Postępy Astronomii nr 2/1971

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 XIX — ZESZYT 2

1971

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

i

K W A R T A L N I K

TOM XI X — ZESZYT 2

1971

WARSZAWA • K W I E C I E Ń — C Z E R W I E C 1971

KOLEGIUM REDAKCYJNE

R e d a k to r n ac ze ln y : S tefan Piotrow ski, W arszaw a

C złonkow ie: Józef W itkow ski, Poznań W łodzim ierz Z onn, W arszaw a

S ek reta rz R e dakcji: Jerzy S todółkiew icz, W arszaw a

A dres R edakcji: W arszaw a, Al. U jazdow skie 4 O b serw ato riu m A stronom iczne UW

W Y D A W A N E Z ZA S IŁ K U P O L S K I E J A K A D EM II NA U K

P rin te d in P oland

Paóstujoiue W pdairnictiDo N aukow e O ddział u j Łodzi 1971

W y d a n ie I. N ak ład 494 -f- 116 egz. Ark. uipd. 7,50. A rk. d ru k 6,75. P ap ie r o ffseto w y kl. III. 80 g . 70x100. O d d a n o d o d ru k u 19. IV . 1971 r.

D ruk ukoń czo n o uj k w ie tn iu 1971 r. Zam . 18. H -9 C ena zł 10.— Zakład Graficzny PWN

P O S T Ę P * ASTRONOMII Tom XIX (1971), Zeszyt 2

STRUKTURA F IZ Y C Z N A PLAM SŁONECZNYCH Część III

J E R Z Y J A K I M I E C

Obserwatorium Astronomiczne UBB, Wrocław $M3HKA COJIHEHHblX IlflTEH

lA C T b 111 E. f l KMMen

Coflep*aHMe

B rJiaBe 5 CTaTbM paccMOTpeHbi coBpeMeHHwe npeACTaaneHMa o CTpoe- h h h 5oJiee rjiy 6 o K M X , noAc^oToccjjepHbix, cJioeB naTHa, HM efoiuwx peiuaioinee 3 HaMeHwe fljia cTpyKTypw u sbojhoiimh HaOjiioflaeMoR qacru naTHa. FIoflMepKHy- Tbi 3HamiTe^bHbie TpyfluocTM nojiyqeHMa Haaexmow MOfleJiM stmx onoeB.

B r;iaBax 6 n 7 npeflCTaBJieubi AajibHeikiMe flaHHbie na6jiioayHMW,

othoch-m n e c a k c|)OTOc4)epHbiM cjioaM naTHa: oBcyacaaeTca: nojie CKopocTefi (rjiaBa 6) u CHMweiine 3 t m x cjioeB b riHTHe (r.iaBa 7).

\

PHYSICS O F SUNSPOTS PART III

S u m m a r y

In the 5th Chapter the modem views on the structure of the deeper, subphotospheric layers of the spot are given. These layers influence decisively the structure and evolution of the observed part of the spot. The difficulties

in obtaining an adequate model of these layers are stressed.

In Chapter 6 and 7 observational data referring to the photospheric layers of sunspots are presented. The velocity field is discussed in Chapter 6, the depression of the above mentioned layers in the spot of the above mentioned layers is discussed in Chapter 7.

92 7. Jakimiec

5. O STRUKTURZE PLAMY - OGÓLNIE

Rozważania przytoczone w poprzednim rozdziale (Cz. I artykułu opubliko­ wana została w zesz. 4/69, a Cz. II — w zesz. 1/70 „Postępów Astronomii” ) wyraźnie sugerują, że procesy decydujące o strukturze i ewolucji plamy rozgry­ wają się w warstwach głębszych, niedostępnych bezpośrednim obserwacjom. To, co obserwujemy na powierzchni, jest raczej tylko ubocznym, mało istot­ nym skutkiem tych procesów. Co więcej, procesy te s ą na tyle skomplikowane (współdziałanie konwekcji z polem magnetycznym w warunkach słonecznych), że w chwili obecnej nie potrafimy podać ich dobrego opisu matematycznego. Z punktu widzenia fizyki matematycznej można by powiedzieć, że dysponujemy kiepskimi warunkami brzegowymi, a równania problemu potrafimy sformułować tylko poprzez łatanie naszej niewiedzy silnymi założeniami apriorycznymi. W związku z tym nawet dla tak podstawowej cechy plam,jak ich „zim ność” , wcale nie jest łatwo w sposób precyzyjny i jednoznaczny wskazać mechanizm fizyczny za nią odpowiedzialny. Zwykle zadowalamy się ogólnikową odpowie­ dzią, że pole magnetyczne w ten czy inny sposób przeszkadza konwekcyjnemu transportowi energii i w efekcie zmniejsza się strumień energii przenoszonej w kierunku pionowym. Zajmijmy się jednak bliżej tym problemem. Trzeba zacząć od zastanowienia się nad tym, co można powiedzieć o przebiegu pola magnetycz­ nego plamy w warstwach podfotosferycznych. Otóż na podstawie obserwowanej struktury tego pola na powierzchni fotosfery (mała rozbieżność wiązki lin ii s ił wychodzącej z cienia plamy) mamy prawo wyciągnąć wniosek, że silne pole w plamie sięga co najmniej do głębokości rzędu poprzecznego rozmiaru plamy (~10* km). W przeciwnym razie pole musiałoby mieć bardzo dziwną konfigurację, trudną do uzgodnienia z rozkładem innych parametrów fizycznych w warstwach podfotosf ery c zn y ch.

Wzorem de J a g e r a (1964) rozważmy najpierw schemat plamy, uwzględ­ niający tylko konwekcję cyrkulacyjną, a nie biorący pod uwagę możliwości konwekcji oscylacyjnej. Analizy stabilnościowe tego typu, jak opisana w po­ przednim rozdziale, prowadzą zgodnie do wniosku, że w powierzchniowych warstwach cieni plam pole magnetyczne całkowicie tłumi konwekcję cyrkula­ cyjną. A jak się rzecz ma w warstwach głębszych? W niezaburzonej strefie konwekcyjnej gęstości energii ruchów konwekcyjnych, E k = p f| /2 (p — gęstość materii, vk — średnia prędkości ruchów konwekcyjnych) wzrasta w miarę po­ suwania się w głąb. Wydaje się więc prawdopodobne, że pole magnetyczne plamy efektywnie wygasza konwekcję cyrkulacyjną tylko do pewnej głębokości

h c pod fotosferą. D la ilościowego oszacowania głębokości h de J a g e r korzystał z przybliżonego kryterium niestabilności, mówiącego, że dla efektyw­ nego zahamowania konwekcji cyrkulacyjnej potrzebne jest pole magnetyczne, którego gęstość energii, E m - H%/

8

tt, jest tego samego rzędu co E^ . Przyj­ mując ponadto, że pole //0 = 3000 gauss niewiele się zmienia z głębokością, otrzymujemy hc >= 10 000 km.

Struktura fizyczna plam słonecznych, III 93

Gdybyśmy teraz przyjęli, że zahamowany na głębokości h£ konwekcyjny strumieii energii nie jest w ogóle przekształcany w ciepło (np. ucieka swobod­ nie w postaci fal), to plama musiałaby być bardzo „zim n a” (Tej *= 1000°, pod­ czas gdy obserwacje d ają Tef = 4300°). Jest to prostą konsekwecją dobrze znanego faktu, że w głębi niezaburzonej strefy konwekcyjnej przeważająca część energii jest transportowana przez konwekcję, zas efektywność transportu promienistego jest znacznie mniejsza.

Z tych oszacowali widać wyraźnie, że jeżeli jedyną m ożliw ą formą kon­ wekcji w plamie jest konwekcja cyrkulacyjna, to pole magnetyczne plamy bardzo efektywnie wpływa na transport energii. Trudność polega wtedy, jak widzimy, nie na wyjaśnieniu dlaczego plamy s ą tak „zim n e ” , ale na wyjaśnie­ niu dlaczego s ą one tak „gorące” !

D e J a g e r wskazuje, że z impasu może nas tutaj wyprowadzić uwzględ­ nienie podgrzewania falami. W pobliżu poziomu h c energia ruchów konwekcyj­ nych jest przetwarzana na energię różnego typu fal (fale Alfvena i magneto- dżwiękowe). Większa część tych fal nie może jednak wyjść do warstw foto- sferycznych — wskutek odbicia jest zawracana do obszaru poniżej h c i tam zostaje rozproszona. To prowadziłoby do powstania obszaru przegrzanego po­ niżej poziomu h c i wskutek tego zwiększenia strumienia promieniowania w war­ stwach powyżej hc . W ostatecznym rachunku fotosfera w plamie będzie jednak zim niejsza, niż fotosfera niezaburzona, przede wszystkim dlatego, że energia obszaru przegrzanego będzie wypromieniowywana we wszystkich kierunkach i w efekcie rozłoży się na znacznie większy obszar powierzchni fotosfery, n iż obszar zajęty przez plamę. Tak więc mechanizm oziębienia plamy w po­ wyższym schemacie sprowadza się do tego, że zablokowany strumień energii konwekcyjnej w kierunku pionowym zostaje rozłożony na duży obszar po­ wierzchni Słońca — powstaje deficyt energii nad obszarem „korka” .

Łatwo zrozumieć, że dla takiego modelu wyliczone natężenie promienio­ wania wychodzącego z plamy silnie zależy od przyjętego poziomu zahamowa­ nia konwekcji hc . Z drugiej strony, niestety, położenie poziomu hc bardzo silnie się zmienia, jeżeli uwzględnić, że pole magnetyczne w plamie może wzrastać z głębokością (de J a g e r 1966). W konsekwencji przedstawiony schemat daje poprawne natężenie promieniowania w cieniach plam tylko przy bardzo specyficznym przebiegu pola z głębokością (H « const, do głęboko­ ści ~ 10 000 km). Inaczej mówiąc, gdyby przedstawiony schemat dobrze przy­ b liż a ł prawdziwą sytuację — byłaby silna zależność natężenia promieniowa­ nia wychodzącego I* od przebiegu pola magnetycznego w głębokich warstwach plamy i należałoby oczekiwać znacznie większych różnic w wartościach l* dla poszczególnych plam, niż to się obserwuje.

Dodajmy jednak, że nawet taki prosty schemat plamy pozwolił właściwie naświetlić inny ważny problem. Chodzi mianowicie o to, że badania linii widmowych zgodnie wskazują na obecność w cieniach plam silnych ruchów „mikroturbulentnych” — silniejszych nawet, niż w fotosferze niezaburzonej

94 _{J . Jakim iec}

Is tn ia ła więc następująca trudność „ lo g ic z n a ” : siln e pole magnetyczne po­ winno zahamować w szelkie ruchy turbulentne w plam ie, a tymczasem obserwa­ cje w skazują na ich w zm ocnienie. D e J a g e r (1964) w skazał, że w p obliżu głębokości hc będą generowane także fale akustyczne, biegnące w zdłuż pola magnetycznego (jako szczególny przypadek fal magnetodźwiękowych). O sza co ­ wania p okazują, że fale te mogą stosunkowo łatwo przedostawać się do warstw fotosferycznych plam y. Właśnie ruchy ośrodka przy rozprzestrzenianiu się tych fal byłyby czynnikiem poszerzającym dodatkowo lin ie widmowe, czyli tą zagadkow ą ,,m ikroturbulencją” . Tak więc w plam ach, podobnie jak i d la fotosfery niezaburzonej, „m ikroturbulencję” identyfikujem y obecnie nie z tur­ b u le n c ją hydrodynam iczną, lecz z ruchami falow ym i, generowanymi w strefie konwekcyjnej.

Jak pamiętamy z rozdz. 4, jasne granule, obserwowane w cieniach plam , stanow ią silny argument, że konwekcja nie jest tam całkow icie zahamowana. Ja k się przedstaw ia problem ochłodzenia plam , je ż e li stan ąć na stanow isku, że mamy w nich do czynienia z konw ekcją w takiej postaci, ja k ą p o s tu lu ją S y r o v a t s k i j i Ż u g ż d a (1967)? Zdaniem tamtych autorow (nie popartym, niestety, szczegółow ym i obliczen iam i) konwekcja taka bardzo efektywnie transportowałaby energię i w konsekwencji plama powinna być tylko nieznacz­ nie zim n ie jsza n iż o ta c za jąc a fotosfera. T rudność polegałaby w ięc teraz na zn alezien iu dodatkowego mechanizmu o zięb ie nia plamy — akurat przeciw­ nie, n iż w schemacie uw zględniającym tylko konwekcję cyrkulacyjn^, gdzie trzeba było szu kać mechanizmu podgrzew ania. S y r o v a t s k i j i Z u g z d a sugerują, że obserwowane ochłodzenie plamy pochodzi stąd , że — jak to wy­ nika z ich obliczerf — dla pojaw ienia się konwekcji oscylacyjnej potrzebny jest trochę w iększy gradient temperatury, n iż dla konwekcji zw ykłej. D la lepszego objaśnie nia tego mechanizmu rozbijm y sobie cały proces na etapy. P o ja w ia się siln e pole magnetyczne i w yłącza konwekcję cyrkulacyjną, po­ wiedzmy poczynając od poziomu hc w górę. Średni gradient temperatury w tych warstwach zaczy na w zrastać, przy pewnej jego wartości rozpocznie się kon­ wekcja oscylacy jna — gradient temperatury u sta li się w p o b liżu tej w artości, przy jak iej wystartowała konwekcja o scy lacy jna. Podw yższony za ś gradient

dr

.

dr

temperatury < --- > ozn acza, że wzrośnie różnica temperatur < --- > h c

po-dh

dh

między warstwą h c i pow ierzchnią, c zy li w konsekwencji obserwowana plama będzie zim n ie jsz a n iż o ta c z a ją c a fotosfera.

Jednak teoria konwekcji oscylacyjnej jest zbyt słabo rozpracowana, a z dru­ giej strony warunki w rozw ażaniach o warstwach słonecznych są zbyt skom pli­ kowane, aby m ożna było dokonać chociażby przybliżonego ilościow ego porów­ nania modelu z konw ekcją o s c y la c y jn ą — z obserw acjam i.

Z pow yższej dyskusji dwóch, w znacznej mierze przeciwstawnych sobie, schematów budowy warstw podfotosferycznych plamy w idać w yraźnie, jak mało w istocie wiemy o ogólnej strukturze plam y. Nie potrafimy nawet ro z ­ strzygnąć, jak s ię w ni ej odbywa transport energii.

Struktura f i z y c z n a plam s ł o n e c z n y c h

,

III

₉₃

Modele o b e j m u ją c e g łę b o k ie w a r s tw y p la m y b y ły l i c z o n e t a k ż e p r z e z in n y c h autorów ( C h i t r e 1963; D e i n z e r 1965; Y u n 1969), n ie k tó r e z n ic h s ą b a rd z o s z c z e g ó ł o w e , d a j ą c z ł u d z e n ie d u ż e j p r e c y z j i m ode lu. N a l e ż y w ię c z d a w a ć s o b i e s p r a w ę , ż e w o b e c n e j s y t u a c j i m o d e le t a k i e s ą w ł a ś c i w i e w c a ł o ­ ś c i o k r e ś l o n e p r z y ję ty m i z a ł o ż e n i a m i a p rio r y c z n y m i co do p r z e b ie g u p o l a m a g n e ty c z n e g o w g łę b o k ic h w a r s tw a c h plam y i w pływ u te g o p o la n a t r a n s p o r t e n e r g i i . O b s e r w a c j e , o d n o s z ą c e s i ę do p o w ie r z c h n io w y c h w arstw p la m y , s t a ­ n o w i ą b a rd z o s ł a b y t e s t d la t a k i c h m o d e l i — tr u d n o j e s t w ł a ś c i w i e r o z s t r z y g n ą ć n a w e t p o m ię d zy krarfcowo p rz e c iw s ta w n y m i k o n c e p c j a m i . P o s z c z e g ó l n e m ode le te g o ty p u m o g ą w i ę c m i e ć b a rd z o mało w s p ó l n e g o z r z e c z y w i s t ą s tr u k tu r ą plam y.

W t e j s y t u a c j i w y d a je s i ę r z e c z ą z e w s z e c h m ia r c e l o w ą s k o n c e n t r o w a ć n a j p ie r w w y s iłk i n a zb u d o w a n iu dobrego m o d e lu w a r stw f o to s f e r y c z n y c h plam y, d o s tę p n y c h b e z p o ś r e d n im o b s e r w a c j o m . J a k o tym b y ła m ow a n a p o c z ą t k u r o z d z . 2, k o m p le tn y m odel t y c h w a r s tw m u s i b y ć z n a t u r y r z e c z y m odelem trójw ymiarowym (p rz e s t rz e n n y m ) , gdyż p ara m etry f i z y c z n e z m i e n i a j ą s i ę w pla m ie zarówno w k ie ru n k u pionow ym , ja k i poziomym (w p o p r z e k plam y). M odele a t m o s f e r y d la p o s z c z e g ó l n y c h c z ę ś c i p la m y , j a k ie m o ż n a — p rz y ­ n a j m n ie j w z a s a d z i e — u z y s k a ć z s a m y c h d a n y c h s p e k tr o f o to m e tr y c z n y c h , a którym p o ś w ię c o n y b y ł w y m ie niony ro zdział- a r ty k u ł u , d a j ą nam ty lk o n ie p o w i ą z a n e z e s o b ą fra g m en ty t a k i e g o p r z e s t r z e n n e g o m o d e lu .

D la w a r s tw f o to s f e r y c z n y c h plam mamy b o g a t e i r ó ż n o ro d n e d n n e o b s e r w a ­ c y j n e , a mimo to w c a l e n ie j e s t ł a t w o s k o n s t r u o w a ć k o m p le tn y , p r z e s t r z e n ­ ny m odel ty c h w a r s tw . P o d k r e ś l m y od ra z u w y r a ź n i e , ż e n i e c h o d z i tu ta j o t r u d n o ś c i n a t u ry c z y s t o o b s e r w a c y j n e j , p o w a ż n i e o g r a n i c z a j ą c e d o k ł a d n o ś ć o b e c n y c h pom iarów d la plam (por. r o z d z i a ł y 2 i 3) — t r u d n o ś c i te b ę d ą lik w id o ­ w a n e w m ia rę d a l s z e g o u l e p s z a n i a t e c h n i k i o b s e r w a c y j n e j . C h o d z i o t o , że n a w e t j e ż e l i przyjm iem y, i ż to w s z y s t k o , co możem y m ie r z y ć d la p la m , m ie r z y ­ my z i d e a l n ą d o k ła d n o ś c i ą , to w c a l e n ie j e s t o c z y w i s t e , ja k n a p o d s t a w i e ty c h d a n y c h o b s e r w a c y j n y c h s k o n s t r u o w a ć p r z e s t r z e n n y m odel r o z w a ż a n y c h w a rs tw pla m y. T e t r u d n o ś c i natu ry t e o r e t y c z n e j b ę d ą s z c z e g ó ł o w o p r z e d y s k u t o ­ w an e w r o z d z . 8. Można je krótko s c h a r a k t e r y z o w a ć ja k n a s t ę p u j e : w r o z w a ż a ­ n y c h w a r s tw a c h mamy do c z y n i e n i a z e s k o m p l i k o w a n ą s y t u a c j ą f i z y c z n ą — a t m o s f e r a z siln y m polem m a g n e ty c z n y m , p o n a d to j e s t j e s z c z e p o le p r ę d k o ś c i . W z w ią z k u z tym dla s k o n s t r u o w a n i a m ode lu ty c h w a r s tw plam y t r z e b a s t o ­ s o w a ć meto dy s p e c y f i c z n e d la te o r i i a t m o s f e r g w iaz d o w y ch ł ą c z n i e z m e to d a ­ mi m a g n eto h y d ro d y n a m ik i. O tó ż te g o p o ł ą c z e n i a nie d a je s i ę d o k o n a ć w s p o s ó b m a te m a t y c z n i e , , c z y s t y ” . Innymi s ło w y t r u d n o ś c i k o n s t r u o w a n i a p r z e s t r z e n ­ nych m odeli w a r s tw fo to sf e r y c z n y c h plam nie daje s i ę s p r o w a d z i ć do t r u d n o ś c i c z y s t o m a te m a ty c z n y c h (ro z w i ą z y w a n ia o d p o w ie d n io sk o m p lik o w a n y c h z a g a d ­ n ie ń b r z e g o w y c h ) — p o l e g a j ą o n e n a k o n i e c z n o ś c i p o s z u k i w a n i a n a j b a r d z i e j e f e k ty w n e j m e tody k o n s tr u o w a n ia t a k i c h m o d e li.

Z a g a d n i e n i e s k o n s t r u o w a n i a a d e k w a tn y c h m odeli w a r s tw f o t o s f e r y c z n y c h plam j e s t tym w a ż n i e j s z e , że je g o p o z y ty w n e r o z w i ą z a n i e d ałoby l e p s z y

96

/.

] akimiec

punkt wyjścia także dla badania struktury głębszych warstw plamy; jeszcze większe znaczenie miałoby to dla badań chromosfery i korony nad plamą.

Zanim jednak zajmiemy sie rozważeniem przestrzennych modeli warstw fotosferycznych plamy (rozdz. 8), musimy się zająć szczegółową dyskusją pola prędkości w plamie (rozdz. 6) oraz wyników uzyskiwanych z badań nad tzw. efektem Wilsona (rozdz. 7).

6. PO LE PRĘDKOŚCI W PLAMIE

W każdym podręczniku astrofizyki szerzej zajmującym się Słorfcem przy­ taczany jest , .klasyczny” obraz ruchów materii w plamach, otrzymany przez E v e r s h e d a i St. J o h n a na początku bieżącego stulecia. Według tego obrazu materia w półcieniu plamy porusza się ona na poziomie fotosfery od środka ku brzegowi plamy z prędkościami dochodzącymi do 2 k m ^ e k ^ nato­ miast powyżej, w chromosferze, płynie ku środkowi plamy. Istotna cecha tego obrazu klasycznego: postulowane pole prędkości ma charakter jednorod­ ny w tym sensie, że prędkość wypływu (albo wpływu) materii zależy wpraw­ dzie od współrzędnych r i z*, ale cała dana warstwa porusza się jako całość, nie rozpada się na oddzielne strumienie o istotnie różnych prędkościach. Do tego klasycznego obrazu ruchów w plamie można dołączyć wyniki późniejszych szczegółowych badali nad rozkładem poszczególnych składowych wektora prędkości w stabilnych plamach o symetrycznej budowie ( K i n m a n 1952; S e r v a j e a n 1961). Metoda stosowana w tych badaniach ( P l a s k e t t 1952) była następująca: dokonuje się pomiarów prędkości radialnych v ^ w wie­ lu punktach danej plamy i następnie metodą najmniejszych kwadratów dobiera się najlepiej pasujący osiowo symetryczny model rozkładu składowych pręd­ kości vr, vf , vz w tej plamie. Wyniki tych badali wskazywały, że w badanych plamach prędkości były skierowane prawie dokładnie poziomo i radialnie (tzn. składowe vz i ty małe w porównaniu z t»r). Warto może jeszcze przy­ pomnieć, że otrzymana prędkość radialnego wypływu gazu (tf) na poziomie fotosfery zmieniała się z odległością r od środka plamy, osiągając maksimum (ok. 2 km /sek.) w pobliżu zewnętrznej ppanicy półcienia.

Otóż taki obraz prawie dokładnie poziomego wypływu materii z plamy napotyka na znaczne trudności interpretacyjne: pole magnetyczne w półcieniu wykazuje istotne nachylenie względem kierunku poziomego, nieunikniony jest więc wniosek, że ruch materii nie odbywa się wzdłuż lin ii s ił pola magne­ tycznego, lecz ma istotn ą składową prostopadłą do pola. A w takim razie obserwowane ruchy Eversheda musiałyby unosić ze sobą linie s ił (przewod­ nictwo elektryczne jest znacznie za duże, aby tak intensywne ruchy materii w poprzek lin ii s ił mogły się odbywać bez unoszenia pola ze sobą). Proste oszacowanie (czas = droga/prędkość) pokazuje, że całe pole półcienia zo­ stałoby wyniesione poza plamę w przeciągu paru godzin. Musielibyśmy więc przyjąć, że to, co w wypadku plamy stabilnej obserwujemy jako pole

Struktura fizyczna plam słonecznych, III 97

cjoname, w rzeczywistości jest coraz to nowym polem wynoszonym do warstw powierzchniowych plamy z warstw głębszych. Taką ewentualność bardzo trudno jest pogodzić z dużą stabilnością rozmiarów i kształtu plam regular­ nych; dalej: strumienie pola magnetycznego „rozrzucone” przez plamy w prze­ ciągu czasu ich życia musiałyby być ogromne w porównaniu z obserwowanymi strumieniami plam (strumień magnetyczny półcienia trzeba by wymnożyć przez

.. czas życia plamy 50 dni

czynnik --- ---- --- —-— •----— = 400). Co więcej, tuż za czas wynoszenia pola z półcienia 3 godz.

granicą plamy, gdzie ruch Eversheda ustaje, szybko nagromadziłyby się bardzo duże natężenia pola — trzeba więc dodatkowo założyć, że pole jest stamtąd odprowadzane w jakiś bardzo efektywny sposób. Warto wreszcie wspomnieć o tym, że obserwowany wypływ materii na poziomie fotosfery i przeciwny ruch parę tysięcy kilometrów powyżej szybko doprowadziłyby do konfiguracji pola zupełnie niepodobnej do tej, jaką się obserwuje; musiałyby przy tym w nie­ których miejscach powstać bardzo duże siły magnetyczne (naprężenia magne­ tycznych linii sił) zdolne zahamować wszelkie ruchy materii.

Takie i temu podobne rozważania utwierdzają w przekonaniu, że ruchy w plamie w rzeczywistości skierowane są jednak wzdłuż linii s ił pola magne­ tycznego. Przez pewien czas wydawało się nawet, że udało się uzyskać rów­ nież czysto obserwacyjne poparcie tego przypuszczenia ( Bu mb a 1960; Schr o' t er 1965). Wymienieni autorzy zastosowali inną, niż omówiona powyżej, metodę badania rozkładu prędkości w plamie: do analizy tego rozkładu używali oni tylko pomiarów prędkości radialnych na przekroju poprzecznym plamy poprowadzonym w kierunku: środek tarczy Słońca — środek plamy. Ale za to wykorzystywali pomiary otrzymane dla różnych położeń danej plamy na tarczy Słońca (tj. obserwacje z kolejnych dni). Doszli do wniosku, że średnio rzecz biorąc, wektor jest w półcieniu nachylony pod kątem a =» 15—20° do poziomu, co od biedy można było uznać za zgodne z nachyleniem pola magne­ tycznego*; a zatem mielibyśmy obserwacyjne stwierdzenie, że jednolity wy­ pływ materii z plamy odbywa się wzdłuż linii sił.

Zwróćmy jednak od razu uwagę, że metoda wyznaczania kierunków wek­ tora v, stosowana przez B u m b ę i S c h r o t e r a , daje mniej pewne wyniki, niż metoda Plasketta, gdyż silniej ingeruje tutaj założenie o symetrii osiowej pola prędkości. Spójrzmy na rys. 1: otóż w metodzie tej wnioskujemy zawsze w myśl rys. la, tzn. każdą obserwowaną różnicę vj£ =£ vj^ traktujemy jako przejaw nachylenia wektora v względem poziomu. Tymczasem prawdziwa sytuacja może z powodzeniem wyglądać np. tak, jak pokazuje rys. Ib . Ogólnie więc wszelkie lokalne odchylenia rozkładu wektora tT na badanym przekroju plamy od wypadku ścisłej symetrii względem środka plamy (pamiętajmy, że przeciwległe części półcienia A , B są odległe od siebie o tysiące czy dzie­ siątki tysięcy kilometrów!) będą w całości wchodzić jako fikcyjne a t 0. *K ąty a należy porównywać z kątami 90°—0, gdyż nachylenia pola magnetycz­ nego 0 lic z o n e s ą tradycyjnie od kierunku pionowego.

98 7

.

Jakim iec

R y s . 1. O b ja śn ie n ie m etody w y z n ac z a n ia n a c h y le d a w ek to ra p r ę d k o śc i w p la m ie, sto so w a n e j p rze z B u m b ę i S c h r o t e r a , 0 — śro d e k plam y; A , B — punkty w p rze ciw ­ le g ły ch c z ę ś c ia c h p ó łc ie n ia , położon e sy m etry czn ie w zględem śro d k a O ; v r , t>jj — pręd­ k o ś c i ra d ia ln e ,' zm ierzo n e w ty ch p u n k tach . N ach y len ie ot w y z n a c z a s i ę zg od n ie z r y s . a ) t j. k o r z y s ta ją c z z a ło ż e n ia |v+ | = | « T |. R z e c z y w ista s y t u a c ja m oże w y g ląd a ć

n p. ta k , ja k to p o k a z u je ry s. b)

(W metodzie P lask e tta następuje pewne wygładzenie lokalnych odchyleń od symetrii, gdyż wykorzystuje się pomiary bardziej równomiernie rozłożone po całej plamie i sto su je s ię do nich metody rachunku wyrównawczego). Co więcej, przeciwko przytoczonemu wnioskowi o tym, że obserwacje efektu Eversheda potwierdzają bezpośrednio zgodność kierunków wektorów ~v _{i //,}

zostały zgromadzone poważne kontrargumenty:

D G o p a s j u k (1966) p rześled ził starannie jak s ię zmienia obraz pręd­ kości E v ersheda przy przechodzeniu plamy przez tarczę Słorfca. Stwierdził, że przy pewnym położeniu plamy, w pobliżu centralnego południka sło necz­ nego, systematyczne prędkości v r i v r zniknęły na pewien c z a s (na z a p isie

widoczne s ą wtedy tylko nieduże lokalne fluktuacje prędkości). J e s t to bez­ pośredni dowód tego, że — abstrahując oczywiście od możliwych błędów systematycznych samych pomiarów v ^ — przynajmniej w tym uchwyconym przedziale czasu wektory ~v w lewej i prawej cz ę śc i półcienia były praktycz­ nie równoległe do siebie nawzajem (prawie poziome) i na pewno nie da się ich uzgodnić z kierunkami pola magnetycznego H .

Struktura f i z y c z n a plam s ł o n e c z n y c h . Ul

₉₉

2) Gdyby ruchy v~ były r ó w n o le g łe do p o l a / / , to w ty c h p u n k ta c h p la m y , w których o b s e rw u je m y

H„

=

0

* p ow inno być t a k ż e

v

r = 0. S z c z e g ó ł o w e o b s e r ­ w a c je K u k l i n a i S t e p a n o v a (1 963) n ie w y k a z a ły n a w e t p r z y b li ż o n e j z g o d n o ś c i te g o ty p u .

I

chordLaiewkd". i

s a t e lit a "

f

Z31

1

pótcioń

ciert

półciert

R y s . 2. C h a ra k te ry s t y c z n y wygląd linii widmowej przy badaniu efektu E v e rsh e d a z d u ż ą g eo m etry czn ą s t f ą ro z d z i e l c z ą (wg B u m b y 1960). S z c z e l in a sp ektro gra fu prz e c in a palmę w zdłu ż j e j ś r e d n ic y i j e s t s k iero w an a w zdłu ż promienia tar czy

s ł o n e c z n e j

Dużo now ego w n io s ły do badari n a d polem p r ę d k o ś c i w p la m a c h o b s e r w a c j e B u m b y (1960), w y k o n an e z a p o m o c ą i n s t r u m e n tu d a j ą c e g o d u ż ą g e o m e tr y c z n ą s i ł ę r o z d z i e l c z ą i d u ż ą d y s p e r s j ę w id m a . P r z y t a k i c h o b s e r w a c j a c h lin i e w idm ow e, o d p o w ie d n i e do b a d a n i a ru c h ó w n a p o z i o m ie f o t o s f e r y , m a j ą t a k i w y g lą d , j a k p o k a z a n o n a r y s . 2 ( s z c z e l i n a sp e k tro g r a f u s k i e r o w a n a w zdłuż p r o m ie n ia t a r c z y s ł o n e c z n e j p r z e c i n a p la m ę p r z e z j e j ś r o d e k ) . P r z y z e w n ę tr z ­ n e j g r a n ic y p ó ł c i e n i a s y t u a c j a j e s t n a s t ę p u j ą c a : ją d r o lin ii p o z o s t a j e p ra w ie n i e p r z e s u n i ę t e , a z j e d n e j j e g o s tr o n y n a s t ę p u j e z n a c z n e w z m o c n ie n ie s k r z y d ­ ł a lin i i ( „ c h o r ą g i e w k a ” ), w s k u t e k c z e g o profil linii m a k s z t a ł t s i l n i e a s y ­ m e tr y c z n y ( s z c z e g ó ł y te s ą n a j l e p i e j w id o c z n e n a p r z e k r o j a c h f o to m e try c z - n y c h l in i i — por. B u m b a ) . W w e w n ę t r z n e j c z ę ś c i p ó ł c i e n i a l i n i a j e s t z w y k le w y r a ź n i e r o z d w o jo n a — o b o k lin i i n ie p r z e m i e s z c z o n e j w y s t ę p u j e s ł a b y „ s a t e l i t a ” ; j e g o p o ło ż e n i e o d p o w i a d a p r ę d k o ś c i w ypływ u m a te rii z p la m y r . «= 5—6 k m / s e k . „ S a t e l i t y ” t e n a j l e p i e j s ą w id o c z n e w i z u a l n i e , n a s p e k tr o g r a m a c h z a c i e r a j ą s i ę one w s k u t e k drgaii o b r a z u p o d c z a s e k s p o z y c j i (na s p e k tr o g r a m a c h ś r e d n i e j k l a s y w o g ó le n i e s ą w i d o c z n e ) . O b s e r w a c j e t e w s k a z u j ą , ż e p o le p r ę d k o ś c i w w a r s t w a c h f o to s f e r y c z n y c h plam y j e s t z n a c z n i e b a r d z ie j s k o m p l ik o w a n e , n i ż to w y n ik a ło b y z „ k l a s y c z ­ n e g o ” o b r a z u ruchów E v e r s h e d a . P r z e d e w s z y s t k i m w y n ik a z n ic h j a s n o , że c z ę ś ć m a te r ii p ó ł c i e n i a j e s t praw ie n i e r u c h o m a i ty lk o c z ę ś ć b ie r z e u d z i a ł w r u c h a c h z e z n a c z n y m i p r ę d k o ś c i a m i , s k ie r o w a n y c h n a z e w n ą t r z p la m y .

100

/.

Jakimiec

Jak m ają się do tych nowych obserwacji standardowe pomiary efektu Eversheda, o jakich była mowa poprzednio? Otóż pomiary takie odnoszą się do „chorągiewek” — mierzy się położenie „środka ciężkości” lin i zdeformo­ wanej , , chorągiewką” , a zatem otrzymane prędkości Eversheda mają sens pewnych średnich prędkości ruchów przy zewnętrznej granicy półcienia.

Zauważmy, że obserwacje „satelitów ” (rys. 2) św iadczą o tym, że maksy­ malne prędkości wypływu materii z plamy wcale nie są zlokalizowane przy zewnętrznej granicy plamy, jak to otrzymujemy w obrazie klasycznym.

B um b a próbował interpretować te nowe dane obserwacyjne nadal w ra­ mach jednorodnego wypływu materii (tj. bez struktury strumieniowej). Za powstawanie „chorągiewek” i rozdwajanie się lin ii byłaby odpowiedzialna siln a zależność prędkości od współrzędnej z (praktycznie skok prędkości na pewnej głębokości). Ale w chwili obecnej wiadomo z całą pewnością, że pole prędkości w półcieniu plamy jest silnie niejednorodne. Bezpośrednim dowodem tego są obserwacje B e c k e r s a (1966), B e c k e r s a i S c h r o t e r a (1968) oraz M a t t i g a i M e h l t r e t t e r a (1968). W pracach tych zostały za­ prezentowane bardzo dobre widma półcienia (rozdzielczość ok. 2" 5), uzyskane przy ustawianiu szczeliny spektrografu poprzecznie do włókien półcienia. Na widmach tych widoczne s ą wyraźne fluktuacje prędkości wzdłuż paska półcienia wycinanego szczeliną — linie widmowe mają kształt zygzakowaty zupełnie podobnie, jak na wysokiej klasy widmach fotosfery niezaburzonej przejaw iają się ruchy w granulacji. Ponieważ jednak elementy struktury pół­ cienia (jasne włókna) m ają rozmiary poprzeczne mniejsze niż 1” (por. rozdz. 1), musimy się liczyć z tym, że w obserwacjach takich nie wydzielamy poszczegól­ nych strumieni materii, lecz obserwowane fluktuacje prędkości odnoszą się do wartości uśrednionych po wielu strumieniach.

Dla objaśnienia obserwacji B um by w ramach modelu niejednorodnego trzeba przyjąć, że w półcieniu plamy is tn ie ją obok siebie dwa systemy stru­ mieni materii: w jednym z nich materia jest praktycznie nieruchoma — odpo­ wiada mu nie przesunięty składnik lin ii widmowej — w drugim materia porusza się radialnie z prędkościami dochodzącymi do 5—6 km/sek., powodując powsta­ wanie „chorągiewek” i „satelitów ” ( B e c k e r s 1966). Silnym argumentem za takim obrazem jest także to, że na //oc-filtrogramach wysokiej klasy udało się rozdzielić poszczególne „kanały” , wzdłuż których materia wpływała do plamy na poziomie chromosfery ( B e c k e r s 1962).

Ponieważ w chwili obecnej nie można rozdzielić na widmach ani poszcze­ gólnych włókien półcienia, ani poszczególnych strumieni materii, trudno jest rozstrzygnąć, który system ruchów odpowiada włóknom półcienia, a który ciemnym obszarom między nimi. Dane obserwacyjne, którymi dysponujemy na ten temat, są kontrowersyjne:

l ) S c h r ó t e r (1962) badał przemieszczenia poszczególnych jasnych fragmentów (węzłów) włókien półcienia na seriach najlepszych zdjęć plam, uzyskanych ze Stratoscopu (por. rozdz. 1). Stwierdził, że węzły te prze­ m ieszczają się w kierunku na zewnątrz plamy z prędkościami ok. 1,5 km/sek.

Struktura f i z y c z n a plam s ł o n e c z n y c h , III 101

Nie j e s t to jednak d o s ta te c z n a p o d staw a do ro z strz y g n ię c ia, że intensyw ne ruchy materii, wykrywane spektroskopow o, s ą związane z włóknami p ó łc ie ­ n ia, poniew aż: a) otrzymane prędkości s ą znacznie m n iejsze od ty ch , ja k ie w ynikają z o bserw acji spektroskopowych (5—6 k m /s e k .) , mogą to być równie dobrze lokalne fluktuacje prędkości w strumieniach „p raw ie nieruchom ych” ; b) możemy tutaj mieć do c z y n ie n ia z rozprzestrzenieniem s ię pewnego zaburzę* nia, a n ie przepływem materii wzdłuż włókna.

2) B e c k e r s (1966) oraz M a t t i g i M e h l t r e t t e r (1968) badali k o re la ­ cję jasno ść-p rg d k o ść na bardzo dobrych widmach pd łcien ia, o których wspomi­ naliśm y już powyżej. Otrzymali dużą k o re la c ję ujem n ą (współczynnik korela­ cji ok. - 0 , 7 — B e c k e r s ) , tj. w ięk szej prędkości odpowiada m n ie jsz a ja s n o ś ć . To wskazyw ałoby, ż e na odwrót — siedliskiem ruchów s ą ciemne obszary między włóknami, a samym włóknom n ależy p rz y p isa ć materię prawie n i e ­ ruchomą. Wprawdzie wyników tych nie można również uznać z a definitywne ro zstrzy g n ięcie rozważanego problemu, gdyż otrzymana k o re la c ja odnosi się nie do wielkości ch arakteryzujących poszczeg ó ln e włókna p ó łc ie n ia względ­ nie strumienie materii, le c z do w ielkości uśrednionych po wielu takich elem en­ tach (por. powyżej). Tym niemniej u śred n ian ie to musiałoby za c h o d z ić w bardzo s p e c ja ln y s p o s ó b , aby mogło ono „w yprodukow ać” tak d u ż ą fik c y jn ą korela­ cję ujemną. Dlatego ten o sta tn i sp o só b przyporządkowania (intensywne ruchy z w iązan e z ciemną m a te rią p ó łc ie n ia ) należy uznać z a zn aczn ie bardziej prawdopodobny.

T ak mniej w ięcej wygląda aktualny s ta n „ k in e m a ty k i” pola prędkości w plam ie; zajmijmy s ię obecnie s tr o n ą „ d y n a m ic z n ą ” , tj. zagadnieniem , jaka j e s t fiz y c z n a natura takiego niejednorodnego pola prędkości.

Bardzo prawdopodobna wydawała s i ę h ip o te z a , że w pó łcien iach plam mamy do c z y n ien ia z konw ekcją, modyfikowaną silnym polem magnetycznym

(por. T o zd z. 4), a w ięc, że mamy tam elementy p o ru sz a ją c e s i ę zarówno w k ie ­ runku na zew nątrz plamy, jak i ku jej środkowi ( S c h r ó t e r 1966; d e J a g e r 1966). Otrzymane znaczne prędkości I'lversheda byłyby skutkiem n iejed n ak o ­ wego wkładu tych dwóch typów elementów do formowania się odpowiednich linii widmowych (ze względu na różne temperatury tych elementów). Ale przeciw ko takiej hipotezie ś w ia d c z ą przytoczone powyżej obserw acje z d u ż ą r o z d z ie lc z o ś c ią . Chodzi o to , że elementy p o ru sz a ją c e s i ę do wnętrza plamy musiałyby s ię „ z d e k o n s p iro w a ć ” poprzez wytworzenie „ c h o r ą g ie w e k ” (ewen­ tualnie również „ s a t e l i t ó w ” ) ta k że po przeciw nej stronie nie p rz e m ie sz cz o ­ nych linii widmowych (rys. 2) — i to przy w szelkich ro zsąd n y ch założeniach co do temperatury tych elementów.

Aktualnie n a jle p s z e ułożenie danych obserw acyjnych w zgodną c a ło ś ć wydaje s i ę dawać obraz zaproponowany p rzez M e y e r a i S c h m i d t a (1968). Rozważyli oni najpierw p o je d y n c z ą rurkę magnetyczną m a ją c ą k s z t a ł t łuku: wychodzi ona z p ó łc ie n ia plamy, dochodzi do pewnej w ysokości h i n a stę p n ie op ad a poza plamą z powrotem do fotosfery. C iś n ie n ia gazu, jakie u s t a l ą się w obu p odstaw ach takiej rurki przy je j wypływie n a d fotosferę, nie b ę d ą na

102 / . Jakim tec

ogól jednakowe, wyniknie stąd tendencja do powstania przepływu materii wzdłuż rurki. Rozważając bardzo uproszczony szczegółowy model takiej rurki, wymienieni autorzy doszli do wniosku, że odpowiednio intensywny przepływ gazu będzie mógł się rozwinąć! tylko wtedy, gdy rurka ma przebieg bardzo płaski, prawie poziomy

(h <

500 km). Mechanizm fizyczny jest tutaj jasny: przy trochę większym nachyleniu koiiców rurki względem poziomu bardzo efektywnie przeciwdziała przepływowi grawitacja. Pomimo więc tego, że model rurki, rozważany przez Me y e r a i S c h m i d t a jest bardzo schematyczny- i niektóre szczegóły s ą niezbyt adekwatne do rzeczywistej sytuacji w plamie, to jednak jakościowo otrzymane wnioski powinny być słuszne.

Wystarczy teraz przyjąć, że z półcienia wychodzą rurki magnetyczne o różnych nachyleniach a. Dla większości z nich nachylenie będzie istotnie różne od zera — w zgodzie z pomiarami pola magnetycznego w półcieniu (po­ miary takie dają pole uśrednione po wielu rurkach). W rurkach tych praktycz­ nie nie byłoby systematycznego przepływu materii. Natomiast nieduża część* rurek magnetycznych przebiegałaby nisko w atmosferze, tj. miałaby kierunek prawie poziomy — wzdłuż nich właśnie występowałby intensywny przepływ materii, odpowiedzialny za , .chorągiewki” i „satelity” w liniach widmowych.

Tak więc w takim niejednorodnym schemacie półcienia w prosty sposób wyjaśnia się tę podstawową trudność (por. powyżej), że z obserwacji nie otrzymuje się zgodności kierunków wektora prędkości t> z kierunkami pola magnetycznego

n,

gdy tymczasem elementarne rozważania teoretyczne prowa­ dzą do wniosku, że zgodność taka powinna mieć miejsce.

Reasumując, warto podkreślić, że w chwili obecnej odeszliśmy daleko od klasycznego, „podręcznikowego” obrazu pola prędkości w plamie, o któ­ rym była mowa na początku niniejszego rozdziału.

7. PLAMA JAKO „WGŁĘBIENIE” W FOTOSFERZE SŁONECZNEJ Plamy są wgłębieniami w fotosferze Słońca — do takiego wniosku doszedł A. Wi l s o n w 1769 r. i stwierdzenie to pozostaje do dziś w mocy, pomimo rozmaitych prób poddania go w wątpliwość. Główną podstawę przytoczonego stwierdzenia stanowi zjawisko nazwane imieniem tamtego badacza. Ogólnie pod nazwą ,,efekt Wilsona” rozumiemy to, że dla plam o regularnej budowie, znajdujących się z dala od środka tarczy, przeważnie szerokość półcienia od strony brzegu tarczy (B,) jest większa niż jego szerokość od strony środka tarczy (B,) (rys. 3). Trudna do podważenia interpretacja zjawiska wygląda tak: niech rys. 4 przedstawia przekrój pionowy plamy wzdłuż kierunku AE (kierunek środek plamy — środek tarczy). Niech linia ACDE przedstawia schematycznie przebieg w plamie średniego poziomu formowania się obserwo­ wanego promieniowania, wychodzącego pod kątem O' do pionu (tj. obserwator

znajduje sig w kierunku p). Niech dalej punkty C i D oznaczają te miejsca, * Dla wyjaśnienia obserwowanych efektów wystarczy kilka procent.

Struktura fizyczna plam słonecznych, III ₁₀₃

ktdre oceniamy jako granicę pomiędzy cieniem a półcieniem plamy, punkty A i E — jako granice pdłcień-foto.sfera niezaburzona. Widzimy, że na ogół będziemy obserwować B, > B ,, z wyjątkiem

tych wypadków, gdy „prawdziwe” szerokości półcienia AC, DE wykazują odpowiednio dużą

asymetrię w kierunku DE > AC, tj. B,* >

B{.

j

Na podstawie pomiarów szerokości pół- $

cienia B ,, B, można oszacować obniżenie ^ punktów C, D względem A, E. Zachodzą związki +*

(patrz rysunek): CT>

B, = B,; cosiT + 6 = B,7 cost?- + A z sini?-, (1) B, = B^ costf - 6 = B,7 c o s t) ' - ^ A z s im * , (2)

czyli Rys. 3. Efekt Wilsona — sche­

matycznie

(B, - B,) =-j- (B, - B^) c o s t + A z sintf . (3)

Rys. 4. Rysunek pomocniczy do objaśnienia efektu Wilsona, Grubą linią zaznaczono schematycznie przebieg efektywnego poziomu formowania się widma ciągłego w pla­ mie. p — kierunek ku obserwatorowi. Glębokorfć plamy narysowana jest przesadnie

Dla jednej plamy nic właściwie nie można powiedzieć o A z, gdyż nie wiemy, jak się mają do siebie B[ i B^. (W literaturze można spotkać

wyznaczę-104 /. Jakimiec

nia Az na podstawie obserwacji jednej plamy, zakładając B/ = Bj — nic dziw­ nego, że otrzymuje się wtedy najrozmaitsze wartości Az). Poprawna droga jest tutaj oczywista: trzeba obserwować wiele różnych plam regularnych o prawie jednakowych rozmiarach, przy prawie jednakowym położeniu (tf) na tarczy słonecznej. Wtedy można wykorzystać że, średnio rzecz biorąc, plamy mają budowę symetryczną, tj. B,' = BJ i cała obserwowana asymetria półcienia jest wywołana obniżeniem fotosfery w plamie;

A z — -(B. - B.) coseci?1.

2 (4)

Takie pomiary można wykonać dla różnych kątówi^ — będziemy mieli wiele niezależnych oszacowarf wartości Az. Dla wyjaśnienia czego tutaj należy się spodziewać, wróćmy do rys. 4. Gdy obserwujemy plamę pod coraz większymi kątami , zdefiniowana poprzednio linia ACDE podnosi się stopniowo do góry. Jeżeli będzie miało miejsce tylko równomierne podnoszenie się tej

linii — bez jej deformowania — wartości Az, otrzymane dla różnych iT , powinny być praktycznie jednakowe. Ponieważ jednak budowa fotosfery słonecznej zmienia się w poprzek plamy, na ogół będzie zachodziło nie tylko przemieszczenie, ale i deformacja linii ACDE. Ponadto możliwe jest prze­ mieszczanie sif (wzdłuż omawianej linii) punktów A, C, D, E, które oko ocenia jako odpowiednie granice w plamie. Na ogół będzie więc występować zależność Az od t i to tym silniejsza, im większą rolę odgrywają wymienione czynniki.

Opisaną powyżej metodę badania efektu Wilsona stosował C i s t j a k o v (1962). Otrzymane przez niego zależności Az = =

f{fi

S)* pokazuje rys. 5 (S — powierzch­ nia całkowita plamy). Widzimy, że Az po­ zostają stałe, dopóki nie zbliżymy się zbyt blisko brzegu tarczy ( i?1 > 60°). Zgodność wewnętrzna otrzymanych wyników jest bardzo dobra. Tym niemniej przedstawione wartości Az mogą być obarczone znacznymi błędami systematycznymi. Chociażby dlatego, że pomiary były wykonane na standardowych zdjęciach tarczy słonecznej; tymczasem wiadomo, że na takich zdjęciach centralne części plam są z reguły niedoświetlone i w związku z tym rozmiary cienia wydają się większe, niż są w rzeczywistości ( Br ay i L o u g h h e a d 1964, § 3.5.4). *

*W pracy C i s t j a k o v a używane s ą „w zględne” (

h)

i „ab so lu tne”

(h*)

głębo­ kości plam. Nasze Az odpowiada tym pierwszym.

R ys. 5. „G łębokości” plamy A z otrzymane z pomiarów efektu Wil­ sona.

& —

miara odległości plamy od środka tarczy; S — powierzch­ nia plamy (w jednostkach 10"6 po­ wierzchni półkuli Słoiica). Na podstawie wyników C i s t j a k o ­

Struktura fizyczna plam słonecznych, III

lor,

M ożna wskazać? także inne, bardziej pośrednie argumenty przem awiające za tym, że fotosfera w plam ie stone czn ej je st obniżona. M e n z e l i M o r e t on (1963) w ybierali pary filtrogramów tarczy Słorfca wykonanych w lin ii H a w od­ stępie k ilk u godzin i o g lą d a li je przez stereoskop. Elementy s ia tk i chromo- sferycznej, w idocznej na takich z d ję c ia c h , niew iele się z m ie n ia ją w prze­ ciągu wymienionych interwałów czasu i dlatego ta k ą parę zdję ć można uw ażać za rów now ażną dwóm równoczesnym zdjęciom , wykonanym z korfców bazy o długości k ilku m ilionów kilometrów (d z ia ła obrót Słorfca!). Plam y rzeczy­ w iście w idoczne były jako depresje. Były one usytuowane niejak o na dnie p łask ich w k lęśn ię ć, ro zciągający ch się daleko poza ich granice. N a le ży jed­ nak pam iętać, że: 1) obserwacje te odnoszą s ię do warstw chromosferycz- nych (do poziom u ok. 1000 km nad fotosferą), 2) w szelkie systematyczne p rzem ieszczenia szczegółów obrazu, zachodzące w czasie między zdjęciam i, b ę d ą powodowały fałszyw y efekt stereoskopowy*. T ej dow cipnej metodyki nie m ożna, nieste ty , zastosow ać do obserwacji fotosfery w plam ie, gdyż szczegóły fotosferyczne plamy (w łókna p ó łc ie n ia ) u le g a ją zbyt szybkim zmianom.

Jako następne pośrednie potw ierdzenie depresji warstw fotosferycznych w plam ie mogą s łu ży ć wyniki obserwacji G o p a s j u k a (1967). Stw ierdził on m ianow icie, że przy 'formowaniu się nowych plam obserwuje się system a­ tyczne opadanie gazu, zarówno na poziom ie chromosfery, jak i fotosfery. Otrzymane wartości o b n iżen ia Az fotosfery w plam ie w ydają s ię n ie zn a cz­ ne w porównaniu z poprzecznym rozmiarem plamy R0 ~ 104 km. Istotne je s t jednak ich porównanie nie z tą poprzeczną s k a lą d łu g o śc i, lecz z odpowied­ n ią s k a lą pionow ą, m ianow icie z c iśn ie n io w ą s k a lą wysokości D** dla roz­ ważanych warstw (Dp = 100—200 km). Wyniki przedstawionych badań można więc podsumować jak następuje: fotosfera w plam ie je st obniżona; dla dużych plam obniżenie to, A z , je s t wielokrotnie (3—10 x) w iększe od ciśnieniow ej s k a li wysokości Dp dla rozważanych warstw. Z obecnych obserwacji nie

m ożna jednak uzyskać w artości A z z d u ż ą d o k ład nością.

Pośw ięcam y tutaj tak wiele m iejsca efektowi obniżenia warstw fotosferycz­ nych w plam ie, poniew aż z jednej strony otrzymywane oszacow ania tego obn iżen ia bardzo się nam przydają, gdy chcemy skonstruować trójwymiarowy model tych warstw (rozdz. 8). Z drugiej zaś strony spotyka się wiele nie- porozumierf na temat wniosków w ynikających z efektu W ilsona***. Niefortun­ ne je s t np. postaw ienie sprawy w cytowanej ju ż niejednokrotnie k sią żc e B r a y a i L o u g h h e a d a (1964, § § 1.3 i 3.8). P is z ą oni, że dotychczas pow szechnie uw ażano, iż plam y tw orzą w głębienia w fotosferze Słońca,

♦Tym niemniej trzeba by bardzo specyficznego rozkładu przemieszczeń, aby otrzymać obraz foremnego wklęśnięcia.

**D p — przedział wysokości, na którym ciśnienie zmienia się istotnie (przyjmuje

się zwykle e-krotną zmianę ciśnienia).

***Nie mówiąc już o tym, że nie tak dawno niektórzy badacze uważali ca}y obserwowany efekt Wilsona za złudzenie optyczne (tak!)# chociaż można go przecież mierzyć mikrometrem na kliszach fotograficznych.

106 J . Jakimiec

kształtem przypom inające p łask i spodek. P o d d a ją ten obraz w w ątp liw ość i p rze c iw sta w iają mu swój prosty schemat budowy plamy (rys. 3.5 w cytowa­ nej k s ią żc e ). O tó ż to przeciw staw ienie nie je s t słuszne: wystarczy na ich schemacie poprowadzić lin ie równej głębokości optycznej t = const., aby stw ierdzić, że nie je s t on wcale sprzeczny z obrazem plamy jako w głębienia w fotosferze. W rzeczyw istości rozw ażania B r a y a i L o u g h h e a d a nie stanow ią więc zaprzeczenia tego, że fotosfera je s t w plam ie o b n iżo n a ; ich sens sprowadza się do podkreślenia, że obserwowana plama nie je st utworem na twardej pow ierzchni, lecz utworem w atmosferze słonecznej i w zw iązku z tym m ogą być istotne efekty „atm osferyczne” tego typu, jak omówione pow yżej, na str. 104.

Skoro ju ż jesteśm y przy fałszyw ych wnioskach zw iązanych z efektem W ilsona, to warto zwrócić uwagę na jeszcze jeden, siln ie zakorzeniony w litera­ turze. O tó ż w pow ażnych k siążk a ch i pracach (np. B r a y i L o u g h h e a d 1964, str. 120; P . W i l s o n 1965; V i t i n s k i j 1966) przytacza się efekt Wilsona jako argument przeciw ko „g ę sty m ” modelom fotosfery w p lam ie, t j. takim modelom, w których rozkład ciśnierf odpowiada równowadze hydrostatycznej (por. rozdz. 2). Chodzi o to, że dla tych modeli otrzymuje się dość duże war­ tości w spółczynnika absorpcji c ią g łe j k, w iększe nawet, n iż w fotosferze niezaburzonej na tych samych głębokościach optycznych t:

k* (t) £ ke (t) * (5)

(fc*, A® — w spółczynnik absorpcji na jednostkę dłu gości, odpowiednio: dla c ie n ia plamy i dla fotosfery niezaburzonej). Tę w łaśnie relację uw aża się za sp rze c zn ą z efektem W ilsona.

Tymczasem z efektu W ilsona wynika tylko ten w niosek, że fotosfera w p la ­ mie je st obniżona w stosunku do ota cza jące j fotosfery niezaburzonej, tz n ., że ma m iejsce relacja:

h * { z ) < k e (z) (6)

(relacja między w spółczynnikam i absorpcji dla tego samego poziom u geo­ metrycznego z!). S ą to dwie zupełnie różne sprawy, nie może więc być żadnej sprzeczności pomiędzy relacjam i (5) i (6).

Na rys. 6 efekt Wilsona przejaw ia się w tym, ze linie t= const, w ykazują zagłębienie w obszarze plam y, natom iast ta o k o lic z n o ś ć, że przyjęty model fotosfery w plam ie je st „niep rzezro czy sty ” w tym, że odleg ło ści pomiędzy poszczególnym i liniam i T = const, w cieniu plamy i w fotosferze niezaburzonej, s ą praktycznie jednakowe.

W ogóle doprawdy je s t zbyt wiele nonszalanckich stwierdzeń i „metafi-*W związku z tym te modele fotosfery w plamie nazywa się też modelami „ n ie ­ przezroczystymi” . Natomiast modele subhyrostatyczne („rozrzedzone” ), dla których otryzmuje s i f /c* (t) nazywa się często modelami „przezroczystym i” .

Struktura fizy czn a plam słon ecznych , III ₁₀₇

R y s . 6 . P r z e b i e g warstw fo to sfe ry c z n y c h w plamie — sc h e m a t y c z n ie . S z c z e g ó ło w y k s z t a ł t d e p r e sji w plamie nie może być otrzymany z o b s e r w a c ji, otrzymujemy z nich tylko o bniżenie A z n a granicy c ieii-półcieii. Narysow any k s z t a łt powierzchni t = c o n s t , j e s t w ięc w d u ż e j m ierze tylko dom ysłem . S — pow ierzch nia o d p o w ia d a ją c a efek ty w ne­ mu poziomowi formowania s i ę t ej linii widmowej, przy u ż y ciu której d o k o n a n e s ą

pomiary p o la m a g n e ty czn e g o

zyki” w pracach o przecież tak stosunkowo łatwo dostępnych obserwacjom i prozaicznych obiektach, jak plamy słoneczne!

Niezależnie od przytoczonych poprzednio argumentów przemawiających za tym, że fotosfera w plamie je s t obniżona, a także oszacow ania wartości tego obniżenia, można uzyskać w oparciu o pomiary pola magnetycznego w plamach. Z asadnicza idea je st tutaj następująca: im wgłębienie fotosfery w plamie je s t większe, tym większe siły magnetyczne niezbędne s ą do utrzy­

mania tego wgłębienia w równowadze; zatem wartości s i ł magnetycznych w rozważanych warstwach plamy mogą służyć jako miara wgłębienia foto­ sfery w plamie. Cała trudność jednak w tym, że z pomiarów pola magnetycz­ nego wcale nie je s t łatwo wyznaczyć wartości siły magnetycznej (szczegółowo będzie o tym mowa w rozdz. 8).

W każym razie powyższej idei nie można realizować. — jak to czyniono w starszych pracach — przez przyjęcie prymitywnego założenia:

H l (z)

p© ( z ) - p * ( z ) = --- (7)

8 TT

(p®, p * — ciśnienia gazowe w fotosferze niezaburzonej oraz w plam ie, H0 — natężenie pola magnetycznego na osi symterii plamy), prawdziwego tylko dla bardzo specyficznych konfiguracji pola magnetycznego. W rzeczywistości natężenie H0(z) ma bardzo luźny związek z różnicą ciśnień p®(z)-p*(z) utrzy­ mywaną przez to pole — różnica ta może mieć dowolną wartość, l e ż ą c ą w prze­ dziale od zera (wypadek pola bezsiłowego) do wartości wielokrotnie większej od //o/8tt. Co więcej, a priori wcale nie s ą wykluczone także znaczne wartości ujemne p ° - p * < 0 .

108 / . ] akimiec

Inną, ciekawą możliwość wnioskowania o głębokości plamy na podstawie pomiarów pola magnetycznego otrzymuje się przy próbach skonstruowania magnetohydrostatycznych modeli powierzchniowych warstw plamy (J a k i m i e c 1963; 1965, § 8). Chodzi mianowicie o to, że dla zbyt płytkich modeli (Az ^ o*) otrzymuje się „dziw ne” konfiguracje pola magnetycznego w plamie, mało prawdopodobne z fizycznego punktu widzenia.

L I T E R A T U R A B e c k e r s, J.M ., 1962, Austr. Journ. Phys., 15, 327.

B e c k e r s , J.M ., 1966, Atti del Convegno sulle macchie solari, Firenze, 186. B e c k e r s, J.M ., S c h ro t e r, E . H . , 1968, IAU Symposium No. 35, 178. B r a y , R. , L o u g h h e a d , R ., 1964, Sunspots, London.

B u m b a , V., 1960, Izv . Krymsk. Astrofiz. Obs., 23, 253 i 277. C h i t r e , S.M., 1963, M .N .R.A.S., 126 , 431.

C i s t j a k o y , V .F ., 1962, Astr. Zurn., 39, 459. D e i n z e r , W., 1965, A p .J., 141, 548.

G o p a s j u k, S .I., 1966, Izv . Krymsk. Astrofiz. Obs., 35, 139. C o p a s j u k , S .I., 1967, Izv . Krymsk. Astrofiz. Obs., 37, 29. J a g e r , C . de, 1964, B .A .N ., 17, 253.

J a g e r , C . de, 1966, Atti del Convegno sulle macchie solari, Firenze, 242. J a k i m i e c , J ., 1963, B .A .C ., 14, 97.

J a k i m i e c , J ., 1965, A .A ., 15, 145. K i n m a n , T .D ., 1952, M .N .R.A.S., 112, 425.

K u k l i n , G .V ., S t e p a n o v , V .E ., 1963, Soln. Dannyje, No. 1, 55. M a t t i g , W., M e h l t r e t t e r , J .P ., 1968, I.A .U . Symposium No. 35, 187. M a t t i g , W., S c h r o t e r , E .R ., 1964, A p .J ., 140 , 804.

M e n z e l , D .H ., M o r e t o n , G .E ., 1963, L A .U . Symposium No 16, The Solar Corona,315. M e y e r , F. , S c h m i d t , H.U., 1968, Mitt. Astr. G es., No. 25, 194.

P l a s k e t t , H.H., 1952, M.N.R.AJS., 112, 414. S c h r o t e r , E .H ., 1962, Z s .A p ., 56, 183. S c h r o t e r , E .H ., 1965, Z s .A p ., 62, 228.

S c h r o t e r , E .H ., 1966, Atti del Convegno sulle macchie solari, Firenze, 190, S e r v a j e a n , R ., 19<y, Ann. A p„ 24, 1.

S y r o v a t s ki j, S .I., Z u g ź d a , J .D ., 1967, Astr. Żurn., 44, 1180.

V i t i n s k i j , J .I., 1966, Morfologija sołnecnoj aktivnosti, Moskva-Leningrad. W i l s o n , P .R ., 1965, A p .J ., 142. 773.

Y u n , H.S., 1969, 130th A.A.S. Meeting, Abstracts of Papers, 108.

* Z danych obserwacyjnych użytych w cytowanych pracach wynika wartość

POSTĘPY ASTRONOMII Tom XIX (1971), Zeszyt 2

ASTRONOMIA NEUTRINOWA SŁOŃCA Część III

POCZĄTKI SONDOWANIA WNĘTRZA SŁONECZNEGO B R O N I S Ł A W K U C H O W I C Z

Wydział Chemii UW

HEftTPHHHAfl ACTPOHOMMH COJIHUA 'lACTb ffl

HA^AJIO 30H/JMP0BAHMH HE ZIP COJIHUA B. KyxoBMU

C o A e p > K a H M e

Pe3yjibTaTbi nepBbix onbiTOB Z a n u c ą noMorJiM yTOMHMTb HauiH MH<})opMa- UHH O BHyTpeHHeM CTpOGHHH CoJIHUa M MexaHM3M3X PeHepaUMM 3HeprHM

b Heapax CoJiHua. B t o >Ke BpeMJi ohh

3acramm

TeopeTHKOB nepecMOTpeTb MoaeJiH, HcnpaBMTb neKOTopbie 3HaMeHns napaMCTpoB, HflepuwKOB - npo- BecTH JiaOopaTopHbie onbiTbi no onpeziejieHHio napaMeTpoB ceMeuMs u t . n. ripHBefleubi CBefleuMH o coBpeMenHbix MoaeJiax CoJiHua, K0T0pwe AaiOT no- to k h HeviTpMHo MeHbiue

Bcero

oT6eraiomne o t pe3yjibTaT0B onwTa

(

s t h no- cjieflHHe nona HeraTHBHbi). OxapaKTepn30Banbi uejiM h HanpaBJieHMH Hefi- TpMHHOfi CneKTpOCKOnMM.

NEUTRINO ASTRONOMY O F THE SUN PART III

THE BEGINNING OF PROBING THE SOLAR INTERIOR A b s t r a c t

Results of Davis’ experiments enabled us to obtain direct information about the solar interior (central temperature, mechanisms of energy produc* tion etc.). These results did not coincide with the theoretical predictions,

110

B

.

Kuchowicz

though they are not in obvious conflict with the accepted theory of ste llar structure. Numerous improvements to theoretical so lar models are considered and the c a u se s of disagreem ent with experiment are analyzed. The aim s of the neutrino spectroscopy are presented.

11. WYNIKI DOŚWIADCZEŃ DAVISA

W poprzedniej c z ę śc i n in iejszego przeglądu, opublikowanej w z e s z . 3/7 0 „P o stęp ó w Astronomii” (C z. I została opublikowana w z e s z . 2/70) podaliśmy przegląd różnych metod detekcji neutrin słonecznych. W związku z faktem, że na ogół trzeba prowadzić pomiary efektu poniżej poziomu tła, długo je sz c z e będziemy m usieli czek ać na zebranie odpowiedniej statystyki pomiarów, prowadzonych przy użyciu w szystkich już czynnych teleskopów neutrinowych. W chwili obecnej korzystać można w łaściw ie tylko z rezultatów dośw iadcze­ nia D av isa, który od kilkunastu już la t prowadzi badania nad reak cją (49),

zachodzącą pod działaniem neutrin słonecznych.

R adiochem iczna metoda D av isa przedstaw iona zo stała w rozdz. 8 n a sz e ­ go przeglądu. Obecnie zajmiemy s ię dokładniej uzyskiwanymi przez D av isa wynikami. Po przeprowadzeniu pierwszych dośw iadczeń spraw dzających teorię Majorany [30] przy użyciu antyneutrin z reaktora w Savannah R iver, z począt­ kiem lat sze ść d z ie siąty c h D a v i s p rzy stąp ił do system atycznej re aliz a cji programu, m ającego na celu zbudowanie radiochemicznego teleskopu neutri- nowego, który dostarczyłby w ystarczająco wiarygodnych informacji o proce­ sach jądrowych, przebiegających we wnętrzu Słońca.

Dla wypróbowania użytej przez sie b ie techniki eksperymentalnej prze­ prow adził D a v i s najpierw tzw. dośw iadczenie próbne [31, 32, 33]. Prawie 4 ty s. litrów C 2C14 w dwu zbiornikach um ieszczono na głębokości 2300 stóp (ok. 700 m) pod powierzchnią ziemi na okres 4 m iesięcy , tak by stężen ie wytworzonego radionuklidu 37Ar doszło do stanu n asycen ia. Zanim zbiorniki przedmuchano helem, wprowadzono do nich 0.05 cmJ niepromieniotwórczego nuklidu — 56Ar. Po przedmuchaniu pięciom a tysiącam i litrów helu i oddziele­ niu argonu od helu okazało s ię , że odzyskano 95% wprowadzonego argonu. Wszystko to trwało ok. 8 godz. W rezultacie pomiarów prowadzonych za pomocą liczn ik a proporcjonalnego o długości 1,2 cm i średnicy 0,3 cm udało s ię wy­ znaczyć górną granicę dla średn iej liczby wychwytów neutrina przez jądro chloru w zbiorniku. Wartość ta w ynosiła w ów czas (w 1964 r.) ok. 0,3 wychwytu neutrina na dobę w 6,1 tonach C jC l4, co w przeliczeniu na jedno jądro chlo­ ru ” C1 (stanow iącego 24,47% chloru naturalnego) stanow iło:

^ 160 SNU. (60)

v

Wielkość w ystępująca po lew ej stronie pow yższej nierówności zo stała zdefiniowana dokładnie w rozdz. 8 (z e sz . 3 /7 0 , str. 275); zależy ona w

złozo-Astronomia neutrinowa Słorlca, III ₁₁₁

ny sposób zarówno od wkładu różnych procesów w Słońcu do produkcji neutrin, jak i od cech specyficznych określonej odwrotnej przemiany beta, użytej do detekcji tychże neutrin. Wskaźnik ,,v ” odnosi się do kolejnych procesów w Słońcu, w których powstają neutrina. Nie chcąc mnożyć liczby wskaźników, nie dopisujemy przy uśrednionym przekroju czynnym 5V dla neutrin z pro­ cesu ,,v” jeszcze drugiego wskaźnika, odnoszącego się do reakcji wywoływa­ nej przez te neutrina. W artykule tym, z wyjątkiem ostatnich stron, zawsze będziemy mieli na myśli reakcję (49). Gdy omawiając perspektywy wykorzy­ stania innych reakcji odwrotnej przemiany beta do detekcji neutrin słonecz­ nych wypiszemy oszacowania teoretyczne wartości ^(O y O v ) dla różnych, teoretycznie możliwych detektorów, z kontekstu będzie wynikało, o jakie reakcje nam będzie chodzić. Warto wspomnieć jeszcze o interpretacji po­ wyższej sumy S (<1^, av ). Wartość jej oznacza liczbę procesów wychwytu neutrina, przypadających na jedno jądro wychwytujące tarczy (w naszym przy­ padku — na jedno jądro J7C1) w ciągu sekundy. W wyniku nadzwyczaj słabych oddziaływań neutrina z materią jest to wielkość tak znikoma, że przy szaco­ waniu jej wartości liczbowej trzeba by wciąż ciągnąć jako czynnik dziesiątkę w bardzo wielkiej potędze ujemnej, co jest po prostu niewygodne. D la wygody zastosujemy się przeto do konwencji B a h c a l l a [92], który zaproponował używanie tzw. słonecznej jednostki neutrinowej SNU (symbol powyższy jest po prostu skrótem angielskiej nazwy ,,solar neutrino unit” ) zdefiniowanej następująco:

1 SNU = 10"36 reakcji wychwytu neutrina na jądro tarczy w ciągu sekundy. (61) Nierówność (60), stanowiąca wynik pierwszych doświadczeń D a v i s a, oznacza wobec tego, że liczba reakcji (49) zachodzących pod działaniem neutrin słonecznych i przypadających na jedno jądro S7C1 w ciągu 1 sek. nie może przekraczać 1 ,6 'lCT54.

Wynik powyższy porównano z przewidywaniami teoretycznymi [65]. Opie­ rały się one z jednej strony na obliczeniach strumieni neutrin ze Słońca przy zastosowaniu najdokładniejszych podówczas modeli słonecznych [93, 94, 95], z drugiej znów strony — na informacjach o przekrojach czynnych dla odwrotnej przemiany beta pod działaniem neutrin słonecznych [96]. B a h c a l l [65] uzyskał następujące oszacowanie dla liczby absorpcji neutrin przez jądra“57£ l:

2 ctv ) - (40 ± 20) SNU. (62)

Okazało się, że zaledwie 10% tych procesów ma być spowodowanych przez neutrina z procesu (5) — wychwytu elektronu przez 7Be; cała ogromna reszta — przez neutrina z procesu (8) — rozpadu *B. I to przy. całkowitym strumieniu neutrin z tego ostatniego procesu mniejszym mniej więcej pięćsetkrotnie od strumienia neutrin z procesu (5).