b n iej cefeidą o okresie około 27d i jasności bolom etrycznej — 6™0. O ty m , że d ru g i składnik je s t cefeidą, w nioskuje a u to r n a pod staw ie p eriodycznych w a h a ń jasności te j gw iazdy, „n ak ła d ają cy c h się" n a śred n ią krzy w ą. A m p litu d a ty c h w ah a ń w ynosi około 0™05 (w dziedzinie niebieskiej). N ie znaczy to oczywiście, że a m p litu d a zm ian jasności tej cefeidy je s t ta k m ała; g d y ­ b y śm y obserw ow ali tę cefeidę „oddzielnie", a m p litu d a zm ian jej jasności w ynosiłaby około' 1™ 5.

M am y t u więc sy tu a cję, p rz y k tó rej m ożna w yznaczyć m asę o b u składników bez­ p ośrednio. W y k o rz y stu ją c k rzy w ą zm ian jasności u k ła d u oraz znajom ość a m p litu d y zm ian prędkości rad ia ln y ch , a u to r w yznacza m asy:

(druga w arto ść je s t prom ieniem średnim , poniew aż gw iazdą pulsuje). Odległość środków składników w ynosi 491 p rom ieni Słońca. R óżnica jasności składników (w dziedzinie b li­ skiej 4 100 A) w ynosi około 3™6; słabszą je s t cefeidą. W czasie m inim um głównego gw iazdą za sła n iając ą je s t cefeidą.

Z n ając jasności ab so lu tn e każdego ze składników , a u to r oblicza ich m asę n a p o d ­ staw ie zależności jasność-m asa i dochodzi do w niosku, że o trzy m an e m asy m uszą w ynosić 38,5 i 23 m asy Słońca, a w ięc w artości znacznie w iększe niż znalezione b ez­ pośrednio. Z naczy to , że n ad o lb rz y m y i w szczególności cefeidy nie spełn iają zależności m asa-jasność (obow iązującą gw iazdy należące do ciągu głównego i olbrzym y).

S tw ierdzenie tego fa k tu usuw a pew ne sprzeczności, k tó re doty ch czas w y n ik ały z pró b zastosow ania te o rii p ulsacji cefeid do pew nych w y b ra n y ch gw iazd (najczęściej do 6 Cephei i rj A quilae).

O tóż z te o rii p u lsa cji w y n ik a m iędzy in n y m i, że pom iędzy śred n ią gęstością danej cefeidy q a okresom p u lsa cji P pow inien zachodzić zw iązek:

p rz y ty m w arto ść liczbow a const d la różnych m odeli gw iazd p ow inna się zaw ierać w dość w ąskich gran icach 0,0309— 0,0381. To znaczy, że p ra k ty c z n ie biorąc, w artość t a nie wiele zależy od m odelu gw iazdy. T ym czasem poprzednie w yznaczenia tej w ielkości,

m 1 = 26; m s = 14,3 m as Słońca oraz p rom ienie składników :

180 / literatury naukow ej

opierające się n a zależności m asa-jasność, daw ały z reg u ły w artości znacznie w iększe, co było t ą w łaśnie sprzecznością, o k tó rej m ów iliśm y poprzednio.

B iorąc dan e bezpośrednie, u zy sk u je Thiesseu n a const w artość 0,0302 odpow iad ającą gw ieździe o nieco większej jeszcze k o n ce n trac ji m asy w środku, niż to w ystęp u je w ró ż­ n y ch istniej ącycli m odelach gw iazd.

W u k ładzie ty m obserw ujem y b ardzo złożone zjaw iska w yw ołane działaniem przypływ ow o-odpływ ow ym jednego sk ła d n ik a n a drugi, efe k ty w yw ołane różnym czasem o b ro tu sk ła d n ik a zależnie od fazy jego p u lsacji i efekt odbicia prom ieniow ania jednego sk ła d n ik a przez drugi. W iększa część p ra c y T hiessena je s t pośw ięcona dość oryginalnej analizie ty c h efektów i ich elim inacji p rz y rozw iązyw aniu o rb ity .

L IT E R A T U R A [1] Z eitsch rift fiir A stropliysik lid . 39, s tr. 65 (1956).

O ruchach gwiazd w kierunku prostopadłym do płaszczyzny równika galaktycznego

W . ZONN

P oniew aż Słońce z n a jd u je się dość daleko od ją d ra G alak ty k i, jego wpływ n a ruch gw iazd w k ie ru n k u p ro sto p ad ły m do płaszczyzny rów nika galaktycznego je st, p ra k ty c z n ie biorąc, ta k m ały, iż w w ielu p rz y p a d k ach m ożna go zaniedbać. P rz y jm u ją c n astęp n ie, że m a te ria w pobliżu Słońca tw orzy w arstw ę płasko rów noległą (że jej gęstość je s t fu n k ­ c ją ty lk o odległości z od płaszczyzny rów nika galaktycznego) m ożna w ysnuć k ilk a w niosków co do ru c h u gw iazd o różnym średnim czasie życia.

Je śli ów czas życia p rze k ra cza czas oscylacji gw iazd (w k ie ru n k u p ro sto p ad ły m do płaszczyzny rów nika galaktycznego), m a m y do czynienia z tzw . sta n em sta c jo n a r­ nym , p rz y k tó ry m liczba gw iazd zn a jd u ją cy c h się w różn y ch odległościach od płaszczy­ zn y rów nika galaktycznego je s t niezależna od czasu. W ty m p rz y p a d k u śred n ia sk ła ­ dow a prędkości gw iazd w k ie ru n k u p ro sto p ad ły m do płaszczyzny rów nika galaktycznego je s t n i e z a l e ż n a od odległości z od tej płaszczyzny (i od czasu). J e s t w ięc w arto ścią sta łą , ja k to w y k azał w swoim czasie O o r t [1]. B a d an ia O orta o p a rte n a znajom ości ru ch u gw iazd należących do różn y ch ty p ó w w idm ow ych p o tw ie rd z iły te w nioski. A, że czas oscylacji gw iazd je s t rzędu 108 la t, znaczyłoby to , że p rzy n a jm n ie j ogrom na w ięk ­ szość gw iazd w naszym otoczeniu m a p rze cię tn y czas życia p rze k ra cza ją cy tę w artość. Z b a d a ń O orta w ynikało też, że ów czas oscylacji je s t je d n ak o w y d la w szystkich gw iazd, niezależnie od ich p rędkości w p u n k cie z = 0, czyli w płaszczyźnie rów nika galaktycznego.

W y n ik i O o rta są słuszne dla każdego rozm ieszczenia m a te rii w otoczeniu Słońca z zachow aniem za sa d y płasko-rów noległości, o k tó rej ju ż b y ła m ow a.

Inaczej po w in n y zachow yw ać się gw iazdy, k tó ry c h średni czas życia je s t k ró tszy niż 108 la t. W ty m p rz y p a d k u nie m oże być m ow y o sta n ie sta cjo n arn y m , a zatem też o niezależności średniej prędkości od odległości, od płaszczy zn y rów liika galaktycznego.

D la tego p rz y p a d k u m ożem y zastosow ać n a stę p u ją c e uproszczenie: całą m a terię w odnogach sp iraln y ch G a la k ty k i p o tra k to w a ć ja k o nieskończenie cienką „płaszczyznę m a te ria ln ą " . W te d y n a gw iazdy nie d ziała ją żadne siły i ru c h ich je s t zbliżony do je d n o ­ stajnego. Z naczy to, że do pew nej gran icy uw arunkow anej średnim czasem życia gw iazdy p rędkości średnie gw iazd b ę d ą fu n k c ją l i n i o w ą ich odległości od płaszczyzny rów nika