Postępy Astronomii nr 3/1956

POSTĘPY

A STRO N O M II

C Z A S O P I S M O

P OŚ WI ĘCONE UP OWS Z E C H N I A N I U

WI E DZY AS T R ON OMI C Z N EJ

TOM IV — ZESZYT 3

1 9

5

6

SPIS TREŚCI ZESZYTU 3 A R TY K U ŁY

K. S e rk o w s k i, Rozmieszczenie i ruchy gazu międzygwiazdowego. . 105 T. J a r z ę b o w s k i , W zrost i dezyntegracja ziaren m aterii m

iędzy-g w ia z d o w e j... 120 S. W ie r z b iń s k i, Zależność między okresem obiegu a

ekscentrycz-nością orbit gwiazd podwójnych w i z u a l n y c h ... 137 Z PRACOWNI I OBSERW ATORIÓW

S. G r u d z iń s k a , R. A m p e l, S. G ą s k a . A. L is ic k i, Badanie stru k ­ tu ry Drogi Mleczne] w w ybranych p o l a c h ... 141 L. C ic h o w ic z , Badania obserwacyjne dotyczące dwóch nowych me­

tod łącznego wyznaczania współrzędnych geograficznych i azym utu 142 J . G a d o m s k i, Osobliwe zmiany długości periodu zaćmień TW Draconis 143 F. K ę p iń s k i, O przebiegu prac nad ruchem okresowej kom ety 1906 IV

(K o p f f ) ...145 L. L is z k a , Pom iar płaszczyzny polaryzacji świecenia tła nieba. . . 146 J . M ie te ls k i, O optyce półmetrowego teleskopu krakowskiego . . . 147

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

A. K r u s z e w s k i, Astronomiczne zastosowania fotokomórki z PbS. . 149 S. G r z ę d z ie ls k i, Kosmologiczna interpretacja obserwacji radiowych 151 W. Z o n n , Pierwszy katalog ciemnych m g ław ic... 152 K. R u d n i c k i , Czy ruchom a grom ada Wielkiej Niedźwiedzicy is t­

nieje re a ln ie ...154 K RO N IK A

J . W itk o w s k i, IX Kongres Międzynarodowej Unii Astronomicznej 155 J . W itk o w s k i, Dwa odczyty D r Thomasa Golda z Obserwatorium

P O L S K A A K A D E M I A N A U K

K O M I T E T A S T R O N O M I I

P OS T Ę P Y

A S T R O N O M I I

K WA R T A L N I K

T O M I V - Z E S Z Y T 3

K R A K Ó W • L I P I E C — W R Z E S I E Ń 1956

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

KOLEGIUM REDAKCYJNE

R edaktor N aczelny:

Stefan Piotrow ski, W arszaw a Członkow ie:

Jó zef Witkowski, Poznań Władysław T ęcza, K raków Włodzimierz Z onn, W arszawa

Sekretarz R edak cji: Kazim ierz Kordylew ski, K raków

Adres R edakcji: K raków 2, plac N a G roblach 8 ni. 4 Adres S ekretariatu: K raków 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 K O W E — ’ D Z 1A Ł C Z A S O P I S M Warszawa I, ul. K rakowskie Przedmieście 79

N akład 625 -f- 104 egz. Podpisano do druku 3. VI11. 1956 Arkuszy wyd. 4,9, ark. druk. 3,75 Druk ukończono w sierpniu 1956 Papier druk. sat. 70 g, kl. V, 70^(100 Nr zamówienia 265156

Do składania 28. IV. 1956 Cena zł S.— M-7-927 KRAKOWSKA DRUKARNIA NAUKOWA KRAKÓW , UL. CZAPSKICH 4

Rozmieszczenie i ruchy gazu międzygwiazdowego

KRZYSZTOF SERKOW SKI — Warszawa

(Referat wygłoszony n a K onferencji Astronom icznej u,a Kalatówkach, czerwiec 1955 r.)

Obłoki gazu m iędzygw iazdowego

Najbardziej charakterystyczną cechą rozmieszczenia gazu między­

gwiazdowego jest jego tendencja do skupiania się w obłoki. Pierwszym

bezspornym dowodem istnienia oddzielnych obłoków gazu było odkrycie,

że obserwowane w widmach gwiazd międzygwiazdowe linie absorpcyjne

są często rozszczepione na kilka składowych, które odpowiadają absorp­

cji w kilku obłokach gazu, poruszających się względem nas z różnymi

prędkościami radialnymi.

Rozszczepienie linii absorpcyjnych gazu międzygwiazdowego odkrył

B e a l s (1936) [4], Następnie A d a m s (1949) [1] badał je szczegółowo

w widmach kilkuset gwiazd. Gdyby obserwacje międzygwiazdowych linii

absorpcyjnych obejmowały bardzo wielką liczbę gwiazd, to — w zasadzie —

możliwe byłoby wyznaczenie położeń poszczególnych obłoków, odróżnia­

nych na podstawie różnych ich prędkości radialnych. Badając widma

coraz to odleglejszych gwiazd w małym wycinku nieba stwierdzałoby się

ukazywanie w międzygwiazdowych liniach absorpcyjnych coraz to no­

wych składowych, odpowiadających coraz to dalszym obłokom.

W praktyce jednak do realizacji takiego programu jest jeszcze bardzo

daleko. Niewielka jest bowiem liczba gwiazd, w których widmach obser­

wowane były linie absorpcyjne pochodzenia międzygwiazdowego. Prze­

szkodą jest również to, że często kilka obłoków znajdujących się na dro­

dze do gwiazdy ma prawie jednakową prędkość radialną i odpowiadające

im linie zlewają się ze sobą.

Z dotychczasowych obserwacji międzygwiazdowych linii absorpcyjnych

można wysnuć tylko bardzo ogólne wnioski o rozmieszczeniu gazu między­

gwiazdowego. Według oceny B l a a u w a (1952) [5] w pobliżu Słońca na

drodze 1 kps znajduje się średnio 10 obłoków. Przeciętna średnica obłoków

gazu wynosi 10 ps. Wynika stąd, że obłoki zajmują około 5 proc. prze­

strzeni międzygwiazdowej w otoczeniu Słońca.

106

K . Berkowski

Obok międzygwiazdowycłi linii absorpcyjnych drugim źródłem infor­

m acji o gazie międzygwiazdowym jest wysyłane przezeń promieniowanie

o widmie liniowym. Gwiazdy typów O oraz BO, znajdujące się w pobliżu

obłoków lub wewnątrz nich, jonizują gaz i przez to pobudzają go do świe­

cenia. Obłoki świecące tym sposobem obserwujemy jako tzw. rozproszone

mgławice emisyjne. N ajjaśniejszym i liniami em isyjnymi w widmie tych

mgławic są linie wodorowe serii Balm era, w szczególności linia H a.

Linie te em itowane są w wyniku rekom binacji jonów wodorowych. Z n a ­

tężenia tych linii wynika, że wodór jest głównym składnikiem gazu mię-

dzygwiazdowego. Z tego względu gęstość gazu międzygwiazdowego za­

zwyczaj określa się, podając liczbę atomów (lub jonów) wodoru p rzy p ad a­

jących na 1 cm3, oznaczaną przez A'H- Przeciętna gęstość gazu w obłokach

wynosi A'H= 10 atom ów H /cm 3. W gęstych chm urach .VH może być

rzędu 100 H /cm 3. Obszary ta k gęste, jak centralne części mgławicy w Orio­

nie, gdzie gęstość gazu przekracza 104 H /cm 3, m ają ch arak ter zupełnie w y ­

jątkow y. W częściach G alaktyki otaczających Słońce m asa gazu jest

tego samego rzędu co m asa skupiona w gwiazdach.

W typowej mgławicy emisyjnej wodór jest niem al całkowicie zjonizo­

wany przez promieniowanie gwiazdy ty p u O lub BO o długościach fali

krótszych niż granica serii Lym ana (912 A). Z tabelki na str. 10 a r ty ­

kułu A. O p o ls k ie g o w „Postępach A stronom ii11 T. IV, z. 1 wynika,

że objętość obszaru zjonizowanego przez gwiazdę ty p u 0 7 jest wiele

milionów razy większa od obszaru zjonizowanego przez gwiazdę ty p u AO

l.

Z tego względu pomimo małej liczebności gwiazd ty p u O im w łaś­

nie zawdzięcza swój

stan zjonizowany większość obszarów H I I .

Obłoki zjonizowane stanow ią przypuszczalnie, około 10 proc. objętości

wszystkich obłoków gazowych.

N a podstaw ie analizy obserwacji bardzo słabych międzygwiazdowycłi

linii absorpcyjnych N a I i Ca I I w widmach najbliższych gwiazd ty p u B

ocenił S t r ó m g r e n (1948) [25], że gęstość gazu pomiędzy obłokami jest około

100-krotnie mniejsza od przeciętnej gęstości obłoków, czyli wynosi około

0,1 H /cm 3. Z proporcjonalności prom ienia sfery Stróm grena do ATHS/’ wy­

nika, że przy A H rzędu 0,1 H /cm 3 średnica obszaru zjonizowanego o taczają­

cego gwiazdę ty p u O może przekraczać 1 kps, a dla całej asocjacji ty p u O

je st jeszcze parokrotnie większa. Ponieważ przeciętne wzajemne odległości

pomiędzy asocjacjam i ty p u O w ram ionach spiralnych G alaktyki są rzędu

0,5 kps, więc wodór w ypełniający przestrzeń pomiędzy obłokami musi

być w wysokim stopniu zjonizowany. Za tym , że obszary pom iędzy

obło-1 G dy g ęsto ść gazu w otoczen iu g w ia zd y je s t stała, obszar jon izacji w odoru (czy li tzw . ob szar I I I I ) m a k sz ta łt kuli, zw anej sferą Stróm grena (1939) [24], P rom ień sfery Stróm grena je s t od w rotn ie proporcjonalny do Nh * i za leży od tem p era tu ry gw iazd y pob u d zającej.

B ozm ieszczenie i ruchy gazu m iędzy gwiazdowego 107

kami mają gęstość około 0,1 H/cm3, przemawia ta okoliczność, że właśnie

przy tej gęstości zachodzi równowaga pod względem ciśnienia pomiędzy

obszarami H I i H II.

Jasne mgławice, wewnątrz których znajdują się gwiazdy typów później­

szych niż BI, mają widmo takie same jak widmo tych gwiazd — linie

emisyjne, powstające wskutek świecenia zjonizowanego gazu, są w nich

na ogół niewidoczne. Mgławice takie, zwane refleksyjnymi, świecą wskutek

rozpraszania światła gwiazd przez pył wchodzący w skład mgławicy.

Rozmiary i rozmieszczenie obłoków pyłu, otrzymane po raz pierwszy

przez A m b a r c u m ia n a i G o rd e ła d z e g o (1938) [3] na podstawie prze­

prowadzonych przez nich badań nad mgławicami refleksyjnymi oraz

ciemnymi obłokami pyłowymi, powodującymi osłabienie przechodzącego

przez nie światła gwiazd, okazały się zupełnie podobne jak w wypadku

obłoków gazowych. Istnieją argumenty przemawiające za tym, że liczba

atomÓAY

wodoru w gazie międzygwiazdowym, przypadająca na każde

ziarno pyłu, zarówno w obszarach gęstych, jak i rozrzedzonych utrzym uje

się w pobliżu pewnej stałej wartości rzędu 1012. Obliczenia, które wykonał

S a v e d o f f (1953) [21], wykazują, że przeciętne ziarno pyłu poruszające

się z prędkością początkową 1 km/sek w obszarze H I o gęstości 10 H/cm3

zostaje zahamowane po przebyciu drogi 0,4 ps. W obszarach H II hamo­

wanie jest 1.0s razy silniejsze. Ziarna pyłu są więc doskonale uwięzione

w obłokach gazu i wydaje się mało prawdopodobne, aby mogły utworzyć

się zgęszczenia pyl u, które nie byłyby zarazem zgęszczeniami gazu. Jeszcze

jednym argumentem, który przemawia za stałością stosunku gazu i pyłu

jest fakt, że najczęściej spotykane średnice ziaren pyłu zdają się być

zarówno w gęstych, jak i w rozrzedzonych obszarach jednakowe, rzędu

0,2 mikrona.

Wbrew tym teoretycznym argumentom niektóre obserwacje wskazują

na różnice w rozmieszczeniu gazu i pyłu. M e stwierdzono np. wyraźnej

korelacji pomiędzy szerokościami równoważnymi między gwiazdowych

lini absorpcyjnych i nadwyżkami barwy odpowiednich gwiazd — n atu ­

ralnie prócz tej -oczywistej korelacji, która spowodowana jest samym

tylko wpływem odległości1. Ja k zauważył B ok (1953) [7], pył zarówno

w naszej Galaktyce, jak i w innych bliskich galaktykach spiralnych wy­

raźnie zagęszcza się ku wewnętrznym częściom ramion spiralnych, gdzie

gęstość gazu jest raczej niewielka. Wskazuje na to m. in. rozdwojenie

części Drogi Mlecznej od Łabędzia do Strzelca i Niedźwiadka. Nie jest

rzeczą dziwną brak znacznych zagęszczeń pyłu w jasnych mgławicach,

1 Ostatnio Spitzer i Lautmann (ApJ 123, 363; 1956) stwierdzili dość wyraźną ko­ relację pomiędzy szerokościami równoważnymi międzygwiazdowych linii N al a nad­ wyżkami barwy. Natomiast Cal i w znacznie mniejszym stopniu związany jest

108

K . Serkowski

w których gęstość gazu jest bardzo wielka, jak np. w środkowych częściach

m gław icy w Orionie. W tych mgławicach bowiem ciśnienie prom ienio­

wania gwiazd typu O lub B powodującego jonizację i świecenie gazu

w ypycha ziarna pyłu z m gławicy.

Gaz m iędzy gwiazdowy w ramionach spiralnych Galaktyki

•Na podstawie rozmieszczenia rozproszonych mgławic em isyjnych bar­

dzo trudno stwierdzić, czy gaz m iędzygwiazdowy skupia się w ramionach

spiralnych galaktyk. Eozm ieszczenie mgławic em isyjnych uzależnione

jest przecież od rozmieszczenia gwiazd typu O, o których — głównie

na podstawie badań nad sąsiednimi galaktykam i — wiadomo, że sku­

piają się w ramionach spiralnych. M o r g a n , S h a r p l e s s i O s t e r b r o c k

(1952) [17] fotografowali przez filtry interferencyjne w świetle linii

Hu

obszary H II świecące pod wpływ em promieniowania gwiazd typu O i BO.

Odległości do tych gwiazd przyjm owane b yły jako równe odległościom

obszarów

H II. Stwierdzono tym sposobem, że obszary H II układają się

w zdłuż trzech ramion spiralnych. Ram ię najbliższe Słońca przechodzi

w odległości 300 ps od niego (licząc w kierunku antycentrum ) i ciągnie

się na długości około 3 kps od długości galaktycznej l — 40° (Łabędź)

do 1 = 1 9 0 ° (Wielki Pies). Szerokość jego (w płaszcz. Gal.) wynosi około

250 ps. W jego skład wchodzą m. in. m gławice dokoła P Cygni, „Ame­

ryka Północna", mgławice dokoła f Persei, X Orionis i Wielka Mgławica

w Orionie. Drugie ramię przebiega równolegle do pierwszego w odległości

2 kps od Słońca od 1 = 70° (Cefeusz) do 1 = 140° (Bliźnięta). W skład jego

wchodzi m. in. asocjacja typu O, otaczająca gromady otwarte h i / Persei.

Trzecie ramię zaznacza się na długościach od 255° do 345° (a więc w kie­

runku środka Galaktyki) w odległości 1500 ps od Słońca. W każdym z tych

ramion odkryto od 7 do 10 asocjacji typu O. O o r t proponuje nazwać te

ramiona spiralne odpowiednio ramionami Oriona, Perseusza i Strzelca.

P ow yższe wyniki, opierające się na położeniach gwiazd typu O, nie

pozwalają rozstrzygnąć, czy gaz m iędzygwiazdowy układa się wzdłuż

ramion spiralnych. Znacznie bardziej wartościowe, bo niezależne od po­

łożeń gwiazd, informacje o rozmieszczeniu gazu daje praca Mii u ch a

(1953) [18]. Badał on m iędzygwiazdowe linie absorpcyjne C a l i oraz Na I

w widmach odległych gwiazd za pom ocą spektrografu coude, zainstalo­

wanego na 5-m etrowym teleskopie. Miinch stwierdził, że linie m iędzy­

gwiazdowe w widmach gwiazd znajdujących się w odległości około 2 kps

w długościach galaktycznych od 65° do 130° rozszczepiają się na dwie

silne składowe, odpowiadające absorpcji w ramionach spiralnych Oriona

i Perseusza. Obserwowane prędkości radialne ty ch dwóch składowych,

w ynoszące —7 oraz —46 km /sek, zgadzają się z obliczonym i różnicowymi

Bozmieszczenie i ruchy gazu mięfaygwiazdowego

109

prędkościami rotacji Galaktyki dla przytoczonych wyżej odległości ra­

mion spiralnych. Bardziej szczegółowych wniosków o rozmieszczeniu gazu

w ramionach spiralnych nie udało się jednak z tych obserwacji uzyskać.

Posiadane obecnie stosunkowo bardzo dokładne dane o rozmieszczeniu

gazu w gałęziach spirali zawdzięczamy badaniom nad promieniowaniem

radiowym, emitowanym przez obszary neutralnego wodoru. Przed zasto­

sowaniem metod radioastronomii międzygwiazdowy wodór w stanie neu­

tralnym był niedostępny dla obserwacji. W obszarach H I , Avskutek ich

niskiej temperatury, wszystkie — praktycznie biorąc — atomy wodoru

znajdują się w stanie podstawowym -l2S1/2. Jeśli pominąć dziedzinę ra­

diową, to jedynymi liniami absorpcyjnymi wodoru w tym stanie są linie

serii Lymana w dalekim ultrafiolecie. Prawdopodobieństwo absorpcji czy

emisji linii serii Balmera przez międzygwiazdowe obszary H I jest zu­

pełnie zaniedbywalne wskutek niezmiernie małej liczby atomów wodoru

w stanach pobudzonych. Chociaż brzmi to paradoksalnie, ale faktem

jest, że o obecności wodoru w obłokach H I wnioskowano jedynie na pod­

stawie jego występowania w obłokach H II.

W .1944 r. van de H u ls t zwrócił uwagę na to, że obszary 111 powinny

emitować linię o długości fali 21,1 cm (tj. 1420,4 Mc/sek). Wskutek tego,

że spin protonu może być skierowany albo zgodnie ze spinem elektronu,

albo w kierunku przeciwnym, stan podstawowy 12Si;2 atomu wodoru

składa się z dwóch bliskich siebie poziomów energetycznych, tzw. pozio­

mów struktury nadsubtelnej. Przejściu atomu z wyższego z tych pozio­

mów na niższy towarzyszy emisja promieniowania o długości fali 21,1 cm.

Prawdopodobieństwo takiego przejścia jest bardzo małe. Atom przebywa

na wyższym poziomie przeciętnie 11 milionów lat, zanim przeskoczy na

poziom niższy. Mimo tak małego prawdopodobieństwa emisji kwantu

radiowego przez poszczególny atom wodoru natężenie promieniowania

jest wskutek ogromnych rozmiarów Galaktyki dostatecznie duże, aby je

można było dokładnie mierzyć.

Van de Hulst, Muller i Oort (1954) [12] wyznaczali profile linii emi­

syjnej 21 cm za pomocą radioteleskopu o średnicy zwierciadła 7,5 metra.

Szerokość kątowa wiązki odbieranej przez teleskop wynosi około 2°. Od­

biornik jest bardzo selektywny. Szerokość odbieranego wycinka widma

(jest to wielkość odpowiadająca szerokości szczeliny spektrografu) wy­

nosi 40 kc/sek, co odpowiada różnicy prędkości radialnych 8 km/sek.

Podczas wykreślania profilu linii częstość odbierana przez radioteleskop

zmieniała się w ciągu minuty o 26 kc/sek. Papier, ua którym kreślony był

profil, przesuwał się z prędkością 0,5 cm/min. Wykreślanie całego profilu

dla jednego miejsca na niebie trwało około godziny. Niepewność pomiaru

natężenia promieniowania oceniana jest na około 5 proc., prędkości

radialnej zaś na 1 do 2 km/sek.

110

K . Serkowski

Profile linii 21 cm otrzymane zostały dla punktów wzdłuż równika

Galaktyki w odstępach co 5°. Wskutek różnicowego efektu rotacji Ga­

laktyki obszary znajdujące się w różnych odległościach od środka Ga­

laktyki mają różną prędkość radialną. Profile wykazują więc. na ogół

kilka maksimów odpowiadających kilku ramionom spiralnym. Różnice

pomiędzy prędkościami radialnymi, którym odpowiadają te maksima,

dochodzą do 140 km/sek. Wyjątek stanowią oczywiście tylko kierunki

ku centrum i antycentrum Galaktyki, przy których prędkość radialna jest

bliska zera bez względu na odległość — o rozmieszczeniu gazu w tych kierun­

kach nie można więc uzyskać informacji na podstawie prędkości radialnej.

Pomiary profilów linii 21 cm umożliwiły zbadanie przebiegu ramion

spiralnych niemal aż do przeciwległego krańca Galaktyki, do odległości

20 kps od nas. Profile linii 21 cm dla okolic środka Galaktyki K w e e ,

M u ller i W e s t e r h o u t (1954) [15] badali szczegółowo w odstępach

co 2°,5 długości galaktycznej. Ogółem stwierdzono 4 ramiona spiralne

w odległościach od środka Galaktyki 5 kps, 6,5 kps (ramię Strzelca),

8,5 kps (ramię Oriona, w pobliżu którego znajduje się Słońce) i 10,5 kps

(ramię Perseusza). Zaznaczają się też ślady piątego ramienia w odległości

około 13 kps od środka Galaktyki. Ramiona są kształtu spłaszczonego;

grubość efektywna warstwy gazu między gwiazdowego w kierunku pro­

stopadłym do płaszczyzny Galaktyki wynosi 2/5= 240 ps., liczona zaś

w płaszczyźnie Galaktyki jest 3-krotnie większa.

Otrzymana na podstawie pomiarów radiowych, gęstość neutralnego

wodoru w ramionach spiralnych wynosi przeciętnie około 1,4 H/cm3.

Dla części ramienia Perseusza gęstość dochodzi nawet do 2,7 H/cm3.

Oczywiście, nie jest, to gęstość neutralnego wodoru w obłokach, tylko

gęstość przeciętna obłoków i obszarów pomiędzy obłokami. Tę ostatnią

można uznać za równą zeru, gdyż wodór między obłokami przypusz­

czalnie jest zjonizowany. Przestrzeń między ramionami spiralnymi jest —

praktycznie biorąc — pusta. W samym jądrze Galaktyki otrzymano

gęstość 0,4 H/cm3, a więc wyraźnie mniejszą niż w ramionach spiralnych.

Rozmieszczenie gazu w ramionach spiralnych Galaktyki, otrzymane

na podstawie pomiarów linii emisyjnej 21 cm, pozostaje w zgodności ze

wpomnianymi wyżej wynikami uzyskanymi przez Miincha ,(1953) [18]

oraz przez Morgana, Sharplessa i Osterbrocka (1952) [17]. Zgodność z tą

ostatnią pracą wskazuje na jednakowe rozmieszczenie przestrzenne obsza­

rów H I i gwiazd typu O. Fakt, że wszystkie znane asocjacje typu O

znajdują się w obszarach o nieprzeciętnie dużej gęstości wodoru, potwier­

dza przypuszczenia, że asocjacje te powstają z zagęszczeń gazu między-

gwiazdowego.

K err, H in d m a n i R o b in s o n (1954) [13] badali profile linii 21 cm

dla 200 punktów w Obłokach Magellana. Stwierdzono, że ogólna masa H I

jest w obu Obłokach Magellana mniej więcej jednakowa i przy tym około

5-krotnie mniejsza od masy tych galaktyk, obliczonej na podstawie ich

obrotu. Zawartość gazu nie pozostaje w związku z zawartością pyłu,

którego w Wielkim Obłoku jest znacznie więcej niż w Małym. Średnia

gęstość H I w centralnej części Wielkiego Obłoku Magellana wynosi

około 0,12 H/cm3.

Ostatnio W illia m s i D a v ie s (1954) [27]

Avykryli,

że linia 21 cm

może być obserwowana nie tylko jako linia emisyjna, lecz również jako

międzygwiazdowa linia absorpcyjna w widmach „radiogwiazd“. Na pod­

stawie profilów tej linii absorpcyjnej stwierdzili oni, że radioźródło Kasjo-

peja A (pozostałość supernowej z 369 r) znajduje się albo w najbliższym

ramieniu spiralnym Galaktyki, albo pomiędzy ramieniem najbliższym

i ramieniem Perseusza; światło radioźródła Łabędź A przechodzi zaś

przez dwa ramiona spirali, co wskazuje na tó, że znajduje się ono poza

Galaktyką.

Turbulencja

Opierając się na zmierzonych przez Adamsa (1949) fl] prędkościach

radialnych poszczególnych składowych międzygwiazdowych linii absorp­

cyjnych C a l i i Na I Blaauw (1952) [5] oraz S c h liitt e r , S c h m id t

i S t u m p f f (1953) [22] stwierdzili, że duże prędkości obłoków gazu spo­

tykane są częściej, niżby to wynikało z rozkładu normalnego. Blaauw

(1952) [5] uwzględniając nakładanie się składowych linii absorpcyjnych,

odpowiadających obłokom o tej samej prędkości radialnej, przedstawił

rozkład prędkości radialnych obłoków w postaci:

n

gdzie i) jest średnią z wartości bezwzględnych prędkości radialnych.

Dla gwiazd bliższych niż 500 ps jest rj = 5 kni/wk, dla gwiazd zaś o od­

ległościach od 500 do 900 ps jest tj= 8,2 km/sek. Od tych rozkładów od­

chyla się jednakże pewna liczba obłoków o prędkościach od 40 do 100km/sek.

Na podstawie krzywych wzrostu dla międzygwiazdowych linii absorp­

cyjnych S p it z e r (1948) [23] otrzymał średnią kwadratową prędkość

obłoków 9 km/sek (czyli >j= 7 km/sek). Na podstawie szerokości linii

wodorowej 21 cm otrzymano dla ramion spiralnych Oriona i Perseusza

rozkład prędkości obłoków postaci (1), przy czym ?;= 8,5 km/sek. Z badań

radiowych wynika, że charakter przypadkowych ruchów zupełnie się

zmienia dla odległości od środka Galaktyki mniejszych niż 3 kps. Wodór

w tym obszarze wykazuje ruchy turbulencyjne o przeciętnych pręd­

kościach przypadkowych w kierunku jednej osi współrzędnych rzędu

112

K . Serknwski

50 km /sek, dla samego zaś środka G alaktyki naw et 100 km /sek. Należy

przypuszczać, że przyczyny powodujące przypadkow e ruchy gazu w jądrze

G alaktyki są inne niż w ram ionach spiralnych.

W widmach dalekich gwiazd stosunkowo Avąskie linie Ca I I , pow sta­

jące w skutek absorpcji św iatła w obłokach, widoczne są na tle bardzo

szerokich (o szerokości 1 do 2 A) linii, które do niedaw na przypisywane

były absorpcji w atm osferze gwiazdy. P i k e l n e r (1953) [20] wykazał,

że linie te pow stają w skutek absorpcji przez gaz między obłokami. Gaz

te n nie koncentruje się w płaszczyźnie G alaktyki, lecz tw orzy podsystem

pośredni lub naw et kulisty. Gęstość jego w otoczeniu Słońca wynosi około

0,1 H /cm 3. W pobliżu płaszczyzny G alaktyki gaz między obłokami jest

zjonizowany, z dala od niej — neutralny. N ajbardziej charakterystyczną

cechą gazu między obłokami jest wielki rozrzut prędkości, wynoszący 50 do

70 km/sek i będący przyczyną ta k znacznej szerokości linii absorpcyjnych.

R uchy gazu międzygwiazdowego zarówno między obłokami, jak i

a v c -

w nątrz nich mogą być interpretow ane jako ruchy turbulencyjne. Rucli

lam inarny gazu przekształca się w turbulencyjny, gdy liczba Reynoldsa

staje się większa niż 1000. W powyższym wzorze v oraz l są odpowiednio

prędkością i średnicą strum ienia gazu, X jest średnią drogą swobodną

cząsteczek, v, zaś jest przeciętną prędkością ruchów' term icznych cząste­

czek (różniącą się od prędkości dźwięku tylko o czynnik bliski jedności).

Dla międzygwiazdowych obszarów 111 jest A

10 4 ps, v,— 0,8 km /sek,

dla obszarów zaś H I I jest A = 3.10 7ps, v,= 1 1 km/sek. W ynika stąd,

że dla gazu międzygwiazdowego liczba Reynoldsa przybiera wartości

znacznie większe niż 1000, prędkości zaś makroskopowych ruchów gazu

są na ogól większe od prędkości dźwięku.

Rozkład prędkości gazu znajdującego się w ruchu turbulencyjnym

określa prawo Kołmogorowa (1941) [14]: w ośrodku o stałej gęstości

przeciętna różnica Av prędkości gazu w dwóch punktach znajdujących

się w odległości rl jest proporcjonalna do d'13. H o e r n e r (1951) [11] po­

równywał to prawo z w ynikam i pomiarów prędkości radialnych w 85 p u n k ­

tach w mgławicy w Orionie, w ykonanych przez C a m p b e ll a i M o o re ’a

(1918) [8]. P om iary te dają zależność

co jest w zupełnie zado­

w alającej zgodności z praw em Kołmogorowa.

Znacznie dokładniejsze wyniki da przypuszczalnie m etoda pomiarów

prędkości radialnych mgławic, k tó rą opracowali ostatnio O. O. W i l s o n

i G. M iin ch . Światło mgławicy po przejściu przez filtr w ycinający tylko

jedną linię em isyjną (robione były próby z linią wzbronioną [O I I I ] 5007 A)

pa d a na szereg równoległych szczelin spektrografu o dużej dyspersji,

żonych w odległościach, k tó re o d p o w iad ają 1,5 sek u n d y k ąto w ej. O trz y ­

m u je się w w yn ik u wiele rów no legły cli obrazów danej linii em isyjn ej.

O b ra z y te są pofalow ane w sk u te k różnic po m iędzy średnim i p rędk o ściam i

ra d ia ln y m i w poszczególnych p u n k ta c h m gław icy. Szerokość linii d aje

dy sp ersję p rędkości ra d ia ln y c h ru chó w tu rb u le n c y jn y c h w zdłuż k ieru n k u

odpow iadającego d anem u p u n k to w i m gław icy. B ad an ie t ą m eto d ą m gła­

w icy w O rionie nie zostało jeszcze zakończone.

I n n ą m etodę b a d a n ia tu rb u le n c ji w m gław icach em isyjny ch o p ra c o ­

w a ł C o u r t e s (1953—4) [9]. S k u p ia n e przez 120-cm teleskop św iatło

m gław icy p a d a na kliszę po przejściu przez czerw ony filtr i przez wzorzec

in te rfe ro m e try c z n y F a b ry -P e ro ta . N a kliszy o trz y m u je się obraz m g ła­

w icy w św ietle linii H a, w k tó ry m zaczernione są ty lk o te m iejsca m g ła­

w icy, ja k ie ułożone są w zdłuż k o n c e n try cz n y c h pierścieni in te rfe re n c y j­

n ych. P ro m ien ie ty c h pierścieni zależne są od długości fali św iatła. Z dol­

ność rozdzielcza w zorca F a b ry -P e ro ta je s t nadzw yczaj w ysoka. P rz y

a p a ra tu rz e , k tó re j u ży w ał C ourtes, ró żnica długości fali w ynosząca 1 A

(odpow iada to różnicy p ręd k o ści rad ia ln y c h 50 km /sek) -powoduje zm ianę

p rom ieni pierścieni in te rfe re n c y jn y ch o 1/3 odległości m iędzy sąsiednim i

p ierścieniam i. P rędkości ra d ia ln e poszczególnych m iejsc m gław icy m ożna

t y m sposobem m ierzyć z d o kładnością do 1 km /sek.

C ourtes o trz y m ał d o b rą zgodność z p raw e m K ołm ogorow a d la m g ła­

w icy koło A O rionis. N a to m ia st dla W ielkiej MglaAvicy w O rionie je s t

w edług jego pom iarów A v ^ d 0-''. P raw d o p o d o b n ie odchylenie od p raw a

K ołm ogorow a spow odow ane je st ty m , że w poszczególnych m ałych o b sza­

ra c h w ew nątrz m gław icy w O rionie prędkości p rzy pad kow e dochodzą do

50 k m /sek . T akie różnice w prędkości rad ialn ej widoczne są n a w y k o ­

n an y ch przez C ou rtesa zdjęciach n iek tó ry ch m gław ic jak o d ro bn e, nie­

reg u larn e deform acje pierścieni in terferen cy jn y ch . N a p rz y k ła d poszcze­

gólne w ycinki o ro zm iarach 10 n a 10 sekund lu k u w m gław icy kolo y Cygni

ró żn ią się w prędkości rad ialn ej często o 40 km /sek. Z jaw isko to szczegól­

nie w y raźn ie w y stę p u je w ty c h m iejscach m gław ic, w k tó ry c h jasn e

i ciem ne o bszary są od siebie o stro odgraniczone (np. w m gław icy M 16

w T a rcz y Sobieskiego). Pierścienie in terferen cy jn e są at ty c h m iejscach

b ard zo szerokie, praw ie zlew ające się ze sobą, co w skazuje na b ardzo

znaczne prędkości ruchów tu rb u le n c y jn y c h .

T u rb u len cję w gazie m iędzygw iazdow ym m ożna b a d a ć nie ty lk o n a

p o d staw ie flu k tu a c ji pręd ko ści rad ia ln y c h , lecz rów nież n a podstaw ie

flu k tu a c ji jasności m gławic em isyjnych. J a sn o ść powierzchniow a m ierzona

je s t w zdłuż prostoliniow ego „ p rz e k ro ju 41 m gław icy. O blicza się w spół­

czy n nik k o relacji po m iędzy jasn o ścią m gław icy w p a ra c h p u n k tó w z n a j­

d u ją c y c h się. w odległości d od siebie. Z w ykresu zależności w

114

K . Serkowski

nika korelacji od odległości d można znaleźć wartość d, odpowiadającą

najczęściej spotykanym rozmiarom obłoków.

Z takiego wykresu (korelogramu) można również obliczyć widmo

fluktuacji jasności, tj. natężenie składowych harmonicznych pojawiają­

cych się przy przedstawieniu całego przebiegu jasności wzdłuż „prze-

kroju“ przez całkę Fouriera. Ponieważ natężenie promieniowania jednostki

objętości m gławicy jest proporcjonalne do A'h

, w ięc na podstawie widm a

fluktuacji jasności można otrzym ać widmo fluktuacji gęstości, a stąd

częstość w ystępow ania obłoków o różnych rozmiarach.

Badając tą m etodą obszar H I I w Łabędziu, sfotografow any w świetle

linii H a, A lle r (1951) [2] stwierdził, że widmo ma ostre maksimum dla

d = 10 ps. Przypuszczalnie zresztą wielkość ta nie charakteryzuje rozm ia­

rów obłoków, tylko jest raczej związana z średnią odległością pom iędzy

miejscami zetknięcia zderzających się elem entów turbulencyjnych, gdzie N H

zwiększa się. S z a j n i P i k e ln e r (1953) [26] stwierdzili, że wyraźnie różne

są widm a fluktuacji jasności dla dwóch równoległych „przekrojów44, od­

ległość m iędzy którym i odpowiada 3 ps. Oznaczałoby to, że albo w ogóle

fluktuacji jasności nie można traktować jako spowodowanych turbulen­

cją, albo turbulencja jest w ybitnie niejednorodna: w różnych miejscach

m gław icy m a różne widmo.

Fale uderzeniowe

Teoria turbulencji jest obecnie opracowana tylko dla płynów nieści­

śliwych. Przybliżenie to można stosować dla prędkości ruchów turbu­

lencyjnych m niejszych od prędkości dźwięku. W gazie m iędzygwiazdo-

wym prędkości ruchów turbulencyjnych są na ogół p o nad d ź w i ęk o w e

i fluktuacje prędkości powodują pow staw anie fluktuacji gęstości.

R uchy turbulencyjne związane są zawsze z pow staw aniem fal dźwięko-

wych. Jak wykazał Li g h t hi l l (1953) [16], am plitudy fal dźwiękowych

pow stających wskutek turbulencji, gdy stosunek przeciętnej prędkości

ruchów turbulencyjnych do prędkości dźwięku (jest to tzw. liczba Macha)

jest większy od jedności, są bardzo duże. Fala dźwiękowa o dużej am pli­

tudzie ma tendencję do przekształcania się

a v

stochastyczny ciąg fal

uderzeniowych, czyli fal, których wykres przypom ina kształtem literę N .

Prędkość ich jest większa od prędkości dźwięku w danym ośrodku.

P rzy dużych liczbach Macha turbulencja jest w zupełności określana

przez pow stające pod jej wpływem fale dźwiękowe (uderzeniowe) —

rozdzielanie tych. dwóch zjawisk traci sens. Idea Lighthilla, że turbu­

lencja przy dużych liczbach Macha może być interpretowana jako fale

uderzeniowe, zdaje się dobrze tłum aczyć zjawiska obserwowane w gazie

rniędzygwiazdowym. Pale uderzeniowe powodują uporządkowanie

ru-Rozmieszczenie i ruchy (jazu międzygwiazdowego

--- -

---

j

--- -

---

115

chów gazu; znacznie lepiej niż chaos zwykłej turbulencji tłum aczą one

obserwowane gładkie k ształty mgławic i ostro odgraniczone kontury.

Energia ruchów turbulencyjnych przy m ałych liczbach M acha prze­

chodzi stopniowo od dużych do małycli elementów turbulencyjnych

i dopiero energia najm niejszych wirów zmienia się

a v

ciepło przez powolne

działanie lepkości. W fali uderzeniowej natom iast znaczna część energii

od razu przekształca się w ciepło. W uzyskiw anych laboratoryjnie silnych

falach uderzeniowych te m p eratu ry gazu dochodziły do 15 000° — to w a­

rzyszyły im bardzo silne efekty świetlne. Świecenie n a powierzchniach

nieciągłości ciśnienia, związanych z falami uderzeniowymi, może być

przyczyną włóknistej stru k tu ry , obserwowanej w wielu mgławicach em i­

syjnych

1.

F ala uderzeniowa, poruszająca się przez obłok gazowy, zazwyczaj

odryw a od niego część m aterii. Energia fali przechodzi w energię kine­

tyczną tej oderwanej części obłoku, poruszającej się dotąd, dopóki nie

zderzy się z jakim ś ińnym obłokiem, w którym w ytw orzy falę uderzeniową.

E nergia kinetyczna obłoków przem ienia się więc w znacznej części z po­

w rotem w energię fal uderzeniowych. Zderzenia obłoków są jednak wy­

soce niesprężyste — w fali uderzeniowej duża ilość energii przekształca

się w ciepło. W skutek tego ruchy obłoków m usiałyby wygasnąć stosun­

kowo szybko, w czasie rzędu 107 la t, gdyby nie było żadnego p od trzym u­

jącego je mechanizmu.

Jed n y m z możliwych źródeł energii kinetycznej ruchu obłoków jest

efek t niejednakowej prędkości rotacji G alaktyki w lóżnych odległościach

od jej środka. Tym efektem tru d n o jednak byłoby wytłum aczyć obserwo­

w any rozkład prędkości obłoków. N ajpraw dopodobniejsze w ydaje się

obecnie przypuszczenie, że źródłem znacznej części energii kinetycznej

obłoków jest krótkofalowe promieniowanie gwiazd typ u O.

O ddziaływ ania pom iędzy obszarami H I i H I I

Teoria przyspieszania obłoków gazu przez gwiazdy ty p u O została

opracow ana przez O orta i Spitzera (1955) [19]. Gwiazdy ty p u O obser­

wowane są najczęściej wew nątrz dużych kompleksów obłoków o gęstościach

większych niż przeciętne. Należy przypuszczać, że w takich obszarach

w arunki są specjalnie sprzyjające dla pow staw ania asocjacji ty p u O.

Pojaw ienie się gwiazdy ty p u O w ew nątrz dużego obłoku gazu spowo­

duje jego jonizację w obszarze ograniczonym sferą Stróm grena. T em pera­

tu ra gazir w zrośnie w skutek tego od około 100° K do 10 000°, co spowoduje

1 W łóknista struktura m gławic pozostaje również w związku z obecnością m ię­ dzy gwiazdo wy eh pól m agnetycznych. Zagadnienia te nie są w tym miejscu poruszane, poniew aż są tem atem innych referatów.

116

K . Serkowski

gwałtowne rozszerzanie się gazu. Ponieważ ogrzewanie obszaru H I I

przez centralną gwiazdę jest znacznie silniejsze niż ochładzanie wskutek

rozszerzania, proces rozszerzania można uważać za izotermiczny. Prędkość

rozszerzania się obszaru H II może znacznie przekroczyć prędkość dźwięku,

dochodząc (lo 50 km/sek. Prędkość ta jest dodatkowo zwiększana przez

tę okoliczność, że wskutek zmniejszającej się gęstości obszaru I L II pro­

mień sfery Strómgrena wzrasta z prędkością większą od prędkości rozsze­

rzającego się gazu; jonizowane są więc coraz to nowe masy gazu. Nie zjo-

nizowany gaz otaczający rozszerzającą się sferę Strómgrena zostaje silnie

zgnieciony — poAvstaje tam fala uderzeniowa, w której grzbiecie gęstość H I

może wzrosnąć przeszło 1000-krotnie. Jak wykazał w 1883 r. R a y le ig h

(a bardziej szczegółowo w 1950 r. T a y lo r ), stan, w którym gaz o malej

gęstości pcha przed sobą gaz o dużej gęstości, jest stanem o równowadze

nietrwałej. Staje się to jasne, jeżeli wyobrazić sobie grubą warstwę w ody

podtrzymywaną od dołu przez warstwę sprężonego powietrza. Oczywiste

jest, że każde małe odkształcenie płaskiej powierzchni granicznej pomię­

dzy wodą a powietrzem będzie wzrastać dotąd, dopóki woda i powietrze

nie zamienią się miejscami.

F r ie m a n (1954) [10] wykazał, że taka niestabilność Rayleigha-

Taylora, występująca na granicy rozszerzającego się obszaru H II, dopro­

wadza do powstania deformacji powierzchni granicznej, która kształtem

swym według Friemana przypomina trąbę słonia („elephant-trunk

structures44). Zawsze przy tym wąskie języki tworzy gaz o większej gę­

stości.

Utwory tego rodzaju, o kształtach i rozmiarach zupełnie podobnych do

przewidzianych teoretycznie, są jedną z najbardziej charakterystycznych

cech niektórych rozproszonych mgławic emisyjnych, np. M 16 (NGC 6611)

w Tarczy Sobieskiego lub mgławicy otaczającej gromadę otwartą NOC2214

w Jednorożcu (fotografie tych mgławic reprodukowane są w ApJ

120

, 13;

1954 oraz w PASP61, 151; 1949).

Hydrodynamiczna niestabilność Rayleigha-Taylora powoduje rozbicie

obszaru H I otaczającego obszar zjonizowany na poszczególne odizolo­

wane obłoki, zanurzone w I I I I . Obłoki te posiadając znaczne prędkości

skierowane od gwiazdy, oddalają się od niej i tworzą „zwykłe44 obłoki

gazu międzygwiazdowego.

Oort i Spitzer (1955) [19] zwrócili uwagę na możliwość przyśpieszania

niektórych obłoków do bardzo dużych prędkości przez mechanizm, który

może być nazwany „rakietą międzygwiazdową44. Jeżeli gwiazda typu O

utworzy się w niewielkiej odległości r0 o<l obłoku H I, promieniowanie jej

będzie jonizować wodór, znajdujący się w pobliżu powierzchni obłoku

zwróconej ku gwieździe. Temperatura gazu wzrośnie wskutek tego mniej

więcej 100-krotnie, co spowoduje gwałtowne rozszerzanie się gazu.

Eks-Rozmieszczenie i ruchy gazu międzygwiazdowego 117

pansja następuje przede w szystkim w kierunku gwiazdy typu O, gdyż

tu gaz nie napotyka oporu stosunkowo gęstej materii obłoku. Prędkość

zjonizowanego gazu, wyrzucanego z obłoku, wynosi około 20 km /sek.

Obłok talii staje się „rakietą m iędzygwiazdową“ ; wyrzucanie zjonizowa­

nego gazu nadaje obłokowi przyśpieszenie skierowane od gwiazdy.

Jeżeli początkowa masa obłoku H I jest mniejsza od pewnej granicznej

wartości

M „ ,

obłok zostanie całkowicie ^jonizowany. N a przykład, jeżeli

gwiazda utworzyła się w odległości ro= 1 0 p s od obłoku o średnicy 10 ps,

to dla gw iazdy typu 0 5 graniczna masa będzie J / 0= 1 7 0 0 mas Słońca

(tj. iVH = 138 H /cm 3); dla typu 0 7 będzie 700 mas Słońca (tj. JVH = -'»7 H /cm 3).

Obłoki o masach nieznacznie większych od pow yższych wartości nie

całe zostaną zjoniżowane: pozostałe, nie zjonizowane ich części, o masach

wynoszących zaledwie kilka procent m asy początkowej, osiągną bardzo

duże prędkości, mogące kilkakrotnie przekraczać prędkość wyrzucania

zjonizowanego gazu.

Jednym z interesujących przypadków jest znajdująca się w pobliżu

gAviazdy

£ Persei m gławica „Kalifornia44 NGC 1499. Ma ona prędkość

radialną + 53 km /sek. W artość ta jest niepewna i można przypuszczać,

że mgławica ma średnio taką samą prędkość radialną + 6 7 km /sek jak £

Persei, gwiazda typu O, pobudzająca m gławicę do świecenia. Pom im o

że gwiazda £ Persei ma dużą prędkość 49 km /sek względem środka aso­

cjacji C Persei, wydaje się prawdopodobne, że zarówno £ Persei, jak i zw ią­

zana z nią mgławica NGC 1499 należą do grupy £ Persei. Jeżeli przypuścić,

że NGC 1499 została wyrzucona ze środka tej grupy w skutek działania

jonizacyjnego jakiejś gwiazdy typu O, to naturalny jest wniosek, że £

Persei uzyskała swoją prędkość w ten sam sposób. U tworzyła się ona

przypuszczalnie z NGC 1499 już po uzyskaniu przez m gławicę przyśpie­

szenia: być może, utworzyła się ona właśnie na skutek ściśnięcia gazu

związanego z nadawaniem m gław icy przyśpieszenia.

Obecnie asocjacja £ Persei nie zawiera poza £ Persei innych gwiazd

typ u O. Jeżeli pow yższe przypuszczenia co do utworzenia się gw iazdy £

Persei są słuszne, to w ciągu 1,5 miliona lat, które m inęły od pow stania

m gław icy NGC 1499, gwiazda, która nadała jej przyśpieszenie, musiała

przejść ż typu O do typu B.

Teoria Oorta i Spitzera zupełnie zadowalająco tłum aczy obserwowany

rozkład prędkości obłoków gazowych. W iększość obłoków zawdzięcza

swoje prędkości eksplozjom gazu dokoła nowopowstających gwiazd typu O.

Bardzo duże prędkości niektórych obłoków są spowodowane przyśpie­

szeniem rakietowym . W yjaśnia się także, dlaczego wśród obłoków o pręd­

kościach radialnych większych niż 15 km /sek prędkości ujem ne są mniej

więcej dwukrotnie częstsze niż dodatnie. Ponieważ szybkie obłoki nie

zachowują długo swojej dużej szybkości, więc jest bardzo prawdopodobne,

118 K . Berkowski

że to właśnie ta gwiazda wczesnego typu, w której widmie obserwujemy

linie absorpcyjne obłoku o dużej prędkości, nadała obłokowi przyspiesze­

nie. Obłok w takim wypadku musi poruszać się od gw iazdy ku nam.

Istnieją przypadki, w których duże prędkości mgławic i gwiazd typu O

nie mogą być w yjaśnione przez teorię Oorta i Spitzera. Na przykład

gwiazda AB Aurigae, należąca do typu 0 9 ,5 V i otoczona mgławicą (foto­

grafia jej w „Sky and Telescope14 Jan. 1955 p.92), biegnie z prędkością

128 km /sek w kierunku od asocjacji w Orionie. Niem al w dokładnie prze­

ciwnym kierunku i z tą samą w przybliżeniu prędkością porusza się

ft

Columbae, gwiazda typu BOV. Blaauw i Morgan (1954) [6] sugerują, że

obie gwiazdy pow stały jednocześnie 2, (>10G

lat tem u w m gławicy w Orio­

nie w wyniku jakiegoś nieznanego procesu, który musiał być zupełnie

różny od opisywanych wyżej

Pom im o że teoria Oorta i Spitzera nie tłum aczy w szystkich obserwo­

w anych faktów z tej dziedziny, otwiera ona zupełnie nowe możliwości

interpretacji ruchów gazu międzygwiazdowego i wskazuje, w jakim kie­

runku należy szukać rozwiązania jednego z podstawow ych zagadnień

kosm ogonii gwiazdowej, mianowicie wyjaśnienia odśrodkowo skierowa­

nych prędkości gwiazd należących do a so c ja c ji2.

L IT E R A T U R A f l] A d a m s , W . S., 1949, A p J 109, 354.

[2] A lle r , L . H ., 1951, A p J 113, 120.

[3] A M Ó a p u y M H H B. A. F o p f l e n a f l a o III. F., 1938, A b ast Buli. 2, 37. 14] B e a l s , C. S.. 1936, M. N. 9B, 661.

[5] B l a a u w , A., 1952, B. A. N. 11, p . 459 (No. 436). [6] B l a a u w , A., M o r g a n , W ., 1954, A p J 119. 625.

[7] B o k , B. ,T., 1953, Cambridge Sym p o siu m on Gas D ynam ics of Cosmic Clouds, p. 221 oraz V istas in A stronom y.

[8] C a m p b e l l ,

W.

W ., M o o re , J . H ., 1918, L ick O bserv. P u b l. 13, p. 96. [9] <'o u r t e s , G., L es particuUs solides dans les astres, Liege 1954, p. 272.

1 Rów nież gw iazda 53 A rietis ty p u B2V o d d alają ca się od aso cjacji w O rionie z pręd k o ścią 70 km /sek p o w sta ła p rzypuszczalnie 5 m ilionów la t te m u w tej asocjacji (p atrz A J 61, 45; 1956).

2 W dy sk u sji n a d referatem prof. W . I w a n o w s k a zw róciła uw agę n a to , że duże prędkości rad ia ln e n ie k tó ry c h obłoków m ogą być spow odow ane ich przynależnością do I I populacji. D uże prędkości b y ły b y w ted y spow odow ane nie tylk o in n ą prędkością obiektów II pop u lacji w ru ch u o rb ita ln y m w okół środka G alak ty k i, lecz również innym niż w ram ionach spiralnych m echanizm em przyspieszania obłoków w ją d rz e G ala k ty k i. G d yby okazało się, że ham ow anie obłoków je s t dostateczn ie pow olne, m ożna b y p r z y ­ puścić, że obłoki o bardzo d użych prędkościach, obserw ow ane w ją d rz e G alak ty k i, p rz e ­ d o sta ją się w okolice Słońca i tu obserw ow ane są ja k o obłoki szybkie. E fe k t przew agi u jem n y ch prędkości rad ia ln y ch byłby spow odow any przypuszczalnie selekcją o b se r­ w acy jn ą: więcej obłoków było obserw ow anych n a półkuli północnej, gdzie w sk u tek różnicow ej ro ta c ji G ala k ty k i p rzew ażają ujem ne prędkości rad ialn e.

Rozmieszczenie i ruchy gazu międzygwiazdowego

119

£10] F r i e m a n , E . A., 1954, A pJ 120, 18. [11] H o e r n e r , S., 1951, Zs. f. A p. 30, 17. [12] v a n d e H u l s t , H . C., M u ll e r , C. A., O o r t , J . H ., 1954 B . A. N . 12, p . 117 (No. 452). [13] K e r r , P . J ., H i n d m a n , J . V., R o b i n s o n , B. J ., 1954 A u stral. J . P liys. 7, N o. 2, p. 297. [14] K o j i M o r o p o B A. H„ 1941. A. H. 32. 19.

[15] K w e e , K. K ., M u lle r , C. A., W e s t e r h o u t , G., 1954, B. A. N . 12. p . 211 (No. 458). |16] L i g h t h i l l , M. J ., 1953, por. [7], p . 121. [17] M o r g a n , W . W ., S h a r p l e s s , S., O s t e r b r o c k , D ., 1952, A J 57, 3 oraz „Sky a n d Telescope" A pril 1952. [18] M u n c h , G., 1953, P .A .S .P . 65, 179. [19] O o r t , J . H ., S p i t z e r , L. J r ., 1955, A p J 121, 6. [20] n u ke ji hh e p C. B., 1953 Hhb. KpHM. 06c. 10, .74. [21] S a v e d o f f , M. P ., 1953, por. [7], p . 218. [22] S c h l i i t t e r , A., S c h m i d t , H ., S t u m p f f , P ., 1953 Zs. f. Aj). 33, 194. [23] S p i t z e r , L . J r ., 1948, A p J 108. 276. [24] S t r ó m g r e n , B., 1939, A p J 89, 526. [25] S t r ó m g r e n , B., 1948, A p J 108, 242. [26] III a ń h. r . A. n h k e jib h e p C. B. 1953, II;sb. KpHM. 0 6 c . 10, 97. [27] W i l l i a m s , D . R. W ., D a v i e s , R. D ., 1954, N a tu re 173, p . 1182. P o stę p y A stro n o m ii t. IV z. 3

Wzrost i dezyntegracja ziaren materii międzygwiazdowej

TADEUSZ JA RZĘBO W SK I - Wrocław

(R eferat wygłoszony na K onferencji A stronom icznej n a Kalatów kach, czerwiec 1955 r .)

Pierwsze w yjaśnienie możliwości powstawania, ziaren m aterii m iędzy­

gwiazdowej podał L i n d b l a d w roku 1934 [1]. Zasadniczym założeniem

L indblada było przypuszczenie, iż ziarna form ują się z gazu m iędzy-

gwiazdowego w drodze stopniowej jego kondensacji. N a powierzchniach

form ujących się ziaren „n am arzają“ uderzające w nie cząstki gazowe,

w skutek czego następuje wzrost ty ch ziaren. Lindblad uogólnił ten proces

również i do pow staw ania większych tworów, jak cząstek m eteorytow ych,

a naw et planet. Z przybliżonych oszacowań Lindblada wynikało, iż ziarna

0 masie rzędu 10~15 gram a (10 5 cm) mogłyby, w następstw ie tego p ro ­

cesu, uformować się w czasie 109 la t. Obliczenia te były jeszcze stosun­

kowo niedokładne — dziś przyjm ujem y tu okres około 2 rzędy krótszy.

Niemniej zasadnicza myśl teorii L indblada o pow staw aniu ziaren w dro­

dze stopniowej kondensacji cząstek gazowych pozostała ak tu aln a do

chwili obecnej.

Zagadnienie możliwości pow staw ania ziaren pyłu 1 m aterii między­

gwiazdowej

a v

drodze kondensacji cząstek gazowych było następnie

szczegółowiej opracowywane przez te r H a a r a (1943) [2], oraz K r a m e r s a

1 te r H a a r a w roku 1944 [3]. N astępnie O o r t i van de H u l s t [4], poddając

zagadnienie szczegółowej analizie, rozpatryw ali możliwość istnienia czyn­

nika ham ującego w zrost ziaren, czego następstw em byłaby równowaga

między składową pyłową a składową gazową m aterii międzygwjazdowej.

W roku 1949 van de H u lst opublikował dość obszerną pracę [5], w której

podał szczegółowe opracowanie zagadnienia pow staw ania ziaren m aterii

międzygwiazdowej. Podstaw owe założenie było to samo co i u L indblada,

że stopniowy w zrost ziaren następuje w drodze zderzeń między cząstkam i

1 N ależałoby tu dodać m ałą uwagę co do'term inologii. Otóż, jeżeli będziem y się trzym ali podstawowego założenia, że ziarna materii międzygwiazdowej powstają w dro­ dze kondensacji cząstek gazowych, to właściwszą nazwą b yłoby tu słowo „dym “, a nie „pył“, ponieważ dym formuje się w procesie łączenia się mniejszych cząstek w większe, p y ł zaś — raczej odwrotnie. Propozycja ta pochodzi od van de Hułsta. W użyciu jednakże są zasadniczo obydwa określenia.

Wzrost i dezyntegracja ziaren materii między gwiazdowej

121

gazu i pyłu, które to cząstki gazowe „nam arzają“ na tworzących się ziar­

nach. Ta praca van de H ulsta jest w zasadzie najświeższą i najdokładniejszą

z rozpraw na ten tem at.

Zagadnienie istnienia ziaren materii międzygwiazdowej ożywiło się

bardzo z chwilą odkrycia w roku 1948 polaryzacji światła gwiazd. Z tą

chwilą stało się bowiem aktualne badanie nie tylko

rozmiarÓAv

czy też

składu chemicznego ziaren, lecz również ich kształtu. Z kolei ukazało się

kilka prac wyjaśniających możliwość powstawania cząstek o wydłużonym

czy też niesferycznym kształcie. Teorię formowania się wydłużonych

cząstek lodu podał K a im w roku 1952 [6]. Najnowszym zagadnieniem

jest możliwość formowania się w przestrzeniach międzygwiazdowych

płatków grafitu, których obecność, w połączeniu z istnieniem pola magne­

tycznego, dobrze wyjaśniałaby obserwowaną polaryzację światła gwiazd.

Teorię tę opracowali C a y re l i S c h a t z m a n w roku 1954 [7].

Poniżej podany jest przegląd prac dotyczących mechanizmu formo­

wania się ziaren materii międzygwiazdowej wraz z krytycznymi uwagami,

dotyczącymi tego tem atu.

Powstawanie molekuł

Proces formowania się ziaren w materii międzygwiazdowej można za­

sadniczo rozdzielić na dwa osobne procesy. Ażeby bowiem mogło dojść do

kondensacji gazu, muszą przedtem istnieć jądra kondensacji, do których

będą następnie „przymarzały“ uderzające w nie atomy. Takimi jądram i

kondensacji mogą być molekuły dwuatomowe, jak np. ON, CH, CH+

i szereg innych. Pierwszym procesem w formowaniu się ziaren musi więc

być powstawanie jąder kondensacji, powstawanie molekuł z atomów.

Nieco odrębne już zagadnienie stanowi dalszy etap formowania się ziaren,

a mianowicie stopniowy wzrost tych jąder kondensacji na skutek zderzeń

z atomami, które zostają już na powierzchniach formujących się ziaren.

Możliwy jest również i trzeci proces wzrostu cząstek, polegający na łączeniu

się powstałych ziaren w większe ziarna, czyli proces koagulacji, przypomi­

nający powstawanie kropel deszczu. Ten ostatni proces ma już o wiele

mniejsze znaczenie, aczkolwiek, na małą skalę, też niewątpliwie zachodzi.

Rozpatrzmy najpierw możliwość powstawania jąder kondensacji, czyli

molekuł dwuatomowych. Zagadnienie to zostało najobszerniej opraco­

wane przez Kramersa i ter H aara [3].

W materii międzygwiazdowej mamy przeważającą ilość wodoru.

Z kolei, jeśli nie brać w rachubę nieaktywnego chemicznie helu, znaczny

procent stanowią: tlen, azot i węgiel. Przy rozważaniu więc możliwości

powstawania molekuł dwuatomowych należy głównie wziąć pod uwagę

te pierwiastki, a w szczególności: wodór, -węgiel i azot i ich połączenia:

122

T. Jarzębowski

CH, CN, K II. Zresztą dane obserwacyjne potwierdzają obecność m ole­

kuł CN i CH oraz CH+. Teoretyczne wyjaśnienie procesu formowania

się cząstek dwuatom owych w warunkach m aterii międzygw iazdowej na­

trafia jednakże na dość znaczne trudności. Zwykłe bowiem zderzenie

się dwóch atomów, np. C i H , nie prowadzi w wyniku do pow stania

m olekuły. Może to zajść przy jednoczesnym zderzeniu się trzech atomów,

z czym właśnie m am y do czynienia w chemii, ale przy tak znikomej

gęstości gazu międzygwiazdowego prawdopodobieństwo takich zderzeń

jest bardzo małe. A by więc wyjaśnić możliwość łączenia się dwóch atomów

w molekułę w warunkach materii m iędzygwiazdowej, na skutek wzajem­

nego zderzenia, należy rozpatrzyć proces bardziej złożony, polegający

na łączeniu się dwóch atom ów przy jednoczesnym wyprom ieniowywaniu

energii („radiation capture11). Jeżeli mianowicie dwa atom y, np. C i H,

które ewentualnie mogą utworzyć molekułę, zbliżają się do siebie, to

układ ten będzie w trakcie zderzania posiadał m oment dipolowy, zm ienny

w czasie i w następstw ie dojdzie do wyprom ieniowania. W takich oko­

licznościach może nastąpić złączenie się tych dwóch

atomÓAv

w czą­

steczkę CH. Taki proces powstawania molekuł dw uatom ow ych, polega­

jący na złączeniu się dwóch atom ów przy jednoczesnym wyprom ienio­

wywaniu energii, w warunkach materii m iędzygwiazdowej zachodzi

niewątpliwie.

Kramers i ter Haar podają szczegółowe opracowanie zagadnienia

m ożliwości powstawania molekuł CH w następstw ie wspomnianego pro­

cesu. Ponieważ jednakże przeważająca większość atom ów węgla znajduje

się w stanie zjonizowanym, więc rozpatruje się tu przede w szystkim

m ożliwość reakcji

C + + H -> C II+ + ^

Cząsteczki CH mogą pow staw ać następnie z cząsteczek CH+ przez schw y­

tanie elektronu

CH+ + el -> CH -f hv.

Prawdopodobieństwo schw ytania elektronu przez cząsteczkę CH+ i pow sta­

nia m olekuły CH jest stosunkowo duże, najistotniejsze więc będzie tu

oszacowanie prawdopodobieństwa pow staw ania molekuł CH+.

Jak wynika z bliższycli rozważań, ilość cząsteczek CH+, pow stających

w następstw ie tego procesu w jednostce czasu w jednym centym etrze

sześciennym wynosi

JVT=io

~v -q c+ - Qh ,

gdzie

QC +

i

Qh

oznaczają odpowiednio ilość jonów C+ i atom ów H za­

w artych w cm3. Podstawiając tutaj dane obserwacji: oc+ = 3 • 10-3 cm-3,

gw= 3 c n r ~ 3, otrzym am y

W zrost i dezyntegracja ziaren m a terii m iędzy gw iazdow ej

123

Liczba ta określa więc ilość cząsteczek CH+, pow stających w jednostce

czasu w jednym centym etrze sześciennym.

N astępnie należy wziąć pod uwagę, że w ystąpi tu również proces

ograniczający pow staw anie molekuł, a mianowicie proces dysocjacji pod

wpływem prom ieniow ania gwiazd (fotodysocjacja). Ilość molekuł CH,

rozpadających się pod wpływem fotodysocjacji w jednostce czasu i jedno­

stce objętości wyrazi się zależnością

_

N ' = g . A e " - ecH,

ij

oznacza tu czynnik dylucji promieniowania i m ożna przyjąć g = 10 J4,

h — energia, potrzebna do dysocjacji molekuły OH — ok. 10 eV. N a w ar­

tość tem p eratu ry przyjm ujem y 10 000°, A zaś — stała. W wyniku o trzy ­

m ujem y tu ta j n a rozpad molekuł pod wpływem fotodysocjacji

N ' =

l o - 11^ .

Fotodysocjacji molekuł CH+ można nie brać pod uwagę, gdyż energia

potrzebna do rozbicia ty ch molekuł jest większa, ponadto przeważa tu

wspom niany proces chw ytania elektronu przez cząsteczkę CH+ i pow sta­

wanie molekuł OH.

.Jak w ynika z dalszych rozważań, po upływie stosunkowo niedłu­

giego czasu (rzędu 1011 sek), między procesem pow staw ania molekuł CH+

i następnie CH a procesem rozpadu tych molekuł przez fo to d y so cjacji

w ytw orzy się równowaga i ilość molekuł pow stających i zanikających

będzie jednakowa. Porów nując więc liczby N i N' , otrzym am y:

10-11 •

qch

= 9 • 10~20, skąd -

och = 9 • 10 9

10 8 cni"3.

Liczba ta określa nam ilość molekuł CH, zaw artych w cm3, jakie

mogłyby się, uformować w następstw ie procesu złączenia atom ów C i H,

przy jednoczesnym wypromieniowywaniu energii.

W ynik ten jest około o 2 rzędy za niski w stosunku do danych obser­

wacji. Z obserwacji bowiem otrzym ujem y:

qch

= 2-10 0 cm 3. K ram ers

i ter H aar uw ażają jednakże te n w ynik za zadow alający, wobec stosun­

kowo małej dokładności danych astrofizycznych, jakie w ystępują w tych

rozważaniach.

Podobne rozw ażania przeprowadzone przez autorów nad możliwością

pow staw ania molekuł CN dają wyniki znacznie lepsze. Jeśli uwzględnić

mianowicie fak t, iż atom y azotu są raczej nie zjonizowane, dość praw do­

podobny w ydaje się proces

124

T. Jarzębowski

Przyjmując tutaj, iż fotodysocjacja w tym wypadku będzie względnie mała oraz że molekuły C N + , podobnie jak i molekuły C H + , mogą przejść w stan neutralny C N , na koncentrację molekuł C N otrzymujemy tu wartość £CN = 5 ■ H M c m '1, co pozostaje w dość dobrej zgodności z danymi obserwacji.

Szczegółowe badania laboratoryjne, w celu uzyskania bliższych (la­ nych potrzebnych do wyjaśnienia procesów powstawania molekuł z gazu międzygwiazdowego, są obecnie prowadzone m. i. przez H e r z b e r g a w Kanadzie. Herzberg zgadza się z ogólnymi założeniami Kramersa i ter Haara co do procesu powstawania molekuł i wskazuje na możliwość zachodzenia również szeregu innych reakcji chemicznych, prowadzących do powstawania molekuł [8]. Zwraca przy tym uwagę na szczegół, iż niektóre molekuły dwuatomowe, jak np. H 2, N II, N ,, nie mogą powsta­ wać w drodze złączenia przy wypromieniowywaniu energii. Powstawanie ich, zdaniem Herzberga, byłoby możliwe przy reakcjach:

OH-fil >C f H 2

N H - f H - > N + H s N H + N - +

C N + N ^ C + I M *

II,' -i N ^ N I l - t U '

Hj ( X > N11’ i II.

Większość tych reakcji może zachodzić w rejonach H I , z wyjątkiem tych, które wymagają obecności jonów, znajdujących się tylko w obszarach H U . W szczególności więc, zdaniem Herzberga, molekuły N H + , N + , N O + mogłyby powstawać jedynie w obszarach H I I .

Inny sąd w tej sprawie wyrażają S p i t z er i B a t e s [!)], którzy ba­ dając ilościowo zagadnienie powstawania molekuł w przestrzeniach mię- dzygwiazdowych dochodzą do wniosku, iż powstawanie molekuł w dro­ dze bezpośredniego złączenia atomów, jak o tym dotychczas była m owa, jest raczej mało prawdopodobne. Wyjaśnienie bowiem obserwowanej absorpcji C H wymagałoby np. znacznie większej koncentracji tych m o­ lekuł, niż to wynika z teorii. Bates i Spitzer wysuwają przypuszczenie, iż molekuły mogą powstawać na powierzchniach ziaren. Podobną myśl wyraża również Zi ri n [10], zwracając uwagę, iż ilość molekuł, powstałych w drodze bezpośredniego złączenia się atomów, wyjaśniłaby stosunkowo mały procent obserwowanej absorpcji. W y s u w a on przypuszczenie, iż molekuły formują się na powierzchniach ziaren i są następnie wybijane przez uderzające w nie atomy. Z przybliżonych oszacowań Zirina wynika, iż np. 1000 atomów wodoru, uderzających w ziarno, może wybić z jego powierzchni jedną molekułę. Ilość molekuł, powstających w tej drodze,