Postępy Astronomii nr 3/1968

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 XVI — ZESZYT 3

1968

P O L S K I E T O W A R Z Y S T W O A S T R O N O M I C Z N E

POSTĘPY

ASTRONOMII

K W A R T A L N I K

TOM XVI — ZESZYT 3

1968

KOLEGIUM REDAKCYJNE Redaktor naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa

Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Ludosiaw Cichowicz, Warszawa Adres Redakcji: Warszawa, PKiN, pok. 2313

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

Printed in Poland

Państwowe Wydawnictwo Naukowe Oddział w Łodzi 1968

Wydanie I. Nakład 454+126 eg z. Ark. wyd. 6,50. Ark. druk 6,00. Papier offset, kl. III, 80 g. 7 0 x 100. Oddano do druku 7. V. 1968 r. Druk ukoń­

czono w sierpniu 1968 r. Zam. 242. P-8. Cena zł 10,— Zakład Graficzny PWN

TEORETYCZNE MODELE SUPERNOWYCH

B O H D A N P A C Z Y Ń S K I

TEOPETM4ECKME MO/IEJIM

CynEP-HOBblX

B. riaMHHbCKM

Coflepacanwe

B

CTaTbe npeflCTaBJieHbi HOBeftume AocraaceroiH no AaHHOMy Bonpocy.

THEORETICAL MODELS OF SUPERNOVAE S u m m a r y

The recent achievements in supernovae models are described.

1. WSTĘP

W ciągu ostatnich kilku lat nastąpił burzliwy rozwój teorii ewolucji gwiazd. Znamy już dość dokładnie ewolucję gwiazd od stadium grawitacyjnej kontrakcji na ciąg główny, poprzez stadium palenia wodoru a następnie helu w jądrze gwiazdy, aż do początku palenia helu w cienkiej warstwie otaczającej węglowe lub tlenowe jądro. Coraz lepiej zdajemy sobie sprawę z tego, jak mogą wyglą­ dać dalsze stadia ewolucyjne. Stadia te badane są na razie dość fragmentarycz­ nie, najczęściej w oderwaniu od poprzedniej historii gwiazdy, tym niemniej składają się ju ż teraz na dość jasny obraz tego, w jaki sposób gwiazdy kończą swój żywot. Można ogólnie powiedzieć, że z biegiem czasu w jądrze gwiazdy p alą się coraz cięższe pierwiastki, temperatura i gęstość jądra wzrasta i ewo­ lucja przebiega coraz szybciej. Jednocześnie otoczka gwiazdy, czyli 50 do 80% jej masy, ma skład chemiczny praktycznie nie zmieniony przez reakcje

224 B. Paczyński

jądrowe. Geometryczne rozmiary otoczki z biegiem cza su rosną i gwiazda s ta ­ je się czerwonym nadolbrzymem. Zapewne w pewnym momencie gw iazda ulega katastrofie na skutek dynamicznej n iestab iln o ści sw ego jąd ra lub otoczki. W pierwszym przypadku mamy do czynienia z wybuchem gwiazdy supernowej, w drugim — pow staje m gławica planetarna.

Tematem tego artykułu s ą ostatnie o sią g n ię c ia teorii wybuchów gwiazd supernowych. T eo ria ta w y szła w reszcie z epoki szu kania po omacku możli­ wych przyczyn wybuchów i je s t na etapie szczegółow ej analizy procesów fi­ zycznych związanych z tym zjaw iskiem . Wszystko w skazu je na to, źe wiemy ju ż czym s ą supernowe.

W ostatnich latach ukazało s ię kilka artykułów przeglądowych pośw ięco­ nych obserwacyjnym i teoretycznym problemom i osiągnięciom w dziedzinie supernowych ( M i n k o w s k i 1964, S c h a t z m a n 1965, Z w i c k y 1965)* Tu ograniczymy s ię tylko do wymienienia kilku najbardziej podstawowych danych obserw acyjnych i do krótkiego opisu rozwoju teorii. W iększość m ie jsca będzie pośw ięcona pracom, które ukazały s ię po wydrukowaniu wymienionych wyżej artykułów.

Wybuchy supernowych obserw uje s ię w galaktykach przeciętnie raz na ok. 400 lat. Wyróżnia s ię dwa za sa d n icze rodzaje wybuchów, które s ą nazywane odpowiednio typem I i typem II. Supernowe typu I (SN D s ą odkrywane w galak­ tykach w szystkich rodzajów, p o d czas gdy typ II (SN II) spotykamy w yłącznie w galaktykach spiralnych. P rzy p u szcza się zatem, że SN I i SN II n ale ż ą od­ powiednio do popu lacji II i I. W skazywałoby to, że je ż e li supernowe s ą gwia­ zdami, to SN II należałoby identyfikować z pewnymi stadiam i ewolucji gwiazd o dużych m asach, z a ś SN I powinny być obiektami mało masywnymi. Znajduje to pewne potw ierdzenie w ocenach ilo śc i materii wyrzuconej w c z a sie wybuchu. J e s t to zapewne k ilk a m as Słońca d la SN II i tylko niew ielki ułamek m asy Słońca dla SN I. W c z a sie maksimum absolutna ja sn o ść SN*I s ię g a —19 w ielko­ ś c i gwiazdowych, z a ś SN II je s t ok. -1 8 - Stanowi to pk. 1045 ergów na sekun­ dę. Całkow ita ilo ś ć energii wypromieniowana w c z a sie wybuchu wynosi 4 x 1049 ergów. Tym ogromnym jasn ościo m tow arzyszy wyrzut materii z równie im ponującą szy b k o ścią, rzędu 5000 km /sek . Można oszaęow ać energię kine­ tyczn ą wyrzuconej materii: s ię g a ona 10so ergów d la SN I i 1051 ergów dla SN II. Warto pam iętać, źe linie w obserwowanym widmie SN I nie zostały do­ tąd zidentyfikowane.

Aby zdać sobie sprawę z ogromu energii wyzwolonej w wybuchu superno­ wej, można j ą porównać z graw itacyjną energią p o ten cjaln ą Słońca — 4 x 10 ergów. J e s t to p rzeszło stokrotnie mniej niż obserwowalne formy energii towa­ rzy szą ce e k sp lo zji supernowej. T ak w ięc je s t rz e c z ą oczyw istą, że wybuch taki musi być k a tastro fą d la gwiazdy i że obok wyrzutu pewnej ilo śc i m asy musi n astąpić zasa d n icza zmiana struktury całej gwiazdy.

T e o r e t y c z n e modele su pernowych

225

bardzo małych rozmiarów może spowodować w y dzielenie s ię ogromnej ilo ś c i p o te n c ja ln e j energii graw itacyjnej. Z w i c k y p rz y p u s z c z a ł, że p o w sta je w ten s p o s ó b gw iazda neutronowa i w y d ziela s i ę 1 0 51—1053 ergów, w y s ta rc z a jąc o du­ żo, aby z energ ety czn eg o punktu w idzenia zapew nić wybuch w s k a li su perno­ w e j. N ie s te ty , nie zaproponował- on żadnego mechanizmu fizycznego, który mógłby spowodować tak dram atyczne zap a d n ię cie s ię gwiazdy. Me s t e l (1952) zw rócił uw agę, że je ż e l i gaz elektronowy j e s t s il n i e zdegenerowany, to c i ś ­ nienie nie z a le ż y od temperatury. J e ż e l i gwiazda j e s t zbudowana ze zdegene- rowanego gazu i ro z p o c z n ą s i ę w nim j a k i e ś re a k c je jądrow e, to w y d zielające s ię ciepło spowoduje w zrost temperatury, a le nie c iś n ie n ia . Ze względu na to nie n a s tą p i e k s p a n s j a i zw ię k sz o n a tem peratura spow oduje p rz y s p ie s z e n ie tempa re ak cji jądrowych, d alszy w zro st temperatury itd. T ak w ięc w krótkim c z a s i e n a s tą p i w y dzielenie znacznych ilo ś c i energii. Me s t e l sugerow ał, że może to doprowadzić do wybuchu supernow ej. J e d n a k model proponowany p r z e z niego był n a ty le n ie re a lis ty c z n y , że nie przyw iązuje s ię d z iś do niego w ię k sz e j w a g i.'W a rto jednak zwrócić u w agę, że zjaw isk o odkryte p rz e z Me- s t e l a isto tn ie w y stęp u je (o ile wiemy) na pewnych eta n a c h ewolucji gwiazd i znane j e s t pod na z w ą błysku helowego. Nie n a s tę p u je tu wybuch, gdyż mimo ż e r e a k c je jądrowe p r z e b i e g a j ą w c z a s i e błysku helowego bardzo szy b k o , to jed n ak dynam iczna s k a l a c z a s o w a j e s t z n a c z n ie k r ó ts z a i gwiazda, a w ł a ś c i ­ wie je j jądro, z a w s z e j e s t w s ta n ie bliskim równowagi hyd ro staty czn ej.

Z n aczn ie bardziej re a lis ty c z n e modele wybuchów supernowych były pro ­ ponowane p rz e z B u r b i d g e ’ o w, F o w l e r a i H o y l e ’ a (1957) i n a stęp n ie u doskonalone p rz e z F o w l e r a i H o y l e ’ a (1960). Identyfikowali oni SN II z gwiazdami o m asach rzędu trz y d z ie s tu m as Słońca, których ją d ra na skutek coraz d a ls z y c h re a k c ji termojądrowych zbudowane były z ż e la z a . Stopniowo k u rc z ą c s i ę ją d ra te osiąg ały temperaturę kilku miliardów sto pni. W tak wyso­ kich tem peraturach n a stę p u je rozpad ż e l a z a na tr z y n a ś c ie c z ą s te k alfa i cztery neutrony. P r o c e s ten p o c h ła n ia ty le energii, że d a l s z e k u rczen ie s i ę jąd ra miało p rz e b ie g a ć bardzo gw ałtownie. To z kolei miało spowodować zapadanie s ię bardziej zew nętrznych c z ę ś c i gwiazdy bogatych w paliw o termojądrowe. Na sk u tek z a p a d a n ia s ię warstwy te gwałtownie ogrzewały s ię , co miało do­ prowadzić do potężn ej e k s p lo z ji nuklearnej obserwowanej p rzez n a s jako SN II. Zdaniem wymienionej grupy astronomów SN I miały być gwiazdami o m asie n ie z n a c z n ie w ięk szej od masy Słońca, zbudowanymi ze zdegenerowanej ma­ terii. P o n ie w a ż miały to być obiekty n a bardzo zaaw ansow anych eta p a c h ewo­ lu c ji, przeto ich ją d ra były zbudowane z d o ś ć c ię ż k ic h pierw iastk ó w , tak ich ja k w ęgiel, tlen lu b krzem. P ow oli kurczące s ię i ogrzew ające s ię ją d ra miały w pewnym momencie o s ią g n ą ć tem peraturę, w której n a stę p u je za p a le n ie s ię odpowiedniego p ie rw ia stk a . W z a s a d z ie miałoby to być zjaw isk o d o ść podobne do znanego nam błysku helowego, le c z znacznie gw ałto w n iejsze, gdyż wymie­ nione p ierw ia stk i s p a l a j ą s i ę zn aczn ie s z y b c ie j od helu. Z am iast błysku miał

226

B. P a c z y ń s k i

n a stą p ić wybuch. Jak widzimy, zarówno w przypadku SN I jak i SN II przyczy­ n ą wybuchu miały b y ć r e a k c j e termojądrowe.

Wymienione dotąd propozycje miały w dużej mierze ch arak ter jakościow y, a ze względu na niem ożliwość bezpośredniego p rz e te s to w a n ia obserw acyjnego były bardzo trudne do spraw dzenia. W o sta tn ic h la ta c h , dzięki masowemu z a ­ stosow aniu szybkolicząpych maszyn cyfrowych, s ta ło s ię możliwe konstruow a­ nie za ich pom ocy mode"li gwiazd w ogóle, a w s z c z e g ó ln o ś c i t a k ż e modeli poten cjaln y ch supernowych. Po n iew aż model skonstruow any za pomocą maszy­ ny opiera s ię na bardzo podstawowych równaniach fizyki, przeto zbudowanie go można uw ażać za swego rodzaju eksperyment. Mówi on nam, co wynika z p r z y ję c ia pewnych określonych z a le ż n o ś c i pomiędzy różnymi w ielkościam i fizycznymi. P o n ie w a ż obecnie n a s z a w ie d z a fiz y c z n a j e s t d o ść dobra, przeto eksperymenty prowadzone na maszynach cyfrowych s ą d o ś ć dobrą nam iastk ą niemożliwych (przynajmniej na razie) do p rzep ro w ad zen ia eksperymentów w skali kosm icznej. Okazuje s ię , że z a s a d n ic z e z n a c z e n ie d la gwiazdy na późnych etapach ewolucji ma jej s ta b iln o ś ć , a ra c z e j n ie s ta b iln o ś ć dynamicz­ na. Będzie o tym mowa w następnym r o z d z ia le tego artykułu. T r z e c i rozdział będzie pośw ięcony modelowi wybuchu supernowej otrzymanemu p rz e z C o l g a ­ t e ’ a i W h i t e ’ a (1966), z a ś czwarty — pewnym problemom związanym z po­ chodzeniem SN I. Jak s i ę okazuje, p o s z c z e g ó ln e fragmenty dawnych hipotez p a s u j ą do obecnych modeli, le c z żadna z owych hipotez nie może być utrzyma­ na w c a ło ś c i.

2. P Ó Ź N E STADIA EWOLUCJI I STABILNOŚĆ DYNAMICZNA GWIAZD J e ż e l i gwiazda znajduje się w sta n ie równowagi h ydrostatycznej i term icz­ nej i dokonamy niew ielkiej pertu rb acji, to m ogą n a s tą p ić różne je j re a k c je . W w ię k s z o ś c i przypadków dynam iczna s k a la c z a s o w a j e s t dla gwiazd zn acznie k ró ts z a od s k a li term icznej. O znacza to , że j e ż e l i gwiazda będzie powracać do stanu równowagi, to najpierw o d z y sk a równowagę h y d ro s ta ty c z n ą a dopiero z nacznie później term iczną. Może s i ę jed n ak zdarzyć, że g w iazda nie zech ce powrócić do równowagi term icznej czy hy d ro staty czn ej — mówimy wówczas, że j ę s t n ie s ta b iln a term icznie lub dynam icznie. Może s i ę w re sz c ie o k a z a ć , że gwiazda z a c z n ie s ię k o ły s a ć wokół s ta n u równowagi z coraz w i ę k s z ą ampli­ tudą. Mówimy, że j e s t wib racyjnie (pulsacyjnie) n ie s ta b iln a . T ę o s ta tn ią n ie ” s ta b iln o ś ć nazywano niekiedy „ n a d s t a b i l n o ś c i ą ” . W tym m iejscu interesow ać n as będzie p rz e d e wszystkim n i e s ta b iln o ś ć dynam iczna. P o n ie w a ż odpowied­ n ia s k a la c z a s o w a j e s t z n a c z n ie k r ó ts z a od cie p ln e j, przeto będziemy przyj­ mować, źe perturbujemy gwiazdę a d ia b a ty c zn ie , to znaczy, że ciśn ie n ie w c z a ­ s i e dokonywania perturbacji zm ienia s ię proporcjonalnie do g ę s to ś c i w p o t ę ­ d z e y, czyli że mamy:

Teoretyczne modele supernowych 227

Przyjmijmy, że początkowo gwiazda znajdowała się w równowadze hydro­ statycznej. Mamy wtedy:

gdzie G jest stałą^ grawitacji, 27Zr m asą wewnątrz kuli o promieniu r; założyli­ śmy, że mamy obiekt o symetrii sferycznej. Dokonajmy obecnie perturbacji możliwie najprostszej, zmieńmy odległość każdego elementu masy od środka o czynnik A. Wtedy zamiast r będziemy mieć Ar, zamiast p otrzymamy pA 5, wreszcie zamiast P w odpowiednim elemencie masy ciśnienie wyniesie PA~*Y. Zatem gradient ciśnienia zmieni się na , zaś siła grawitacyjnego

GTfl

przyciągania będzie r ó w n a ---- j—" P . Jak widać dwie siły zmieniły się w różnym stopniu. Z porównania ich powinno wyniknąć, czy gwiazda będzie mieć tendencję do powrotu do stanu równowagi, czy też wprost przeciwnie — będzie się od równowagi coraz bardziej oddalać. D la ustalenia uwagi przy­ puśćmy, że A < 1, to znaczy, że nieco ścisnęliśm y gwiazdę. Mamy wtedy:

Gm

d p j p

dr dr

Widzimy, że nowa siła przyciągania grawitacyjnego będzie co do wartości bezwzględnej mniejsza od nowego gradientu ciśnienia o ile A*^~* będzie mniejsze od jedności, czyli je że li będzie y > 4/3. 0 ile siła przyciągania bę­ dzie mniejsza od gradientu ciśnienia, to gwiazda będzie m iała tendencję do rozszerzania się, a więc do powrotu do stanu równowagi. Analogiczne rozumo­ wanie można przeprowadzić dla A większego od l. A zatem warunkiem koniecz­ nym dla stabilności dynamicznej gwiazdy jest y > 4/3. Je że li y < 4/3, to gwiazda jest dynamicznie niestabilna.

Wartość liczbow a wykładnika y zależy od termodynamicznych własności materii. Doskonały gaz jednocząsteczkowy i nierelatywistyczny ma y = 5/3, relatywistyczny, podobnie jak i promieniowanie, ma y = 4/3. Wykładnik ten może przyjąć wartość m niejszą od 4 /3 je że li istn ie ją wewnętrzne stopnie swo­ body w poszczególnych cząstkach gazu. Podobny efekt występuje jeżeli kosz­ tem znacznej ilości energii tworzą się nowe cząstki. Najbardziej znanym przy­ padkiem tego ostatniego zjawiska jest jo n izacja, której towarzyszy pojawianie się nowych cząstek gazu — elektronów i na którą trzeba zużyć znaczną energię.

228

B. Paczyński

Wartość w ykładnika y m ożna w y liczy ć jako funkcję gęstości i temperatury ma­ terii. Na rys. 1 zakreskowane s ą te obszary p łaszczy zny gęstość — temperatu­ ra, w których y < 4 /3 . D la temperatur n iższy c h od 10“ °K jo n iz a c ja helu i wo­ doru oraz d y so c ja c ja molekuły H2 powoduje znaczne zm niejszenie się naszego w ykładnika. Przy temperaturach rzędu 109—1010 °K y m aleje ze w zględu na rozpad jąder c ię ższy c h na lż e js z e oraz na skutek pow staw ania par elektron — pozytron. Pierw szy proces je s t pew ną a n a lo g ią do jo n iz a c ji atomów i zachodzi dlatego, że w bardzo wysokich temperaturach szybko ustala s ię równowaga termodynamiczna pom iędzy w szystkim i możliwym i jądram i atomowymi. Drugi proces — powstawanie par — zw iązany je st z tym, że kwanty prom ieniowania elektromagnetycznego m ają tak w ie lk ie energie, że przy zderzeniach m ogą tworzyć parę c ząstk a — anty cząstka. W omawianym zakresie temperatur energii starcza na tworzenie elektronów i pozytronów.

R ys. 1. Diagram gęstość — temperatura. Zostały zakreskowane obszary, w których wy­ kładnik adiabaty y < 4 /3 . Zaznaczone schematycznie jest aktualne położenie Słońca oraz zmiany centralnej temperatury i gęstości gwiazd z jądrami o masach 2 i 30 na

późnych stadiach ewolucji

CE NT BUM SŁOŃCA

POW/fCZCHN/A

StOŃCA

Teoretyczne modele supernowych 229

Je ż e li w wyniku ew olucji gw iazdy je.j zn aczna część będzie m iała gęstość i temperaturę odpow iadającą zakreskowanym obszarom rys. 1, to gw iazda stanie się dynam icznie nie sta b iln a . Nasze Słońce „ z a w a d z a ” o dolny obszar tylko swymi pow ierzchniowymi warstwami i nie grozi mu dynam iczna n ie sta b iln o ść. J e ż e li jednak weźmiemy pod uwagę gw iazdę na bardzo zaawansowanym etapie ew olucji, to z jednej strony je j otoczka bogata w wodór i hel je s t rozdęta do ogromnych rozmiarów i ze względu na n isk ie temperatury panujące we wnętrzu tak iej otoczki tra fia ona prawie w c a ło ś c i do obszaru jo n iz a c ji wodoru i helu. Z drugiej strony jądro gw iazdy na skutek ciągłego zw ięk sza nia ciężaru cząstek składowych pod wpływem reakcji jądrowych stopniowo coraz bardziej się kur­ czy zw ię k sza jąc gęstość i temperaturę. Może w ięc ono trafić do zakreskowa- nych obszarów w górnej c zęśc i rys. 1. W pierwszym przypadku można się spo­ dziew ać w ystąpienia dynam icznej n ie sta b iln o śc i otoczki, zaś w drugim — po­ dobnej n ie sta b iln o ści jądra. N ie sta b iln o ść otoczki prow adzi zapewne do je j w yrzucenia i pow stania m gław icy planetarnej ( L u c y 1967, P a c z y ń s k i i Z i ó ł k o w s k i 1967, 1968, R o x b u r g h 1967). Jak s ię wydaje może to wy­ s tąp ić tylko d la gw iazd o masach m niejszych od ok. 4 7 ^ . N ie sta b iln o ś ć jądra powoduje jego zapad nięcie się i w yzw olenie ogromnych ilo ś c i energii. P rzy ­ puszczam y obecnie, że to w łaśnie je s t bezpośrednią p rzy czy ną wybuchów gw iazd supernowych.

Na rys. 1 zaznaczona je s t schem atycznie ew olucja gęstości i temperatury centralnej jąder o masach 2 i 30 W.9 na podstaw ie o b lic z e ń numerycznych przeprowadzonych przez R a k a v y , S h a v i v i Z i n a m o n a (1967). N ależy oczyw iście pam iętać, że masa całej gw iazdy (jądro + otoczka) może być znacz­ nie w ię k sza od masy jądra. Można jednak p ok aza ć, że masywna ale rozrzedzo­ na otoczka nie ma praktycznie wpływu na ew olucję jądra. Z rys. 1 w ynika, że jądro o masie 30 7fle stanie się dy nam icznie n ie sta b iln e , p oniew aż trafi do obszaru intensywnego tw orzenia się par elektron — pozytron. Jąd ra o m niej­ szych masach u le g n ą dynam icznej n ie s ta b iln o ś c i pod wpływem rozpadu jąder że la z a na c z ąstk i a lfa i neutrony. D otychczasow e rachunki nie d a ją odpowie­ d z i na pytanie, co będzie bezpośrednią p rzyczyną n ie s ta b iln o ś c i jąder lż e j ­ szych od 2 17Z0, le c z o masach przekraczających masę krytyczną Chandrasek­ hara, to znaczy ok. 1.2—1.4 7 Pr z ypus z cz a ć n ależy, że s ą to tzw. odwrotne procesy beta, c z y li p ochłanianie elektronów przez ją d ra atomowe. Tow arzyszy temu zw iększanie się średniego c ię ża ru cząsteczkow ego i m ożna p o k azać, że w przypadku degeneracji gazu elektronowego prow adzi do y < 4/3.

Warto tu wspomnieć o je s z c z e jednym m ożliw ym m echanizm ie, pow odującym n ie sta b iln o ść dynam iczną. M ianow icie wyobraźmy sobie, że y je s t niew iele różne od 4/3. Gdyby s iła p rzy c iąg an ia graw itacyjnego m ia ła postać in n ą n iż G Wr

-- j— p, to mogłoby się okazać, że n ie s ta b iln o ś ć dynam iczna w ystąpi przy Y < 4 /3 + E . A le wiemy, że pow szechnie stosow ane wyrażenie na s iłę

grawita-230 B. Paczyński

cyjną jest tylko dobrym przybliżeniem znacznie bardziej skomplikowanych wyrażeń wynikających z ogólnej teorii względności. Otóż C h a n d r a s e k h a r (1964a, b, c) pokazał-, że z tego względu niestabilność dynamiczna może wy­ stąpić dla y nieco większego od 4/3- Ponieważ w obszarze dużych gęstości i temperatur y jest zawsze bliskie 4/3, przeto wymieniony efekt jest czymś istotnym. W szczególności okazuje sig, że z tego względu krytyczna masa białego karła ulega zmniejszeniu o ok. 2%. Bardzo możliwe, że dla gwiazd z jądrami nieznacznie przekraczającymi masę krytyczną efekty ogólnej teorii względności s ą bezpośrednią przyczyną dynamicznej niestabilności.

Jak' widać, rachunki modelowe ewolucji gwiazd a w szczególności ich jąder mówią nam, że na bardzo późnych etapach ewolucji jądra te s ta ją sig niestabilne, o ile ich masa przekracza pewną wartość krytyczną. Bezpośrednią tego konsekwencją będzie zapadanie się jądra w dynamicznej, a więc bardzo krótkiej, skali czasowej. W następnym rozdziale omówimy konsekwencje tego zapadania się.

3. MODEL WYBUCHU

Najbardziej wszechstronne i pełne rachunki modelowe opisujące los zapa­ dającego się jądra gwiazdy zostały przeprowadzone przez C o l g a t e ’ a i W h i t e ’ a (1966). W swej pracy podają oni ogromną ilość szczegółowych wykresów ilustrujących otrzymane przez nich wyniki oraz omawiają masę naj­ rozmaitszych zjawisk towarzyszących grawitacyjnemu zapadaniu się jądra gwiazdy. W tym miejscu ograniczymy się tylko do opisania najistotniejszych efektów.

Na odpowiednio późnym etapie ewolucji gęstość i temperatura w jądrze gwiazdy wzrasta na tyle, że y staje się mniejsze od 4/3 i pojawia się dyna­ m iczna niestabilność. Jądro zaczyna gwałtownie zapadać się, gdyż gradient ciśnienia nie jest w stanie zrównoważyć przyciągania grawitacyjnego. Nastę­ puje zamiana ogromnych ilości potencjalnej energii grawitacyjnej na energię kinetyczną zapadającej się materii. Okazuje się, że gdy na skutek zapadania się warstw zawierających jeszcze jakieś paliwo jądrowe temperatura osiąga wartości pozwalające na zapalenie się tego paliwa, to jest już za późno na to, aby nastąpiła eksplozja termojądrowa. Bowiem w tym czasie cała dostępna energia jądrowa jest tylko drobnym dodatkiem do ogromnej energii kinetycznej. Tak więc upada mechanizm wybuchu proponowany dla SN II przez F o w l e r a i H o y 1 e ’ a.

Gdyby w czasie zapadania się wykładnik y nie zaczął dostatecznie szybko rosnąć, to nie byłoby sposobu na powstrzymanie swobodnego spadku materii aż do wnętrza tzw. sfery Schwarzschilda. Gdyby tak się stało, to materia ta byłaby bezpowrotnie stracona dla świata zewnętrznego i nasze nadzieje na

T e o r e ty c z n e m odele supernow ych 231

uzyskanie wybuchu supernowej byłyby stracone. Można się jednak spodziewać,

że z chwilą gdy gęstość wzrośnie do wartości porównywalnej z gęstością

nukleonów, to materia stanie się znów bardziej „tw arda” , tzn. y znacznie

wzrośnie. Niestety, nie znamy dobrze równania stanu dla materii o takiej gę­

stości i je st to główną niepewnością w omawianym tutaj modelu. C o l g a t e

i Wh i t e przyjęli dość dowolne, lecz rozsądne zwiększenie się y po osiągnię­

ciu przez 'materię gęstości nuklearnej. W rezultacie, gdy w centrum zapadają­

cego się jądra gęstość przekroczyła 1015 g/cm3, materia w pobliżu centrum

została gwałtownie zahamowana. Bardziej zewnętrzne części jądra spadając

na część centralną spowodowały utworzenie się fali uderzeniowej. Przecho­

dząc przez powierzchnię tej fali spadająca dotąd materia zamienia energię

kinetyczną na energie cieplną. Ogrzewa się przy tym do temperatury rządu 6 x

1010 “TC.

Wewnątrz fali uderzeniowej stopniowo formuje się coraz większe

jądro neutronowe o gęstości rzędu 1015 g/cm3.

Tworzące się jądro neutronowe je s t nieprzezroczyste dla neutrin, gdyż

w tak gęstej materii średnia droga swobodna tych przenikliwych cząstek jest

rzędu metra, zaś jądro ma rozmiary rzędu kilometrów. Tak więc stan materii

w jądrze neutronowym je s t zapewne bliski równowadze termodynamicznej.

Z powierzchni jądra wysyłany je s t potężny strumień neutrin, odprowadzający

w ten sposób energię termiczną na zewnątrz.

Zewnętrzne części pierwotnego jądra gwiazdy wciąż zapadają się. Gęstość

spadającej materii je s t na tyle duża, że może ona zaabsorbować znaczną

część neutrin wysyłanych przez gorące jądro neutronowe. Oznacza to gwałtow­

ne ogrzanie się zapadającej się materii. Wzrost temperatury i co za tym idzie

wzrost ciśnienia wywołany przez strumień neutrin w zapadającej się materii

je s t tak duży i szybki, że tworzy się nowa fala uderzeniowa gwałtownie ekspan­

dująca na zewnątrz. Energia termiczna zostaje zamieniona na energię kine­

tyczną ruchu skierowanego tym razem na zewnątrz.

Energia jest transportowana do coraz bardziej zewnętrznych warstw gwia­

zdy przez ekspandującą falę uderzeniową. Ponieważ gęstość materii spada

bardzo szybko gdy zbliżamy się do powierzchni gwiazdy, amplituda fali ude­

rzeniowej szybko rośnie. Oznacza to, że im bliższa powierzchni jest rozpa­

trywana warstwa, tym m niejsza jest jej gęstość i do tym większej szybkości zo­

stanie ona rozpędzona przez falę uderzeniową. Okazuje się, że ok. 10~5 masy

całej gwiazdy zostanie rozpędzone do szybkości bliskiej szybkości światła.

Przebieg implozji jądra i następnie eksplozji warstw zewnętrznych poka­

zany je st schematycznie na rys. 2 i 3. Rysunki dotyczą gwiazdy o masie

9.5

TH9 posiadającej jądro zawierające 2 TTl^ i otoczkę mającą 7.5 7TLe- Linie

ciągłe na obu rysunkach podają zmiany położenia powierzchni, wewnątrz któ­

rych zawarta je s t określona ilość masy. Jak widać, zasadnicza część implozji

trwa jedną setną sekundy, eksplozja je s t rozciągnięta na kilka godzin.

232

B. P a c z y ń s k i

zależy w bardzo małym stopniu od bezpośredniej przyczyny dynam icznej n ie ­ s ta b iln o ś c i a n aw et od początkowej masy cal-ego ją d ra gwiazdy. C o l g a t e i Wh i t e p r z e lic z y li kilka wypadków zap ad an ia s i ę ją d e r o masach w p r z e d z ia ­ le 1.5 — 10 77Ze i z a w s z e otrzymywali mniej więcej tak ie samo jądro neutrono­ we o m asie b lis k ie j 1 E nergia graw itacyjnego w ią z a n ia teg o ją d ra , ok. 10” ergów, była wypromieniowywana w p o s t a c i neutrin, co powodowało e k s p lo ­ zją r e s z ty gwiazdy. Większa c z ę ś ć te j energii z o s ta ła p rz e k a z a n a e k sp a n d u ­ ją c e j materii, w tym ok. 2 x 1051 ergów materii e k sp a n d u ją c e j z s z y b k o ś c ią b l i s k ą 300 000 k m /s e k . Ja k widać z r y s . 3, w ię k s z a c z ę ś ć wyrzuconej masy miała pręd k o ść 3 500—7 500 k m /s e k , a więc t a k ą , ja k a j e s t obserw ow ana w c z a s ie wybuchów supernowych. N iespodziew anie p ojaw ia s i ę pewien kłopot z wyjaśnieniem obserwowanych j a s n o ś c i supernowych w maksimum.

R y s . 2. Im p lo zja d y n am iczn ie n ie s ta b iln e g o ją d ra o m a s ie 2 L in ie c ią g łe p o d a ją zm iany prom ieni s f e r z a w ie ra ją c y c h w ew n ątrz o k re ś lo n ą i l o ś ć m asy . L in ie przery w an e

o z n a c z a ją fa le u d erzen io w e

Ja k wynika z o p isa n e g o przebiegu ek sp a n d u ją c e j fali uderzeniow ej poprzez gwiazdę, a t a k ż e jak widać na r y s . 3, prędkości wyrzutu materii s ą tym w iększe im d a le j na zewnątrz ta m ateria się z n ajd u je. O z n a c z a t o , ż e po p r z e jś c iu fali uderzeniow ej p rzez pew ien elem ent masy element ten nie tylko będzie

po-T e o r e t y c z n e modele supernowych

233

ru s z a ć s ię jak o c a ło ś ć na zewnątrz gwiazdy, le c z ponadto będzie s ię ro z s z e - rz a ć i to z grubsza a d ia b a ty c zn ie . Okazuje s i ę , źe z reguły w momencie gdy dojdzie on do optycznej pow ierzchni gwiazdy, tzn. gdy zn ajd zie s ię na głębo­ k o ś c i optycznej 2 / 3 , tem peratura jeg o będzie bardzo n is k a , poniżej 104 °K. Z o bliczeń C o l g a t e ’ a i W h i t e ’ a wynika, że j e ż e l i pierwotne jądro gwia­ zdy j e s t otoczone ro zleg łą, b o g a tą w wodór i hel o to czk ą, to można u z y s k a ć co najw yżej 3 x 1041 e r g / s e k w p o s ta c i promieniowania z powierzchni e k s p a n ­ du jącej gwiazdy, trz y d z ie sto k ro tn ie za mało w porównaniu z tym co s i ę o b s e r­ wuje. Co gorsza, je ż e l i zm niejszyć oto czk ę, to ja s n o ś ć d ra s ty c z n ie m aleje. Ty m czasem o b serw acje w sk a z u ją , że ja s n o ś c i supernowych s ą mniej więcej tak ie sam e, a n aw et SN I, prawdopodobnie pozbaw ione rozleg ły ch otoczek, s ą nieco j a ś n i e j s z e od SN II.

f'7AS(sek)

Rys. 3. Eksplozja gwiazdy z jądrem o. masie 2 TTl9 i otoczką 7.5 7fla . Linie ciągłe po­ dają zmianę promieni sfer zawierających wewnątrz określoną ilo ść masy. Linia prze­

rywana oznacza falę uderzeniową

Wydaje s i ę , że j e s t jednak w yjście z te j tru d n o ści. Mianowicie potężn y strumień neutrin wysyłany p rzez neutronowe jądro nie tylko ogrzewa z a p ad a­ ją c e s i ę w arstw y, l e c z t a k ż e powoduje p o w sta n ie ogromnej ilo ś c i promienio­ tw órczych ją d e r atomowych w tej m aterii. Co w ięcej, ilo ś ć energii

zmagazy-234 B. Pa c z y ń s k i

nowana w p o s ta c i pobudzonych ją d e r j e s t z a le ż n a przed e w szystkim od ilo śc i neutrin, a więc od masy neutronowego jądra. A ta w ie lk o ść , jak już p is a liś m y , j e s t z a w s z e b lis k a 1 Vfl&- Prom ieniotwórcze ją d ra na sk u tek sw ej aktyw ności b ędą ogrzewać o t a c z a j ą c ą m aterią p rz e z o k res rzędu c z a s u połówkowego z a ­ niku prom ieniotw órczości, tzn. na ty le długo, że po d o jś c iu do optycznej p o ­ wie rzchni gwiazdy m ateria będzie na ty le gorąca, że będzie można u z y sk a ć zn aczn ie w i ę k s z ą j a s n o ś ć maksymalną n a s z e g o modelu. U w zględniając promie­ niotw ó rczo ść, C o l g a t e i W h i t e otrzymują na j a s n o ś ć w maksimum ok. 104J e r g / s e k , a więc ty le ile s ię obserwuje.

T a k w ięc uw aża s i ę obecnie, że wybuchy supernowych s ą wywołane wy­ zwoleniem s i ę ogromnej ilo ś c i energii graw itacyjnej z a p a d a jąc y c h s ię jąd er gwiazd. P r o c e s y termojądrowe nie m ają tu w iększego z n a c z e n ia . R a k a v y , S h a v i v i Z i n a m o n (1967) na p o d staw ie swoich o b liczeń ew olucji ją d e r gw iazd d o c h o d z ą do w niosku, że nic nie w sk a z u je na to, aby z a p a la n ie s i ę kolejnych re a k c ji termojądrowych w zdegenerowanej materii mogło doprowadzić do wybuchu. W takim r a z ie n ależało b y p rzy jąć, że podobne s ą źródła energii d la SN I i SN II, tzn. energ ia graw itacyjna tw orzącego s i ę ją d ra neutronowego. Różnice w w yglądzie wybuchu powinny być ra c z e j z w iązan e z tym, że SN I m ają znacznie mniej materii do w yrzucenia od SN II. Na razie nie ma opubli­ kowanych modeli zew nętrznych, ,,fo to s fe ry c z n y ch ” warstw supernowych. Do­ piero gdy tego rodzaju modele b ę d ą w s ta n ie zdać spraw ę z obserwowanych zmian j a s n o ś c i i zmian w widmie SN II i SN I, będziemy mogli p o w ie d z ie ć , że dysponujemy kompletnym modelem wybuchu gwiazdy supernow ej. Można s i ę te ż spo d ziew ać, że w n ie d a le k ie j p r z y s z ło ś c i z o s t a n ą dokonane próby u z y s k a ­ nia pełnych ciągów ewolucyjnych całych gwiazd: od stadium ciągu głównego aż do p o jaw ien ia s ię dynam icznie n ie sta b iln y c h ją d e r lub otoczek i d alej wy­ r z u c e n ia znacznych i l o ś c i materii w p rz e s tr z e ń , poprzez wybuch supernowej lub utworzenie mgławicy p la n etarn ej aż w re s z c ie do utw orzenia s i ę ja k o po­ z o s ta ło ś c i po dawnym ją d rz e bądź gwiazdy neutronowej, bądź białego' karła. Można tu nadm ienić, że o ile dla pewnych gwiazd pojaw iłaby s ię te n d e n c ja do p o z o s ta w ia n ia po s o b ie gwiazd neutronowych o zbyt dużych m asach, to nie mogłyby one is tn ie ć w s p o s ó b trwały, le c z po ewentualnym utworzeniu s ię z a ­ częłyby s i ę d alej z a p a d a ć aż do wnętrza sfery S chw arzschilda. Można przy­ p u s z c z a ć , że tak i może być l o s o s ta te c z n y gwiazd, których ją d ra w chwili po­ ja w ie n ia s i ę dynam icznej n i e s t a b iln o ś c i miały masy w ię k s z e od pewnej, d z iś nie znanej w a rto ś c i krytycznej.

4. PROBLEM SUPERNOWYCH TY PU I

Dane o bserw acyjne w sk azu ją, że SN I s ą obiektami p o p u la c ji II. Z drugiej strony porównanie modeli teorety czn y ch z diagramami H—R d la gromad

kuli-T eoretyczne modele supernowych

₂₃₅

stych a także pewne obserwacje ( F a u l k n e r i I b e n 1966, F a u l k n e r , I b e n

i Wi l s o n 1966, C h r i s t y 1966) wskazują na to, i e przynajmniej w naszej

Galaktyce gwiazdy populacji II, będące na zaawansowanych etapach ewolucji,

mają masy rzędu 0.7 77Ze - Nie znamy żadnego mechanizmu, który mógłby spo­

wodować wybuch takiej gwiazdy w skali obserwowanej w supernowych. Nasze

wiadomości o ewolucji gwiazd wskazują na to, że masa jądra gwiazdy powinna

być większa od 1.2 do 1.4

7Tie

aby wybuch był możliwy. Jednak tak masywne

gwiazdy populacji II już wiele miliardów lat temu zakończyły sw ą ewolucję

i bądź wybuchły jako supernowe w dalekiej przeszłości, bądź też są od dawna

białymi karłami.

Interesujące rozwiązanie tego dylematu zaproponowali ostatnio F i n z i

i Wol f (1967). Zwracają oni uwagę na to, że w białych karłach mogą zacho­

dzić pewne przemiany ze sk alą czasową rzędu miliardów lat. Mianowicie przy

dużej gęstości materii i gazu elektronowego we wnętrzach białych karłów mogą

zachodzić odwrotne procesy beta. Niektóre z nich przebiegają szybko, inne

zaś, tzw. ,,wzbronione” , zachodzą bardzo wolno. Okazuje się , że można do­

brać takie masy i skład chemiczny białych karłów, że pewne odwrotne procesy

beta będą przebiegać w skali czasowe!} rzędu miliardów lat. F i n z i i Wol f

podają dwie takie możliwości. Jedna, to biały karzeł o masie bliskiej 1.4 7

Tla

i zbudowany w znacznym stopniu z magnezu. Magnez stanowi produkt spalania

węgla i może występować w dużych ilościach w jądrach gwiazd na późnych

stadiach ewolucji. Drugim wariantem je s t biały karzeł o masie 1.2

Vfl9

z że­

laznym jądrem i otoczką zbudowaną przede wszystkim z wapnia. Ponieważ

tego typu obiekt powinien mieć pierwotnie w iększą masę, gdyż w przeciwnym

przypadku nie mógłby mieć żelaznego jądra, przeto powinien on znaczną, część

masy utracić w przeszłości, ale już po powstaniu żelaza we wnętrzu. Nie jest

jasne jak mogłoby to się stać i dlatego pierwszy wariant jest bardziej prawdo­

podobny z punktu widzenia naszej wiedzy o ewolucji gwiazd.

Białe karły rozpatrywane przez F i n z i i Wo l f a mają bardzo ciekawą

własność. Ich masy s ą nieco mniejsze od maksymalnej, możliwej masy dla

obiektu o takim składzie chemicznym pozostającym w stanie równowagi. Otóż

skład chemiczny omawianych białych karłów zmienia się w ciągu miliardów

lat pod wpływem odwrotnych procesów beta w tym kierunku, że średni ciężar

cząsteczkowy materii, z której są zbudowane zwiększa się . W związku z tym

masa krytyczna odpowiadająca zmieniającemu się składowi chemicznemu po­

woli zmniejsza się . Gdy stanie się ona mniejsza od aktualnej masy białego

karła, wówczas stanie się on dynamicznie niestabilny i nastąpi implozja wy­

wołująca następnie eksplozje w myśl modelu przedstawionego w poprzednim

rozdziale. Czyli nastąpi wybuch supernowej. F i n z i i Wo l f oszacowali, że

w obu proponowanych przez nich wariantach masa białego karła powinna za­

wierać się w przedziale o szerokości ok. 0.003

Związane jest to z tym,

że biały karzeł zmienia swój ciężar cząsteczkowy w niewielkim zakresie,

236 B. Paczyński

a więc i odpowiednia masa krytyczna niewiele będzie się zmieniać. Ponadto interesują nas tylko przypadki, w których wymieniony proces zachodzi dosta­ tecznie wolno.

Hipoteza ta jest bardzo atrakcyjna, gdyż proponuje pewien mechanizm po­ zwalający na przechowywanie przez miliardy lat obiektów potencjalnie wybu­ chowych i usuwa trudności, o których pisaliśm y na początku tego rozdziału. Oszacowana przez autorów częstość wybuchów SN I jest w ich hipotezie zgod­ na z obserwacjami. Należy jednak przekonać się, czy na pewno białe karły o proponowanych własnościach mogą powstać na drodze ewolucji. Wydaje się, źe modelowe rachunki prowadzone na maszynach cyfrowych odpowiedzą na to pytanie w najbliższych latach.

L I T E R A T U R A

B u r b i d g e , G., B u r b i d g e , M., F o w l e r , W., H o y l e , F., 1957, Rev. Mod. Phys., 29, 547.

C h a n d r a s e k h a r , S., 1964a, Phys. Rev. Letters, 12, 114. C h a n d r a s e k h a r , S., 1964b, Phys. Rev. Letters, 12, 437. C h a n d r a s e k h a r , S., 1964c, Ap. J., 139, 1396.

C h r i s t y , R. F . t 1966, Ap. J., 144, 108.

C o l g a t e , S. A., Wh i t e , R. H., 1966, Ap. J., 143, 626. F a u l k n e r , J., I ben, I. Jr., 1966, Ap. J., 144, 995.

F a u l k n e r , J., I ben , I. Jr., W i l s o n , O. C., 1966, Ap. J., 146, 271. F i n z i , A., Wo l f , R. A., 1967, Ap. J., 150, 115.

F o w l e r , W., H o y l e , F., I960, Ap. J., 132, 565. L u c y , L. B., 1967, A. J., 72, 813.

M e s t e l , L., 1952, M. N., 112, 598.

M i n k o w s k i , R., 1964, Ann. Rev. Astr. and Ap., 2, 247.

P a c z y ń s k i , B., Z i ó ł k o w s k i , J., 1967, I.A .U . Symposium 34: Planetary Nebulae. P a c z y ń s k i , B., Z i ó ł k o w s k i , J., 1968, Acta Astr., 18, 255.

R a k a v y , G., S h a v i v , G., Z i n a m o n , Z., 1967, Ap. J ., 150, 131. R o x b u r g h , I. W., 1967, Nature, 215, 838.

S c h a t z m a n , E., 1965, Stars and Stellar Systems VIII: Stellar Structure, 327, The Univ. of Chicago Press.

Z w i c k y , F ., 1938, Ap. J., 88, 522.

Z w i c k y , F ., 1965, Stars and Stellar Systems VIII: Stellar Structure, 367, The Univ. of Chicago Press.

K W A Z A R Y

(Streszczenie odczytu wygłoszonego

na Walnym Zebraniu P olskiego Towarzystwa Astronomicznego we Wrocławiu, w paździe rnik u 1967)

W Ł O D Z I M I E R Z Z O N N

K B A 3 A P U B . 3o h h

KpaTKoe H3Jio/KeHue MOKjiafla npomiTamioro na CofipaHHw riojibCKoro AcTpo-

n o M im e c K o r o 06mecTBa b OKTflOpe 1967 r . b o BpoiuaBe. PjiaBHoe b h mM annę

0 6pauie H0 b HeM ua oSbHCHeHwe K p a c H o ro CMemuHMH a cneKTpax KBajapoB

u Ha oObeKTbi poflCTBeHHbie K B asa pa M - p a A H O - rajiaK T im i m rajiaKTWKM.

QUASARS S u m m a r y

A summary of a lecture delivered during the Meeting of the P olish Astro­ nomical Society at Wrocław, October 1967 devoted chiefly to the interperations of the redshifts of quasars and their connections w ith radio-galaxies and g alaxies.

Kwazary s ą dzis' je ś li nie centralnym, to jednym z glo'wnych zagadnień w spółczesnej astronom ii. Wprawdzie w tej ch w ili z a jm u ją s ię nimi gło'wnie astrofizycy i fizycy, nie znaczy to jednak, że w innych d zie dzinach astronomii lud zie nie in te re su ją się. kwazarami; przeciw nie, to zainteresow anie jest duże zarówno wśród kosmologów, jak te ż i reprezentantów astronom ii k la sy c zne j, w której kwazary m ogą odegrać rolę znakomitych punktów o d n iesienia przy badaniach ruchu każdego c ia ła niebiesk ieg o. Na to jednak, by w ten sposób wykorzystać odkrycie kwazarów trzeba s ię zorientować co do ich położeń

238 W. Z onn

w przestrzeni. Dlatego też w swoim referacie poruszę gło'wnie to zagadnienie, wszystkie inne traktując raczej ubocznie.

Z dotychczasowych obserwacji wiemy, iż kwazary mają następujące wła­ ściwości:

a) Są to obiekty, których obraz optyczny przypomina gwiazdę i które często są identyfikowane z radioźródłami.

b) Są zmienne zarówno w dziedzinie optycznej, jak i radiowej. W kwazarach odkryto zarówno zmienność szybką rzędu kilku dziesiątych wielkości na go­ dzinę, jak też i bardzo powolną o dużej amplitudzie sięgającej 3m w ciągu kilku lat. Taka też jest prawdopodobnie zmienność kwazarów w dziedzinie fal radiowych, aczkolwiek sprawa ta nie jest jeszcze wyjaśniona.

c) Kwazary wykazują dużą nadwyżkę promieniowania nadfioletowego. d) Widma kwazarów mają szerokie linie emisyjne wodoru, helu oraz wielo­ krotnie zjonizowane wzbronione linie 0, N, Ne, Mg, Ca, Si, S, Ar. Niekiedy obok nich obserwujemy linie absorpcyjne, zazwyczaj dość wąskie, identyfiko­ wane jako Lya, Si III, N V, S II, C III i C IV. Często wykazująone nieco inne przesunięcie dopplerowskie, niż linie emisyjne należące do tegoż samego obiektu.

e) Wszystkie linie widmowe kwazarów wykazują na ogół duże przesunięcie ku czerwieni (największe z dotychczas zaobserwowanych wynosi z = - j - = 2.3).

f) Zarówno promieniowanie optyczne, jak i radiowe wielu kwazarów jest częściowo spolaryzowane liniowo; w dziedzinie optycznej stopień polaryzacji sięga 10%, w radiowej jest mniejszy, 4—5%.

Pierwszy punkt (a) tłumaczy pochodzenie nazwy ,,kwazar” . Pierwotnie nazwano je obiektami quasi-stellarnymi i oznaczono skrótem QS0. Potem przy­ jęło się właśnie powiedzenie ,,kwazar” z tym, że wielu astronomów dotych­ czas trwa przy oznaczaniu kwazarów skrótem QS0. Zwracam uwagę na to, ze kwazary nie zawsze dają się identyfikować z radioźródłami. Są wśród nich obiekty, których promieniowanie radiowe jest tak nikłe, iż jego obecności nie da się wykryć za pomocą istniejących technik obserwacyjnych. Te tak zwane „spokojne” kwazary posiadają jednak wszystkie inne cechy charakterystyczne dla tej grupy obiektów. Nie wiemy, niestety, jaka jest względna liczba kwaza­ rów spokojnych wśród wszystkich innych kwazarów, a niepewność ta wynika z odmiennego sposobu odkrywania jednych i drugich. Kwazary „niespokojne” odkrywa się identyfikując zarejestrowane silne radioźródła z obiektami optycz­ nymi. Jeśli tym obiektem jest coś, co ma wygląd gwiazdy, nie mamy wątpliwo­ ści, iż obiekt odkryty jest kwazarem. Natomiast kwazary spokojne odkrywa się na podstawie ich znacznej nadwyżki promieniowania w nadfiolecie (c). Tę właściwość posiadają jednak nie tylko kwazary, lecz również pewne osobli­ we obiekty w naszej Galaktyce, np. białe karty, gorące podkarty i wiele gwiazd należących do tzw. ,,halo” naszej Galaktyki. Znaczy to, że obiekt podejrzany

Kwa żary ₂₃₉

dopiero wtedy może być uznany z a kwazar sp okojn y, j e ś l i wykazuje ponadto siln e p r z e s u n ię c ie ku czerwieni. D o t y c h c z a s nie było c z a s u na zbadanie widm w sz y stk ic h obiektów p o s i a d a ją c y c h s i l n ą nadw yżkę promieniowania n ad fiole­ tow ego i d la te g o sp raw a względnej l ic z b y kwazarów spokojn ych p o z o s t a je otwarta.

T u t a j sp o tk a ło niedawno astronomów pewne roz czaro w an ie, p oniew aż pierwotnie p r z y p u sz c z a n o , że w s z y s t k i e s ł a b s z e obiekty punktowe o siln e j nadw yżce barwy w nad fio lecie s ą kwazarami spokojnymi (lub „ n ie sp o k o jn y m i” , j e ś l i s i ę je da zidentyfikować z radioźródłem ). Gdyby tak było w i s t o c i e , mie­ libyśm y m o żn o ść m asow ego odkrywania kwazarów na drodze c z y s t o fotome- trycznej, s i ę g a j ą c obiektów bardzo sła b y c h do 20m. A to z kolei dałoby nam d o skon ały materiał do te sto w a n ia hipotez kosm ologicznych, ja k o że domnie­ mana j a s n o ś ć ab so lu tn a kwazarów j e s t bardzo d u ż a (s’c i s l e j mówiąc m ała w sk ali w ie lk o ś c i gwiazdowych), a zatem kwazary o j a s n o ś c i obserwowanej 20m m u s z ą s i ę znajdo w ać w o d l e g ło ś c i a c h s i ę g a ją c y c h miliardów la t św iatła!

C zytelników zainteresow any ch h i s t o r i ą tej in te r e su ją c e j sk ąd in ąd pomyłki o d syłam y do artykułu S m a k a (1966).

Dla u n ikn ięcia nieporozumień w y jaśn iam , iż mówiąc o nadwyżce barwy kwazarów w d z ie d z in ie nadfioletow ej n i e mamy na myśli rozkładu promienio­ wania c i a ł a d osk on ale czarn ego, l e c z rozkład od p o w iad ając y gwiazdom ciągu głównego, w y k az u jący w y ra ź n ą d e p r e s ję w c z ę ś c i nadfioletowej (wywołaną głównie a b s o r p c j ą c i ą g ł ą wodoru). Kwazary tej d e p r e sji nie m ają, w y k a z u ją zatem nadwyżkę promieniowania w bliskim n ad fio le c ie tylko w porównaniu z promieniowaniem gw iazd cią gu głównego.

P o n ie w a ż w iele danych w skazu je na istn ie n ie pokrew ieństw a między kwa­ zarami a tzw. rad iogalaktykam i, warto s i ę z a j ą ć drugim rod zajem obiektów p ozagalaktyczny ch , w ykazujących również d uże poczerw ien ien ie, na ogół jed n ak nie tak zn ac z n e , z jakim mamy do c z y n ie n ia w przypadku kwazarów. Obraz rad io g alak ty k i nie j e s t punktowy, l e c z zbliżony do znanych typów g a ­ laktyk. Z d a r z a j ą s ię jednak formy d o ś ć odmienne od g alaktyk zwykłych i d l a ­ tego do rad io galak ty k wprowadzono niedawno d o d atk o w ą k l a s y f i k a c ję morfo­ logiczną. N a jc z ę s t s z y m typem rad io g alak ty k j e s t tzw. typ D — eliptyczne jądro z r o z l e g ł ą o t o c z k ą nie m a ją c ą żadnych ślad ów struktury sp ira ln ej; c o ś a n a lo g ic z n e g o do typu SO wprowadzonego sto su n k o w o niedawno p rz e z S a n - d a g e ’ a, zgodnie z r e s z t ą z s u g e stia m i H u b b l e ’ a. Innym d o ś ć ro z p o w szech ­ nionym typem rad iogalaktyk j e s t typ N — jąd ro z m a ł ą o t o c z k ą — form a n a j­ b ardziej z b liżo n a do kwazarów. Zwróćmy przy tej o k a z ji uw agę, że d o ty c h c z a s nie odkryto żadnych oto czek w obrazach optycznych kwazarów , stwierdzono jed n ak istn ien ie c z e g o ś w rodzaju sm ug wychodzących z obrazu punktowego k w azara. R a d io g a la k ty k i typu N m a j ą również linie em isy jn e w widmie, linie te jednak w odróżnieniu od kwazarów s ą w ą s k i e . J e ś l i p o czerw ienienie kwa­ zarów potraktujemy zgodnie z prawem Hubble’ a i obliczym y na tej p o dstaw ie

W. 7.onn

odległości i jasności absolutne kwazarow, okaże się, iż promieniują one w dzie­ dzinie radiowej ok. 50 razy silniej, niż radiogalaktyki.

Wiele radiogalaktyk należy do typu „D um bbell” ; ich obraz optyczny przy­ pomina hantel, bo jest złożony z dwóch okrągłych plamek połączonych czymś w rodzaju pasemka. Warto przy tym wspomnieć, .że podobny wygląd ma obraz optyczny jednego z kwazarow (3C 273).

Galaktyki spiralne i nieregularne s ą na ogól bardzo słabymi radioz'ro‘dłami. To samo dotyczy galaktyk eliptycznych, aczkolwiek zdarzają się wśród nich wyjątki o dużej dzielności promieniowania w dziedzinie radiowej.

O k o ł o 60% w s z y s t k i c h r a d i o g a l a k t y k ma s t r u k t u r ę p o d w ó j ­ n ą w s e n s i e r a d i o w y m i p o j e d y n c z ą , j a k o o b r a z o p t y c z n y . Mówiąc inaczej, s ą to obiekty potrójne umieszczone niemalże dokładnie wzdłuż jednej prostej. Obiekt „optyczny” ma wygląd podobny do jednego z typów radiogalaktyk i leży mniej więcej w środku odcinka łączącego dwa (niewidocz­

ne na zdjęciach) obiekty radiowe o rozmiarach kątowych tegoż rzędu, co roz­ miary obiektu optycznego. Dokładniejsze oszacowanie rozmiarów kątowych par obiektów radiowych — towarzyszy radiogalaktyk jest w tej chwili nie do zrealizowania ze względów na odmienną technikę pomiarów średnic kątowych w radioastronomii.

T a osobliwość w strukturze wielu radiogalaktyk czyni prawdopodobnym przypuszczenie, że radiogalaktyki powstają w wyniku wybuchu jądra galaktyki pojedynczej. Są to fragmenty wybuchu, będące obiektami optycznie słabymi, posiadającymi natomiast silne promieniowanie radiowe. Fragmenty te prawdo­ podobnie oddalają się od galaktyki macierzystej. Na marginesie tej sprawy warto wspomnieć, że przed kilku laty badając je d ną z bliższych nam galaktyk w dziedzinie czerwonej, udało się astronomom odkryć występowanie po obu stronach jej jądra wyraźnych tworów wachlarzowatych sugerujących wybuch. Badania przesunięć dopplerowskich w widmie tych wachlarzy potwierdziło przypuszczenie o ekspansji materii w tych tworach. Wprawdzie jedna jaskółka nie robi wiosny, odkrycie to przełamało jednak długotrwałą powściągliwość astronomów w snuciu przypuszczeń o możliwościach występowania procesów katastrofalnych w jądrach galaktyk.

Zarówno studia nad radiogalaktykami, jak też odkrycie, o którym przed chw ilą wspomniałem skłoniły zdaje się A r p a do potraktowania kwazarow jako fragmentów wybuchu jąder galaktyk. Pozostaje jakże trudna sprawa inter­ pretacji silnego poczerwienienia kwazarow, którą pierwotnie potraktowano jako następstwo ogólnej ekspansji wszechświata (kosmologiczna interpretacja poczerwienienia kwazarow). Zdaniem A r p a poczerwienienie kwazarow wynika z szybkiego ich ruchu będącego następstwem eksplozji. Tutaj od razu przy­ chodzi nam na myśl możliwość ,,poniebieszczenia” kwazarow, ponieważ wy­ buchy muszą następować rzecz jasna w różnych kierunkach i część powstają­ cych w ten sposób kwazarow musi się poruszać ku obserwatorowi. Możemy

Kwazary ₂₄₁

jednak się przekonać, że z kilku powodów prawdopodobieństwo odkrycia kwa- zaru poczerwienionego jest znacznie większe, niż kwazaru o widmie przesu­ niętym w stronę fal krótkich.

Jest to niemalże oczywiste, jeśli idzie o wybuchy jąder galaktyk bliskich naszej Galaktyce. Fragmenty każdego wybuchu będą się do nas zbliżały w okresie czasu znacznie krótszym, niż się oddalały, zatem prawdopodobień­ stwo obserwacji zbliżającego się kwazaru musi być mniejsze, niż obserwacji kwazaru, który się oddala. Do tego dochodzi jeszcze jeden czynnik zmniejsza­ jący prawdopodobieństwo odkrycia kwazarów zbliżających się do obserwatora. Jest nim rozkład promieniowania wyrażający się zależnością F (v) «~J v n, gdzie n jest bliskie jedności (v jest częstością promieniowania w dziedzinie optycznej). Znaczy to, że przesunięciu widma ku fioletowi musi towarzyszyć s p a d e k obserwowanej jasności kwazaru, a zatem zmniejszenie prawdopodo­ bieństwa jego odkrycia. I wreszcie jeszcze jeden czynnik zm niejsza dość znacznie prawdopodobieństwo odkrycia ,,poniebieszczonego” kwazaru: ta okoliczność, że kwazarów się szuka rejestrując wszystkie obiekty o nadfiole­ towej nadwyżce barwy. Przesunięcie ku fioletowi przesuwa ten odcinek widma, który jest odpowiedzialny za ową nadwyżkę w stronę fal krótszych a zatem ta­ kich, których się n ie obserwuje z powierzchni Ziemi (są obcinane przez na- naszą atmosferę). W tym stanie rzeczy kwazar jest nieodróżnialny od gwiazdy, za­ tem prawdopodobieństwo jego odkrycia na drodze obserwacji kolorymetrycz­ nych spada praktycznie biorąc do zera.

Istnieje jednak jeszcze jeden czynnik selekcji działający w sensie znacz­ nego zwiększenia prawdopodobieństwa odkrycia kwazarów „poniebieszczo- nych” . Jest nim to, że zbliżające się do nas kwazary m uszą byc, przeciętnie biorąc, jaśniejsze niż te, które się oddalają a pochodzą z tegoż samego wy­ buchu. Jaśniejsze obiekty odkrywamy, rzecz jasna, łatwiej n iż słabe i to właśnie zwiększa znacznie prawdopodobieństwo ich odkrycia; tak znacznie, że inne czynniki przestają praktycznie biorąc coś znaczyć. Do takiego właś­ nie wniosku doszli N o e r d l i n g e r , J o k i p i i i W o l t j e r (1966) dokonując dość wnikliwej analizy wpływu czynników selekcji na prawdopodobieństwo odkrycia kwazarów „poniebieszczonych” .

James T e r r e l z Los Alamos przypuszcza, że kwazary pochodzą z eksplo­ zji jądra n a s z e j Galaktyki. W tym przypadku powinniśmy odkryć proporcjo­ nalność poczerwienienia do odległości kwazarów, podobnie jak to występuje w całym wszechświecie z tym, że wartość analogiczna stałej Hubble’a w tej zależności powinna mieć inną wartość liczbową, byłaby bowiem odwrotnością odstępu czasu, jaki upłynął od chwili domniemanego wybuchu jądra naszej Galaktyki aż do c h w ili obecnej. T e r r e l ocenia go na ok. miliona lat.

H o y l e i B u r b i d g e przypuszczają, że kwazary s ą fragmentami eksplo­ zji nie naszej Galaktyki, lecz jednej z sąsiadek NGC 5128 (w której właśnie odkryto ślady eksplozji, o czym była poprzednio mowa). Przeciwko obu tym

242 W. Zon n

przypuszczeniem przemawia ogromna liczba kwazarów. W tej chwili znamy już ok. 100 tego rodzaju obiektów, a liczb a ta rośnie z miesiąca na m ie s ią c ... Trudno sobie wyobrazić, aby z jednej eksplozji mogło powstać aż tyle jasnych i dużych fragmentów.

nOy

R ys. 1. Z ależn ość jasności w izualnej mv od log c z . Kwazary oznaczono punktami, radiogalaktyki spiralne — krzyżykami

Wydawać by się mogło, że na sprawę odległości kwazarów pewne światło mogłoby rzucic zestawienie ich jasności obserwowanych (w dziedzinie optycz­ nej) z logarytmem poczerwienienia. Wykres taki (rys. 1), niestety, niewiele mówi z powodu olbrzymiego rozrzutu. Należy przypuszczać, iż jasności abso­ lutne kwazarów w dziedzinie optycznej wykazują bardzo duży rozrzut. Być może, iż zwiększa się on jeszcze w wyniku zmienności kwazarów, co jest za­ pewne gło'wną przyczyną rozrzutu na tym diagramie.

Przejdźmy z kolei do omówienia tzw. kosmologicznej interpretacji po­ czerwienienia kwazarów przyjmującej, iż obserwowane przesunięcia ich widm s ą nastepstwem ogólnej ekspansji wszechs'wiata, a zatem podlegają prawu Hubble’a. Z interpretacji tej w ynikają fantastycznie duże odległości niektó­ rych kwazarów, co (przy znanej jasności obserwowanej) prowadzi do niezmier­ nie dużych dzielności promieniowania tych obiektów tak w dziedzinie optycz­ nej, jak i radiowej. Masy kwazarów nie mogą być zbyt duże — świadczy o tym m.in. występowanie w ich widmach lin ii wzbronionych, które mogą powstawać

K w azary 243

tylko w silnie rozrzedzonych gazach, jak też i to, że rozmiary kątowe kwaza­ rów najbliższych są małe, a zatem i rozmiary liniowe — male. Dochodzimy za­ tem do fantastycznie dużych wartości produkcji energii na gram materii — znacznie większych niż to, co się uzyskuje w reakcjach syntezy helu. Obok tej trudności występuje jeszcze inna, kto wie czy nie poważniejsza od tamtych. Idzie o zmienność kwazarow zbliżoną do periodycznej z okresami rzędu kilku godzin lub dni. Trudno sobie wyobrazić obiekt o rozmiarach kilku tysięcy lat świetlnych, który by j a k o c a ł o ś ć zmieniał się tak szybko. Żadne zaburze­ nie nie może wędrować w kwazarze szybciej, niż prędkość światła. Jeśli zaś źródło zaburzeń ma rozmiary małe, rzędu kilku minut lub godzin światła, mu­ si być otoczone niezmiernie przezroczystą otoczką nie mającą, praktycznie biorąc, żadnego wpływu na bieg promieniowania z wnętrza kwazaru na ze­ wnątrz. To implikuje z kolei jeszcze większą produkcję energii na jednostkę masy w domniemanym jądrze, które musi być małe a zatem nie może posiadać nazbyt dużej masy.

W tej chwili jesteśmy skłonni przychylić się do tej właśnie hipotezy, na rzecz której świadczy też występowanie polaryzacji optycznej w wielu kwa- zarach; żąda ona również od kwazaru, aby miał stosunkowo małe rozmiary w porównaniu z otoczką, w której następuje polaryzacja wywołana prawdopo­ dobnie tym samym, co i polaryzacja światła gwiazd: odbiciem na ziarnach pyłu kosmicznego uporządkowanych przez silne pola magnetyczne otaczające kwazar.

Pozostawiając astrofizykom niezmiernie trudną sprawę struktury kwazarów i źródeł olbrzymich energii, które one emitują, przechodzę do argumentów przemawiających za kosmologiczną interpretacją poczerwienienia kwazarów. Wśród nich głównym jest zapewne to, że kwazary są spokrewnione z radio- galaktykami, które to obiekty należą niewątpliwie do świata galaktyk i których poczerwienienie traktujemy „kosmologicznie” . Wszystkie kwazary, z wyjątkiem „spokojnych” , są przecież radiogalaktykami a to, że ich optyczne obrazy są inne niż obrazy radiogalaktyk nie może być argumentem przemawiającym prze­ ciw powiązaniu tych dwóch grup obiektów kosmicznych. Zidentyfikowane do­ tychczas radiogalaktyki nie mają wcale struktury jednolitej; różnią się od sie­ bie tak znacznie, że nie może być mowy o tym, by obraz optyczny był czymś decydującym przy klasyfikowaniu ich jako grupy odmiennej od kwazarów. Wśród tysięcy niezidentyfikowanych dotychczas radiogalaktyk mogą być twory bardzo zbliżone do kwazarów, zwłaszcza że takie właśnie radiogalaktyki są najtrud­ niejsze w sensie identyfikacji, jako że znajdują się na tle olbrzymiej liczby słabych gwiazd.

Od dawna już wiedziano o tym, że diagram: logarytm liczby

N

radiogalaktyk versus jasność obserwowana „radiowa” silnie odbiega od tego, czego byśmy się spodziewali w przypadku wszechświata jednorodnego, albo — mówiąc ści­ ślej — wynika ze spełnienia I zasady kosmologicznej w przestrzeni euklide- sowej:

244 W. Z o r in

log .V = — 1.5 log S + const,

gdzie S jest obserwowanym natężeniem radiopromieniowania galaktyki. Jako współczynnik przy log 5 otrzymywano z reguły liczby większe, niż 1.5.

R ys. 2. Schematyczne przedstawienie wpływu ew olucji kwazaro'w na obserwowany przebieg zależności log .V od log S (.V — liczb a, S — natężenie promieniowania radio­

wego kwazaro'w)

Otdż V e r o n (1966) z danych obserwacyjnych odnoszących się do radio- galaktyk usunął wszystkie obiekty zaklasyfikowane jako kwazary i wtedy otrzymał dobrą zgodność z wypisanym wyżej równaniem. Otrzymał na współ­ czynnik kierunkowy — 1.55 + 0.05. Kwazary zaś spełniają taką samą zależność z innym współczynnikiem kierunkowym równym —2.2 + 0.2. Nic dziwnego, że ,,domieszka” kwazarów w materiale statystycznym zmieniała wartość współ­ czynnika kierunkowego wywołując ową niezgodność, o której przed chw ilą była mowa. To zaś, że kwazary tej zależności nie sp e łniają a d a ją inny współ­ czynnik, mniejszy, można wytłumaczyć jako wynik niezmiernie szybkiej ewo­ lucji tych obiektów, na co wskazuje jeszcze wiele innych okoliczności — chociażby to, że w nich się odbywa tak szybka produkcja energii, co musi prowadzić do szybkiej ewolucji tych tworów.

Załóżmy, że jednoczesna obserwacja wszystkich kwazarów dałaby nam zależność zgodną ze wzorem wypisanym wyżej (prosta przerywana na rys. 2). Kwazary dalekie widzimy jednak takimi, jakimi one były przed wielu milionami

Kwazary

₂₄₅

lat, co musi też znaczyć w sensie ich ewolucji. Widzimy je więc jaśniejszymi

niż kwazary , .d z isie jsz e ” znajdujące się blisko nas. Chcąc otrzymać obserwo­

wany przebieg diagramu: log

N,

log

S

musimy do kwazarów bliskich (posiada­

jących niewielkie log

S)

dodać to, co one straciły w tym czasie, gdy światło

kwazarów dalekich biegło do nas. Zakładając w pierwszym przybliżeniu, że

zmiany log S s ą proporcjonalne do tejże wartości i przesuwając każdy punkt

na rys. 2 o odcinek proporcjonalny do log S otrzymamy prostą o innym współ­

czynniku kierunkowym, mniejszym niż —1.5. W imię sprawiedliwości zazna­

czam, iż podana tu interpretacja diagramu log ,V log

S

dla kwazarów nie po­

chodzi od V e r o n a , lecz od piszącego te słowa. Ponadto postuluje jednoczes­

ne powstanie wszystkich kwazarów, co wcale nie wydaje się być aż tak oczy­

wiste.

l°g

B

R y s. 3. Diagram lo g L — log B (L — d zieln o ść' prom ieniowania, B — ja s n o ś ć powierz­ chniowa radiow a). K ółka o z n a c z a ją kw azary, kropki — rad iogalaktyki, krzyżyki —

radio-galaktyki sp iraln e i nieregularne

Najbardziej przekonywujące argumenty na rzecz kosmologicznej interpre­

tacji kwazarów zawiera praca H e e s c h e n a (1966), który — opierając się

wyłącznie na obserwacjach radiowych — skonstruował diagram log

L

versus

log

R,

gdzie

B

jest jasn o ścią powierzchniową radiogalaktyk, kwazarów i tych

galaktyk spiralnych i nieregularnych, których radiopromieniowanie udało się

246

W. Zonn

zaobserwować.

L

jest dzielnością ich promieniowania (log

L

ze znakiem od­

wrotnym jest analogonem jasności absolutnej w astronomii optycznej). Diagram

ten (rys. 3) jest zatem czymś podobnym do diagramu H—R z tym, że na osi

poziomej zamiast temperatury odłożono inną wielkość — jasn ość powierzchnio­

wą również niezależną od odległości badanego obiektu od nas (jeśli przestrzeń

międzygalaktyczną potraktujemy jako pustą optycznie).

Wartości log

L

dla kwazarów obliczono z przesunięć dopplerowskich ich

widm, przyjmując kosmologiczną interpretacją tychże przesunięć. Poprawek

relatywistycznych nie uwzględniano przyjmując, że s ą one dość male, aby je

można było zaniedbać.

lo

R y s. 4 . Schem atyczne przed staw ien ie ciągów ew olucyjnych na diagram ie takim , ja k na ry s. 3. Liniam i prostymi oznaczono m ie jsca stały ch rozmiarów liniowych. Rozmiary

te m ale ją w m iarę przesuw ania s ię ku prawemu dolnemu narożnikowi diagramu

Rysunek 4 ilustruje otrzymane wyniki. Grupa kwazarów stanowi tam swego

rodzaju przedłużenie grupy radiogalaktyk, będąc obiektami o większej jasno­

ś c i , niż radiogalaktyki. Gdybyśmy odrzucili interpretację kosmologiczną, owa

więź byłaby naruszona, jako że kwazary znalazłyby s ię o 4—6 jednostek niżej,

a więc na samym dole diagramu.

H e e s c h e n próbuje interpretować otrzymany diagram jako swego rodzaju

obraz dróg ewolucyjnych wszystkich radiogalaktyk i galaktyk spiralnych i