Postępy Astronomii nr 4/1962

POSTĘPY

ASTRONOMII

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

T O M X — Z E S Z Y T 4

1 9

6

2

WARSZAWA • P A Ź D Z I E R N I K - G R U D Z I E Ń 1962

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

T O M X — Z E S Z Y T 4

1 9

6

2

WARSZAWA • P A Ź D Z I E R N I K — G R U D Z I E Ń 1962

R e d ak to r N aczeln y : S tefan Piotrow ski, W arszaw a

C z ło n k o w ie : Józef W itkow ski, P oznań W łodzim ierz Zonn, W arszaw a

S ek reta rz R e d ak c ji: L udosław C ichow icz, W arszaw a A dres R e d ak c ji: W arszaw a, ul. K oszykow a 75 O b serw ato riu m A stronom iczne P olitechniki

P rin te d in Poland

P aństw ow e W ydaw nictw o N aukow e O d d ział w Lodzi 1962

W ydanie I. N akład 426 4- 134 egz. A rk. w yd. 4,5, ark . d ru k . 4 2/16. Pap ier ollset. kl. III, 80 g 70 X 100. O d d an o do d ru k u 30. X. 1962 r. D ru k ukończono

w listopadzie 1962 r. Zam. n r 400. A - ll. C en a zl 10,—

Z ak ład G raficzny PWN Łódź, ui. G d ań sk a 162

ROZ M IE SZ C Z E N IE I RUCHY GAZU MIĘDZYGWIAZDOWEGO W CEN TRALN YCH CZĘŚCIACH GALAKTYKI

S T A N I S Ł A W G R Z Ę D Z I E L S K I

PA3ME111EHME M flBM IEHM E ME)K/jy3BE3flHOrO TA3A B UEHTPAJlbHUX lA C T H X TAJ1AKTMKM

C . T * e H f l e j i b C K H

CoflepjKaHwe

B cT aT be npoflHCKyTMpoBaHbi n p o 6 jie M b i S a jia H c a

Maccu m óajiaHca

MeHTa KOJiH'iecTBa abh>k0hhh Me*Ay3B&3AHoro ra3a, BwnjiwBaioiuero H3 UeHTpajibHbix MacTew TajiaKTMKM. 1 IpeACTaBJieH MexaHM3M SKcnaHCMM ra3a

u n oK a3aH a M Oflejib 3KcnaH0HBHbix ABHaceroiii. CymecTBeHHyio p o jib b npo-

uecce SKcnaHCMM w rpae T MarHHTHoe n o jie , HaBMToe BOK pyr HApa FajiaKTMKH

cnocoóoM A M ^^epeH U H aJibH oii p o T a u n n . 0i<a3biBaeTCH, m to 3Be3Abi He b co- CTOHHHH AOCTaBMTb COOTBeTCTByiOmee KOJIMMeCTBO M a c c b l H MOMeHT KOJIM- TOCTBa ABMtteHMfl. 3 t o BjieMeT 3 a c o 6 o h HeoSxoAHM ocTb MepnAM3HH04 i;np- KyjiHUMM M a c c b i u MOMeHTa KOJiMHecTBa ABH)KeHHH Mepe3 rajiaKTvm ecK yto

KopoHy.

PROBLEMS OF DISTRIBUTIONS AND MOTIONS OF THE IN TERSTELLAR GAS IN THE CENTRAL REGIONS O F THE GALAXY

S. G r z ę d z i e l s k i S u m m a r y

Problems of balance of mass and angular momentum of the gas expanding from the central parts of the Galaxy are discussed. A mechanism of gas expansion is proposed and a model of gas motions is suggested. An essential role has the galactic magnetic field being wound up around the nucleus of the Galaxy by the differential equation. It turns out that the stars cannot supply the required amounts of mass and angular momentum. As a consequence a meridional circula­ tion of mass and angular momentum in the Galaxy is needed.

I. WSTĘP

Jakkolw iek od dwu wieków znany je s t fenomen struktury spiralnej we W szechświecie — w n aszej G alaktyce umiemy go badać dopiero od lat d z ie się ­ ciu. Dopiero przed dziesięciu laty, dzięki obserwacjom w linii 21 cm, przebito zasłon ę ciemnej materii ogran iczającej z a się g badań optycznych do promienia 3—4 kps wokół Słońca i wykreślono pierw szy zarys struktury spiralnej G alak­ tyki.

Napływ obserw acji wodorowych spowodował gwałtowny wzrost zainteresow a­ nia problemami struktury spiraln ej i dopiero wtedy zdano sobie na dobre sprawę z elementarnego w z a sa d z ie faktu: nie można pogodzić trw ałości aktualnie obserwowanej struktury spiralnej ze ś c i s ł ą kołow ością ruchów wodoru ( P r e n - d e r g a s t i B u r b r i d g e , 1960). Pojaw iły się też od razu teoretyczne próby pokonania tej trudności na drodze założenia w ielkoskalow ej e k sp an sji gazu w Galaktyce ( H o y l e i I r e l a n d , 1960a), które ostatnio wydają s ię znajdować potwierdzenie obserw acyjne ( K e r r , 1962). Rów nocześnie obserw acje w linii 21 cm ujawniły zask ak u jący efekt niezwykle gwałtownych ruchów ekspan syj­ nych w bliskim otoczeniu jądra Galaktyki ( R o u g o o r i Oo r t , 1959): w o b sza­ rze o promieniu 3 kps gaz ekspanduje z prędkościami od 50 do 150 km /sek, przy czym strumień masy je s t rzędu 1 masy O /rok . Je ż e li by ten fenomen miał trwać przez cały c z a s życia Galaktyki (2-1010 lat), ilo ść masy wyrzuconej z oto­ czen ia jądra przekroczyłaby wielokrotnie całą aktualną ilo ść materii między- gwiazdowej w naszym system ie galaktycznym.

Mimo iż od razu zdano sob ie spraw ę, że fenomen ten może być decydujący dla struktury spiraln ej wewnętrznych c z ę śc i Galaktyki i w iązać s ię w sp osób istotny z hipotetyczną ek sp an sją materii między gwiazdowej w G alaktyce, do­ tychczasow e próby interpretacji teoretycznej tego wypływu — o których będzie mowa w rozdz. III — nie wychodziły poza zakres bardzo fragmentarycznej su­ g estii.

W niniejszym artykule przedyskutowana będzie również podana przez autora ( G r z ę d z i e l s k i , 1962) próba interpretacji obserwowanego zjaw isk a e k sp an sji w częściach centralnych. K onieczna tu je s t pewna uwaga terminologiczna: przez zewnętrzne i wewnętrzne c zę śc i Galaktyki rozumieć będziemy obszary leżące w stosunku do środka Galaktyki odpowiednio dalej lub bliżej niż Słońce (odle­ gło ść Słońca = 8 .2 kps); przez c zę śc i centralne rozumieć będziemy ten ob szar c z ę śc i wewnętrznej, który leży wewnątrz okręgu o promieniu 3 kps zatoczonego ze środka G alaktyki —w tym w łaśnie obszarze obserwuje s ię ruchy ekspansyjne.

Interpretacja ta musi tłumaczyć d l a c z e g o gaz ekspanduje, czyli podać mechanizm e k sp an sji, oraz odtworzyć charakterystyczne cechy r o z k ł a d u p r ę d k o ś c i i g ę s t o ś c i w y p ł y w a j ą c e g o g a z u, a więc podać model ru­ chów gazu w częściach centralnych.

N iestety, dane obserwacyjne odnoszące się do rozważanego problemu s ą nader skąpe i mają charakter raczej danych jakościow ych niż ilościow ych. Mimo więc iż an aliza n in iejsza ma charakter ilościow y (całkow ania

numerycz-Rozmieszczenie i ruchy gazu między gwiazdowego . ₃₁₉ ne), model może być testowany tylko na podstawie jakościowej zgodności cech otrzymanych rozwiązań z danymi obserwacyjnymi. Na skutek tego staje się rzeczą trudną wyróżnienie różnych hipotez, przy których badane było funkcjono­ wanie modelu. Niemniej pewna ilość konkluzji wydaje się być dostatecznie pewna; stopień tej pewności będzie można zwiększyć, gdy napłyną nowe dane obserwacyjne.

Proponowana interpretacja bierze za punkt wyjścia mechanizm swoistej „sprężyny” magnetycznej. Chodzi o to, że nawijanie się lin ii sił pola magne­ tycznego — na skutek rotacji różniczkowej — wokół środka Galaktyki powoduje powstanie gradientów ciśnienia magnetycznego. Przy pewnych założeniach — które właśnie w naszej Galaktyce są spełnione — siła magnetyczna może być skierowana na zewnątrz i wypychać gaz z otoczenia jądra nadając mu dużą prędkość ekspansji.

Mechanizm ten może pracować przez czas dostatecznie długi tylko pod dwoma warunkami: po pierwsze, gdy opór nawijanej sprężyny równoważony bę­ dzie przez odpowiedni moment siły; po drugie, gdy gaz w centralnych częś­ ciach Galaktyki nie ulegnie zbyt szybkiemu wyczerpaniu.

Wydaje się, że spełnienie tych warunków może być zrealizowane tylko w dwu zasadniczych hipotezach: 1) pobieranie masy i momentu pędu (co jest równoważne działaniu momentu siły) od gwiazd stanowiących główny* „zbior­ nik” tych dwu wielkości, 2) na drodze południkowej cyrkulacji masy i momentu

pędu przez gazową Koronę Galaktyki, przy czym przepływ przez Koronę może być bądź , , spontaniczny” (opadanie losowe obłoków koronalnych na płaszczyz­ nę Galaktyki), bądź też jest sterowany przez jakiś wielkoskalowy mechanizm.

II. DANE OBSERWACYJNE ODNOŚNIE DO ROZMIESZCZENIA I RUCHÓW GAZU

II. 1. R OZM IESZC ZEN IE I RUCHY NEUT RALNEGO WODORU

Systematyczne obserwacje w lin ii 21 cm, mające na celu przebadanie roz­ kładu neutralnego wodoru w naszej Galaktyce podjęte zostały w 1951 r. w Obser­ watorium Lejdejskim. Zebrany w okresie dwu lat bogaty materiał obserwacyjny — dzięki któremu zresztą udało się po raz pierwszy prześledzić zarys ramion spiralnych naszej Galaktyki — został opracowany początkowo tylko w aspekcie zewnętrznych części Galaktyki, jako że zależność między prędkością radialną danego kompleksu wodorowego a jego odległością od Słońca (leżąca u podstaw metodyki interpretacji obserwacji) staje się niejednoznaczna dla wewnętrznych części Galaktyki. Jednakże już w owej pierwszej pracy astronomów holender­ skich (V an de H u Is t, M ii 11 e r i O o r t , 1954) zwrócono uwagę na anomalnie rozciągłe skrzydła profilów wodorowych dla obszarów otaczających jądro Ga­ laktyki; sądzono wówczas, że jest to efekt bardzo intensywnej turbulencji gazu w obszarach centralnych — prędkości chaotycznych ruchów miały dochodzić do 100 km/sek.

N astęp n e l a t a pracy grupy holenderskiej oraz — począw szy od 1957 r. — grupy a u s ta lijs k ie j z R ad io p h y sics Laboratory w Sydney doprowadziły do odkrycia za­ dziw iającej ,,p ł a s k o ś c i ” ro z m ie sz c ze n ia wodoru neutralnego w wewnętrznych c z ę ś ­ ciach Galaktyki: wewnątrz okręgu o promieniu 8 kps zatoczonego ze środka Gala­ ktyki maksyma g ę s to ś c i n eutralnego nigdzie nie odchylają s i ę od , , ś r e d n ie j” pła­ sz c z y z n y o więcej niż 75 p s , a wewnątrz okręgu o promieniu 6 kps odchyłki nie p rz e k ra c z a ją 30 ps. Dzięki owej n iezw ykłej „ p ł a s k o ś c i ” warstwy wodorowej (gru­ bość nie p rzekracza 1/200 średnicy) możliwe s i ę s ta ło przebadanie ro z m ie sz c ze ­ n ia i .uchów wodoru w wewnętrznych c z ę ś c ia c h n a sz e g o układu G alaktycznego ( O o r t , K e r r i W e s t e r h o u t , 1958). O kazało s i ę wtedy, że ro z c ią g łe skrzydła profilów w o b szarach s ą s ia d u ją c y c h z jądrem Galaktyki interp retu ją s ię najlepiej w hipotezie sz y b k ie j e k s p a n s ji neutralnego wodoru z centralnych c z ę ś c i Ga­ laktyki zewnątrz; prędkości e k s p a n s j i s i ę g a j ą przy tym 50 — 150 k m /se k . Dalszy krok naprzód stanow iły bad an ia profilów absorpcyjnych w linii 21 cm, w sz c z e g ó ln o ś c i badanie ab so rp cji na tle em isji ciąg łej radioźródła Sgr A utażsam ianego z jądrem G alaktyki ( R o u g o o r i O o r t , 1959). Obserw acje te w ykazały, że między Słońcem a środkiem Galaktyki znajduje s i ę bardzo wy­ raźnie zdefiniowany utwór wodorowy oddalający s i ę od środka Galaktyki z pręd­ k o ś c ią 53 k m /sek .U tw ó r-ten j e s t widoczny w ab so rp c ji na tle e m isji ciągłej jądra G alaktyki, za ś w em isji w ob sz a ra c h s ą s i e d n i c h aż do = 337°, w którym

to kierunku s t a j e s i ę s ty c z n y do promienia widzenia. P r z e b i e g prędkości radialnej w yznaczonej z profilów emisyjnych j e s t taki, j a k gdyby dla całego z a k re s u długości galaktycznych między = 0° 1 = 337° na kołową prędkość rotacji nakłada s i ę p rędkość e k s p a n s ji (od jądra Galaktyki) rzędu 50 km /sek . W kierunku = 337° o dległość tego utworu od środka Galaktyki wynosi 3 kps, w związku z czym utarła s i ę nań nazwa ,,3-kpc expanding arm” aczkolw iek w chwili obecnej j e s t sp raw ą otw artą czy je s t to r z e c z y w iś c ie ekspandujące ramię spiralne czy też e k sp a n d u ją c y p ie rśc ie ń .

Odkrycie ,,3-kpc expanding arm” skłoniło grupę astronomów holenderskich do podjęcia sp e c ja ln e g o programu obserwacyjnego poświęconego wyłącznie a n a liz ie ro z m ie sz c ze n ia i ruchów wodoru w centralnych c z ę ś c i a c h Galaktyki przy pomocy 25-metrowej parabolicznej anteny w Dwingeloo w połówkowej szerokości l i s t k a 0?56, pracującej w linii 2 1 n a paśm ie s z e ro k o ś c i 20 k c / s . Całko­ wity c z a s obserw acji w ynosił 2400 godzin, c z a s redukcji był wielokrotnie dłu ższy. T e n olbrzymi nakład pracy o p łacił s i ę so w icie. U zyskane wyniki r z u c a ją z upełnie nowe światło na problem struktury i dynamiki centralnych c z ę ś c i Ga­

laktyki ( R o u g o o r i O o r t , 1960).

Próbne r o z m ie sz c ze n ie kompleksów wodorowych, wg in te rp re ta cji R o u - g o o r a i O o r t a , przedstaw ione j e s t na r y s . 1. S łońce o zn aczo n e j e s t lite r ą S, środek Galaktyki w dolnej c z ę ś c i rysunku. N an ie sio n e z o s ta ły tylko kompleksy wodorowe w c e n traln ej c z ę ś c i Galaktyki, bez o t a c z a ją c e j je struktu­ ry bardziej zew nętrznych ramion. Górne ramię j e s t to ,,3-kpc expanding arm” . P o ło ż e n ie dolnego ramienia j e s t bardzo niepewne i n iew ykluczone, że two­ r z ą c e je lokalne maksyma g ę s to ś c i wodoru rozrzucone s ą na bardzo rozległym ob sz a rz e . Strzałki obrazują prędkość ro ta c ji i e k s p a n s ji.

Rozmieszczenie i ruchy gazu między gwiazdowego,. 321 W odległości od jądra r = 600 kps obserwuje s ię radykalną zm ianę rozkładu i ruchów wodoru. Obserwowane profile interpretują s ię n a jle piej w zało żeniu, że wodór neutralny tworzy w tym obszarze pierścień o wewnętrznym promieniu 590 ps, zewnętrznym — 590 ps. G ęstość

wodoru w pierścieniu je st rzędu 1 a t/c m s. Wewnątrz pierścienia prze­ strzeń jest praktycznie pusta i wodór pojawia s ię dopiero w odległościach od środka niew iększych od 350 ps.

W przeciw ieństw ie do wyraźnych efektów ekspansji wodoru w obszarach od r = 1 kps do r = 3 kps, bezpośrednie otoczenie jądra nie wykazuje żadnych śladów ruchów odśrodkowych. Wydaje s ię , że ma tam m iejsce tylko, rotacja. Obserwowane prędkości rotacji się g a ją 265 km /sek a zatem s ą znacznie wię­ ksze, niż s ię tego do tej pory spodzie­ wano. J e ż e li zało ży ć, że prędkości ro tacji obszarów, gdzie nie zachodzi ekspansja, odpow iadają równowadze między s iłą odśrodkową a s iłą przycią­ gania grawitacyjnego (oznacza to, że zaniedbujemy przyczynki od ew entual­ nych s i ł innej natury, np. magnetycz­ nych), to z obserwowanego przebiegu

prędkości rotacji v ^ w fu n k c ji odległo- RyS> Rozmieszczenie neutralnego wo- ś c i od jądra r można w zasadzie wyzna- doru w centralnych częściach Galaktyki c zy ć przebieg z r łą c zn e j masy c z ę ś c i według R o u g o o r a i O or t a. Odległość centralnych (gw iazdy + gaz). Procedura Słońca od centrum Galaktyki wynosi 8.2 kps ta je st nie do przeprowadzenia dla

r > 600 p s,d la których oprócz rotacji mamy też do czynienia z szybk ą ekspansją. W tym też obszarze (r = 600 ps — 3 kps) nie udaje s ię z profilów w lin ii 21 cm w yznaczać prędkości rotacji v^', są one zamaskowane przez nałożenie s ię du­

żej składow ej prędkości ekspansji vf . Z kolei dla i > 3 kps e k sp an sji s ię nie ob­ serwuje i a n a liz a profilów znów pozwala na wyznaczenie v ^ (metodą punktów tangencjalnych). Tak w ięc z obserwacji w lin ii 21 cm możemy wyznaczyć prze­ bieg prędkości rotacji dla gazu międzygwiazdowego w naszej Galaktyce dla dwu przedziałów : r < 600 ps i > 3 kps.

Wyniki zestawione przez R o u g o o r a i O o r t a (1960) okazały s ię zaskaku­ jące (rys. 2). Wszelkie dotychczasowe modele teoretyczne przewidywały mono- toniczny wzrost (r) do odległości rzędu 7 — 8 kps. Tymczasem prędkość rotacji dla r = 600 ps, wynosząca 265 km /sek je st o około 65 km/sek w iększa od prędkości ro tacji dla r = 3 kps. W ch w ili obecnej je st sprawą otwartą, czy owo „ z a fa lo w a n ie ” fu nk cji dotyczy tylko gazu czy też składow ej gwiezdnej.

R o u g o o r i O o r t s ą zd an ia, że krzywa na ry s. 2 rep rezen tu je rów nież p rzeb ieg p ręd k o ści ro tacji gw iazd; to za ło że n ie z r e sz tą um ożliw ia im p rz e c ią g n ię c ie lin ii od r = 6 00 p s do r = 3 kps na r y s . 3 k o rz y sta ją c z podobieństw a budowy n a sz e j G alaktyki i g alak ty k i M 31, d la której to g alak ty k i p rzeb ieg (r) dla

R y s. 2. P rzeb ieg prędkości ro tacji w funkcji o d le g ło śc i od środka Galaktyki według R o u g o o r a i O o r t a

sk ład o w ej gw iezdn ej w ykazuje wyraźne za falo w an ia w c z ę ś c i cen traln ej ( B a b c o c k , 1939). Warto jed n ak nadm ienić, że sam fak t za falo w an ia krzywej vtp dla sk ład ow ej gw iezdnej n ie p rz e są d z a je s z c z e id e n ty cz n o ści przebiegu prędkości ro ta c ji sk ład ow ej gw iezdnej i wodoru m iędzygw iazdow ego. M ianow icie z a n a liz y prędkości radialnych gw iazd typu O i B w o b sz a rz e = 17°—67°, G. M i i n c h i L. M i i n c h (1960) otrzym ali o sta tn io w n iosek , ż e p ręd k ości r o ta c ji wodoru w wewnętrznych c z ę ś c ia c h G alak ty k i o d b ie g a ją w yraźnie od p ręd k ości ro tacji gw iazd: d la r = 4 k p s gw iazdy op ó źn iają s i ę o 25 k m /sek z a ś d la r = 6 kps z k o lei wodór s i ę opóźnia o 10 k m /sek .

J e ż e l i jed n ak p rzy jąć d la sk ład o w ej gw iezd n ej — z pow yższym i z a s t r z e ż e ­ niami — p rzeb ieg Vtp (r) proponowany przez R o u g o o r a i O o r t a , to można w yzn aczyć (w zało żen iu , sta c jo n a m o ś c i sk ład ow ej gw iezdnej) p rzeb ieg m asy sk ład o w ej gw iezdnej w funkcji o d le g ło śc i od środka G alaktyki. D a le j, rozkład m asy neutralnego wodoru można (z gru bsza) z n a le ź ć z obserw ow anych profilów . Wyniki (wg R o u g o o r a i O o r t a ) zestaw io n e s ą w tab e li 1.

T a b e l a 1 r (ps) M asa wewnątrz r w 105 m as Słońca G ę sto ść gwiazd w g/cm s G ę sto ść gazu w g/cm * 10 0 .0 3 24000 1 0 '” 100 i o - ,s 20 0.07 7800 10 100 0.92 710 0.5 500 8.3 42 0.2 3000 16 6.9 0.1 8200 60 1.0 0.2

Rozmieszczenie i ruchy gazu między gwiazdowego. 323

Ja k widać, masa gazu stanowi drobny ułamek ogólnej masy c z ę ś c i central­ nych. Gros masy występuje najprawdopodobniej w postaci gw iazd populacji typuM 67 i NGC 188.

P rzyjm ując, że prędkość wypływu gazu przez boczną pow ierzchnię cylindra zbudowanego na okręgu o promieniu 3 kps, wynosi 50 km /sek i przyjm ując na wysokość cylindra wartość 150 ps (grubość warstwy wodorowej) a na gęstość gazu 0.3 a t/c m 3, otrzymujemy, że rocznie z centralnych c zę śc i G alakty ki wy­ pływa 1 masa O. Przez okres życia G alaktyki (= 2-1010 lat) wypłynie zatem 2-1010 mas O , c z y li ponad 20% ogólnej masy G alaktyki — w ielkość przeszło dziesięciokrotnie w iększa od całkow itej masy wodoru neutralnego w G alaktyce, stanow iącego niew ątpliw ie gros materii m iędzygw iazdow ej. 0 ile więc ekspan­ sja gazu z c zę ś c i centralnych nie je s t zjaw isk iem efemerycznym w czasie ży­ cia G alakty ki, to nie może ona za ch o dzić na koszt masy wodoru znajdującego s ię aktualnie w centralnych c zęśc ia c h G alaktyki: uległby on wyczerpaniu w zni­ komo krótkim — w porównaniu z wiekiem G alaktyki — c zasie rzędu 108 lat. E kspandujący wodór musi być w ja k iś sposób uzupełniany.

Podjęte ostatnio próby ( K e r r , 1962) pogodzenia obrazu ramion wodorowych naszej G alaktyki uzyskanych z w ieloletnich serii obserw acji grup holenderskiej i a u s tra lijs k ie j, prowadzą do w niosku, że n a jle p s z ą zgodność wyników opartych na obu seriach obserwacji otrzymuje s ię je ś li z a ło ży ć , że c ały system materii m iędzygwiazdowej ekspanduje od środka ku peryferiom G alaktyki. W c zęściach centralnych prędkość e k sp an sji vr sięga przy tym 50—150 km /sek, spadając dalej szybko, by w okolicy Słońca w ynieść około 7 km /sek. Tego rodzaju wiel- koskalowa ekspansja zm ieniająca za sa dnic zo nasze poglądy na dynam ikę c ałej G alaktyki nie pozw ala oczyw iście na traktowanie szybkich ruchów ekspansyj­ nych w centralnej c z ę śc i jako zjaw iska przejściow ego. Najprawdopodobniej istnieje śc isłe pow iązanie tych ruchów z ogólnogalaktyczną ekspansją, przesą­ dzające o dłu giej s k a li czasow ej trwania warunków sprzyjających ruchom ek s­ pansyjnym.

Interesujące potwierdzenie danych o efekcie szybk iej ekspansji wokół centrum G alaktyki przyniosły obserwacje spektrograficzne wewnętrznej c z ę ś c i galaktyki M 31 (M iin c h , 1960). M ianow icie, prędkości radialne wyznaczone z pomiarów dubletu em isyjnego AA 3726/29 [0 II], w skazują na istnie nie dużych prędkości ekspansji rzędu 50—100 km/sek w otoczeniu kilkuset parseków od jądra galaktyki. Is tn ie ją jednak zasadnicze ró żn ic e . Dublet AA 3726/29 powsta­ je w obszarach H II, a zatem w galaktyce M 31 ekspanduje wodór zjonizow any, podczas gdy w naszej G alaktyce — jak na to w skazują obserwacje widma c iąg ­ łego em isji radiowej ( W e s t e r h o u t , 1958) — wodoru zjonizow anego w c z ę ś ­ ciach centralnych w ogóle nie ma. D a le j, rozmiary liniow e obszaru szybk iej ekspansji w M 31 są o czynnik rzędu 10 m niejsze od analogicznego obszaru w naszej Galaktyce. W zw iązku z tym jest rzeczą za sk a k u jąc ą, że oszacow ania tempa wypływu dla galaktyki M 31 d a ją również około 1 masy O na rok. Je st rzeczą ciekaw ą i inna z b ie żn o ś ć . M iano w icie, przebieg funkcji vy (r) (dla tych obszarów galaktyki M 31, gdzie w ystępują szybkie ruchy ekspansyjne)

wyzna-cz ony o s t a t n i o p rz e z L a l l e m a n d a , D u c h e s n e ’ a i W a l k e r a (1960) w yka­ z u j e b a rd z o s i l n e „ z a f a l o w a n i e ” , a n a l o g i c z n e do „ z a f a l o w a n i a ” v<f (r) w o b s z a ­ r z e e k s p a n s j i w n a s z e j G a la k ty c e .

I I . 2. R O Z K Ł A D WODORU ZJO N IZO W A N EG O

Z e w zglę du n a z n a c z n ą a b s o r p c j ę m ię d z y g w ia z d o w ą w p o łu d n io w e j c z ę ś c i Drogi M le c z n e j, b a d a n i e r o z k ła d u o b s z a r ó w H II przy pomocy s t a n d a r d o w y c h m eto d o p ty c z n y c h p o z w a l a s i ę g n ą ć ty lk o do n ie w i e l k i c h o d l e g ł o ś c i od S ło ń c a r z ę d u 3 —4 k p s . D la w i ę k s z y c h o d l e g ł o ś c i k o r z y s t a ć m ożna ty lk o z d a n y c h ra d io ­ wych. M etoda p o s t ę p o w a n i a p o le g a na porów na niu iz o f o t u z y s k a n y c h na f a la c h m etrow ych z iz o fo ta m i u z y s k a n y m i n a f a la c h ce n ty m e tro w y c h . W ten s p o s ó b od­ d z i e l i ć m o ż n a r o z k ł a d źródeł e m i s j i t e rm ic z n e j ( o b s z a r y H II) od źródeł e m isji n ie te r m i c z n e j ( r e l a t y w i s t y c z n e e le k tr o n y ) . T e g o r o d z a j u o b s z e r n a a n a l i z a p r z e ­ p r o w a d z o n a z o s t a ł a p r z e z W e s t e r h o u t a (1958). W w yniku o k a z a ł o s i ę , ż e wodór zjo n iz o w a n y n i e w y s tę p u je z u p e łn ie w o d l e g ł o ś c i a c h r < 2 k p s , n a t o m i a s t w p a s i e r = 3 — 4 k p s ś r e d n ia je g o g ę s t o ś ć w z r a s t a g w a łt o w n i e , by o s i ą g n ą ć w a r to ś ć p i ę c i o k r o t n i e w y ż s z ą od w a r to ś c i ty pow ej d la o t o c z e n i a S ło ń c a (nume­ r y c z n a w a r t o ś ć tych g ę s t o ś c i z a l e ż y od h i p o t e z y co do ś r e d n i c h rozmiarów obłoków H II). D la r > 4 k p s g ę s t o ś ć z j o n i z o w a n e g o wodoru ponow nie s p a d a , p o c z ą t k o w o bardz o s z y b k o , potem w o ln ie j. R ó w n o c z e ś n i e w o d l e g ł o ś c i 3 — 4 kp s od ją d r a g ę s t o ś ć n e u t r a l n e g o wodoru, w y n o s z ą c a d la c e n tr a ln y c h c z ę ś c i G a la k ty k i ś r e d n io 0 . 4 a t / c m 3 z a c z y n a s z y b k o w z r a s t a ć , o s i ą g a j ą c maksimum w o b s z a r z e r = 6 — 7 k p s ( n H = 1.0 a t / c m J). P o n a d t o w o b s z a r z e r = 3 — 4 k p s n a s t ę p u j e s z y b k i s p a d e k p r ę d k o ś c i e k s p a n s j i v f n e u t r a ln e g o wodoru. W s z y stk ie te d a n e s u g e r u j ą , ż e w o b s z a r z e r = 3 — 4 k p s , g d z i e n a s t ę p u j e z a s a d n i c z e z a h a m o w a n ie ru chów e k s p a n s y j n y c h a z a t e m w z r o s t g ę s t o ś c i n e u ­ tr a l n e g o wodoru, p o j a w i a j ą s i ę w arunki le o rz y stn e d la i n te n s y w n e g o p r z e b ie g u p r o c e s ó w g w ia z d o tw ó r c z y c h . P o j a w i a j ą c a s i ę w wyniku tych p r o c e só w z n a c z n a i l o ś ć młodych g w ia z d w c z e s n y c h typów widmowych p o w o d u je p o w s t a n i e l i c z ­ n y ch s f e r H II, p o d n o s z ą c y c h g w a łto w n ie o b s e r w o w a n ą ś r e d n i ą g ę s t o ś ć wodoru z j o n i z o w a n e g o . S ą d z ą c po i l o ś c i wodoru z j o n iz o w a n e g o o b s z a r ten j e s t n a j s i l ­ n ie j g w ia z d o tw ó r c z y m o b s z a r e m w n a s z e j G a l a k t y c e . N a t o m i a s t w p r z y le g a ją c y m doń o b s z a r z e c e n tra ln y m p r o c e s y g w ia z d o tw ó r c z e n ie z a c h o d z ą , n ie ma gw iaz d m łodych i wodór w y s t ę p u j e tylko w p o s t a c i n e u t r a l n e j . P o d o b n ą s y t u a c j ę o b s e r ­ w uje s i ę ró w n ież w p rzy p a d k u g a l a k ty k i M 3 1 . W o d l e g ł o ś c i 600 ps od ją d ra po s t r o n i e p ó łn o c n e j o b s e r w u j e s i ę ra m i ę z b u d o w a n e z c ie m n e j materii bez ś l a d u g w ia z d w c z e s n y c h ty pów lub z j o n i z o w a n e g o wodoru. O b iek ty I p o p u l a c j i p o j a ­ w ia j ą s i ę d o p ie ro w o d l e g ł o ś c i 2 — 4 kps od ś r o d k a g a l a k t y k i ( B a a d e , 1958).

I s t n i e n i e o b ie k tó w I p o p u la c ji ( g w iaz d y w c z e s n y c h typów + z j o n i z o w a n y wo­ dór) p o t w i e r d z a j ą ró w n ie ż w y n ik i d w u b arw n ej fotom e trii p o w ie r z c h n io w e j Drogi M le c z n e j ( E l s a s s e r i l l a u g , 1960): w k ie ru n k u = 331° o d p o w ia d a ją c e m u o b sz a r o m p r z y le g a j ą c y m z z e w n ą tr z db ,,3 -k p c e x p a n d in g a r m ” o b s e r w u j e s i ę b a r d z o wyraźne i o s t r e maksim um j a s n o ś c i p o w ie r z c h n io w e j , b ę d ą c e

prawdopo-Rozmieszczenie i ruchy gazu mi ędzy gwiazdowe g o . 325 dobnie rezultatem zsumowania się świecenia licznych gwiazd typu O i sfer H II leżących wzdłuż ramienia spiralnego, które dla tego kierunku jest styczne do promienia widzenia.

11.3. P O L E MAGNETYCZNE

Jak wiadomo, dotychczas wszystkie informacje o międzygwiazdowym polu magnetycznym oparte były na przesłankach pośrednich. Dopiero stosunkowo niedawno podjęto próby bezpośredniego wyznaczenia natężenia składowej podłużnej pola przy pomocy pomiaru rozszczepienia Zeemanowskiego linii 21 cm. Względnie pozytywny rezultat otrzymano w Jodrell Bank ( D a v i e s , S l a t e r , S hu t er , Wi l d, 1960) dla wąskich linii absorpcyjnych (linie w emisji są z re­ guły znacznie za szerokie dla wykrycia niezwykle subtelnego efektu rozszcze­ pienia): wyniki zestawione są w tabeli 2, w której ostatni wiersz odnosi się do

linii absorpcyjnej produkowanej przez ,,3-kpc expanding arm” na tle emisji ciągłej jądra Galaktyki (Sgr

\).

T a b e l a 2 Długość galaktyczna

radioźródła (ltt )

Podłużna składowa pola magnetycznego w 10"6 gaussów 112° + 1 ± 4; +1 ± 7; -3 ± 7 (trzy linie

odpowiadające trzem różnym obłokom)

185° + 10 ± 10

0° + 14 ± 10

Wszystkie wyniki obarczone są, jak widać, bardzo dużą niepewnością; jed­ nakże największe natężenie pola i najmniejszy względny błąd pomiaru otrzyma­ no dla ,,3-kpc expanding arm” . Można więc stąd wyciągnąć wniosek, że jeżeli pole magnetyczne ma rzeczywiście grać rolę w dynamice gazu międzygwiazdo- wego, to chyba najprędzej w centralnych częściach Galaktyki.

Dalszy ciąg oraz Literatura ukażą się w nr 1 tomu XI „Postępów Astro­ nomii” .

. '

O JEDNO ST CE ASTRONOMICZNEJ B A R B A R A K O Ł A C Z E K

O ACTPOHOMMHECKOfó E/JMHMUE

B. K o J i a Me K

Coflepacamie

B cTaTbe oroBopeHbi HMeromwecH b HacTOHmee BpeMfl flocTM)KeHMH b oó- jiacTK o np e flejieH H a 3HaMeHHH napajuiaKca Cojimja, ajihhłi acTpoHOMimec- Kofi eflMHMiibi h onpeflejieHHa tomhoctm 3tm x 3HaqeHMfi. 0 6 pam eH O BHMMa- Hue Ha cymecTByiomyio Tenepb npo6jieMaTMKy 3thx onpeflejieHMM, pa3pe- uieHHe K 0 T 0 p b ix o>KMflaeTCfl b p e 3 y jib T a T e pa3B M TH H paflM OKOCM MuecKHX

MeTOflOB, HaSjIIOfleHMH MCKyCCTBeHHbIX CnyTHMKOB M (|)OTOrpa4)MHeCKMX

Haf)JiiofleHMfi JlyHbi.

ON THE ASTRONOMICAL UNIT B. K o ł a c z e k

S u m m a r y

The article dicusses present achievements in the field of determining the Sun’s- parallax and the value of the astronomical unit, together with estimate of their exactness. There are also indicated: present problems in their determination, solutions which may be expected from evolution of radiocosmic methods, artificial satellite observations and photographic observations of the Moon.

Do dziś nie znamy dokładnej wartości jednostki astronomicznej (j.a.) wyrażonej w kilometrach. Jak wiadomo,przyjęta przybliżona wartość j.a . w k i­ lometrach wynosząca 149. 500. 000 km, która je st odpowiednikiem przyjętej wartości paralaksy Słońca p e = 8 1'800 jest niedokładna ju ż w dziesiątkach tysięcy kilometrów i wobec tego nie wystarczająca zwłaszcza dla potrzeb

astronautyki. Szybki jej rozwój w ostatnich latach spowodował, że dokładna wartość j.a. stała się potrzebą palącą. Wzmożono wysiłki w kierunku wyznacze­ nia tej fundamentalnej stałej. Analizuje się poprzednio uzyskane wyniki i opra­ cowuje się nowe metody wyznaczeń i to głównie na drodze radiotechnicznej, która w obecnej dobie rokuje nadzieje na dokładniejsze dane. W okresie wzmo­ żonego zainteresowania się tą wielkością warto zapoznać się z osiągnięciam i oraz problematyką tych wyznaczeń.

Pierwsze wyznaczenia paralaksy Słońca a stąd j.a. były oparte na pomiarze przesunięć paralaktycznych ciał znajdujących się stosunkowo blisko Ziemi, jak Wenus, Mars i małe planetki. Historycznie pierwsze wyznaczenie paralaksy Słońca miało miejsce w 1672 r., kiedy to R i c h e r i C a y e n n e z obserwacji Marsa w dwu różnych punktach Paryża i Cassini otrzymali wspaniały, jak na ówczesne możliwości, wynik 9"5.

Do tego czasu były znane dwie wartości na p 0 . Wartość 31 podana przez H i p p a r c h a i uznawana do końca XVI w., oraz podana przez K e p l e r a wartość 1'.

Następne wartości uzyskano z zaproponowanych przez H a l l e y ’ a obserwa­ cji przejść Wenus przez tarczę Słońca. Z czterech obserwowanych w tym celu przejść w latach 1761, 1768, 1874 i 1882, mimo wielu wysiłków, rezultat otrzy­ mano tylko w 1769 r. Otrzymana paralaksa Słońca wynosiła 8"681±0"052 i różni­ ła się tylko o 1,4% od obecnie przyjętej.

Po odkiyciu małych planetek oraz ich znacznego zbliżania się do Ziemi dalsze wyznaczenia paralaksy oparto na ich obserwacji. Z obserwacji mikro i heliometrycznych trzech planetek w 1888/9 r. otrzymano następujące wyniki:

Iris (1888) p 0 = 81*825 + 0;'008 Victoria (1889) p 0 = 8V800 + O?006 Sappho (1889) p 0 = 8."796 i 0!'012 średnia p ° = 8'L8036 ± 010046

r ©

Odkiyta w 1898 r. przez W i t t a planetka Eros okazała się szczególnie wygodna do tego celu, była więc dwukrotnie obserwowana w dogodnych opo­ zycjach: w 1901 r. przy zbliżeniu do Ziemi wynoszącym 0.32 j.a . i w 1931 r. przy zbliżeniu równym 0.174 j.a. Materiał obserwacyjny z 1901 r. opracował II i n k s , otrzymując wartość 8"806±0V003.

2847 obserwacji z 23 obserwatoriów 5 kontynentów z 1931 r. opracował szczególnie wnikliwie Spencer J o n e s . Do obliczeń użył on bardzo dokładnych elementów orbity Eros obliczonych przez W i t t a i S t r a c k e g o przy uwzglę­ dnieniu wszystkich perturbacji. Z obserwacji rektascencji Eros, Spencer J o n e s otrzymał wynik p0 = 8." 7875+0" 0009, z obserwacji deklinacji po=8!,7907+ +0."0011 i w średniej przyjął pe = 8" 790 ±0'.,001.

Wartość ta była niższa od poprzednio otrzymanych i jest niższa od wielu późniejszych. Mimo wnikliwej analizy, Spencer J o n e s nie znalazł żadnej przyczyny, która mogłaby powodować takie obniżenie wartości. Z uwagi na

O j e d n o s t c e astro n o m iczn ej 329 s z c z e g ó ln ie d o k ła d n e o p ra c o w a n ie i a n a liz ę S p e n c e r J o n e s a w yznaczona p rz e z n ie g o p a r a la k s a z o s t a ł a p r z y ję ta .

Do w y z n a c z e n ia j . a . z p a ra la k s y S ło ń c a o trz y m a n e j w yżej w spom nianym i m etodam i trygonom etrycznym i, z g o d n ie z e znanym wzorem :

Pe

r , ■

p s in 1

p o trz e b n a j e s t je s z c z e zn a jo m o ść rozm iaru i k s z ta łtu Z iem i. P ro m ień rów nikowy p e w chodzi b e z p o śre d n io do w zoru, z a ś k s z ta ł t figury Z iem i p o śre d n io p o p rze z w pływ s p ła s z c z e n ia Ziem i i d o k ła d n y c h w sp ó łrz ę d n y c h o b s e rw a to ra w zg lęd em ś ro d k a Z iem i n a w y z n a c z a n e p r z e s u n ię c ia p a r a la k ty c z n e c i a ła n ie b ie s k ie g o o b se rw o w a n e g o z dwu punktów o ró ż n y c h w s p ó łrz ę d n y c h g e o g ra fic z n y c h . D otych­ c z a s problem ten r o z w ią z u je s i ę p rz e z p r z y ję c ie p ew n e j e lip s o id y o d n ie s ie n ia , z a n ie d b u ją c r ó ż n ic e sp o w o d o w an e w z n ie s ie n ie m geoidy n ad e lip s o id ą , o ra z w a r to ś c ią p o c h y le n ia pio n u . P ro b le m te n b ę d z ie m ożna ro z w ią z a ć d o k ła d n ie j po u z y s k a n iu z o b s e rw a c ji K s ię ż y c a i s z tu c z n y c h s a te litó w Z iem i b liż s z y c h danych d o ty c z ą c y c h figury Z ie m i. P rz y jm u ją c n a p g ró ż n e w a rto ś c i: E lip s o id a M ięd zy n a ro d o w a p g = 6378388 m " K ra so w sk ie g o p e = 6 3 7 8 2 4 5 m " Ż o n g o ło w ic z a p g = 6 378100 m o ra z n a b łą d w zględ n y p e m a k sy m a ln ą ró ż n ic ę ty c h w ie lk o ś c i w y n o s z ą c ą 288 m, t j . o k o ło 1 /2 5 0 0 0 c z ę ś ć c a ł o ś c i , otrzym am y b łą d p a r a la k s y o k o ło 0100036 lu b b łą d 6000 km w d łu g o ś c i je d n o s tk i a s tro n o m ic z n e j. J e s t to p o n iż e j d o k ła d n o ś c i w y z n a c z e ń try g o n o m e try c z n y c h , a le n a ic h g ra n ic y .

W 1948 r. R .a b e o p rac o w a ł p o n o w n ie m a te ria ł o b s e rw a c y jn y E ro s a z 1 9 3 0 /3 1 r. s to s u ją c je d n a k m e to d ę d y n a m ic z n ą . Miał on do d y s p o z y c ji, do s w o je g o o p ra c o w a n ia , je s z c z e d o k ła d n ie js z e ele m e n ty o rb ity E ro s , bo o p a rte na w ięk szy m m a te ria le o b s e rw a c y jn y m , c z a s e fe m e ry d a ln y e lim in u ją c y b łę d y nie- r e g u la m o ś c i o b ro tu Z iem i o ra z d o k ła d n ie js z e m asy p la n e t (ta b . 1).

T a b e l a 1

l/m

(w jednostkach masy Słońca)

P laneta Rabe _{(użyte przez Witta)}Newton

Mercury 6120000 ± 43000 6000000

Wenus 408645 ± 208 408000

Ziemia + K sięży c 328452 ± 43 329390

Mars 3110000 ± 7700 3093500

Ze w zg lę d u n a duże z b liż e n ie E ro s a do u k ła d u Z ie m ia -K s ię ż y c , m a s a te g o u k ła d u m ia ła d e c y d u ją c y w pływ .

Metoda dynamiczna R a b e g o jest znacznie prostsza od użytej przez Spen­ cera J o n e s a metody trygonometrycznej i w zasadzie swojej opiera się na równoważeniu siły odśrodkowej w ruchu obiegowym Ziemi przez siłę przyciąga­ ni a Słoń ca

2 u 1 f m ( n\

— — a

(l + — ),

i a \ m/

gdzie:

S — ilość sekund w roku gwiazdowym a — jednostka astronomiczna

m+n — masa układu Ziemia-Księżyc f — stała grawitacji

M — masa Słońca.

W wyprowadzonym stąd wzorze na paralaksę Słońca

V *

gdzie: yg — równikowe przyśpieszenie ziemskie

1 + cr — współczynnik występujący we wzorze na przyśpieszenie siły cięż­ kości:

>■

«

A

(i t .)

Pe

figurują jednak oprócz omawianego już promienia równikowego pe dwie stałe: ye i suma mas układu Ziemia-Księżyc m + fi, również trudne do wyznaczenia i dotychczas nie znane dostatecznie dokładnie. Międzynarodowa wartość ye = = 978.049 cm/sek2 otrzymana z serii obserwacji wykonanych w 1398—1904 w Poczdamie różni się o około 13—16 miligali od wyznaczanych ostatnio w Wa­ szyngtonie, Teddingtonie i Leningradzie wartości. Według tych ostatnich wy­ znaczeń należałoby na ye przyjąć wartość 978.034 cm/sek2 licząc się z błędem 3 m iligali. Masę Księżyca można otrzymać jako „produkt uboczny” z wyznaczeń paralaksy Słońca, z wyznaczeń tak zwanej paralaksy miesięcznej Ziemi spowo­ dowanej jej ruchem obrotowym wokół środka ciężkości układu Ziemia-Księżyc, wreszcie ze zjawisk nutacyjno-precesyjnych. Z obserwacji Erosa w 1900/01 H i n k s otrzymał na stosunek masy Księżyca do masy Zieini wartość fi/m = = 1:81.53 ± 0.047. Spencer J o n e s z obserwacji Erosa w 1930/31 r. otrzymał fl/m = 1:81.276 ± 0.021 oraz z analizy zjawisk nutacyjno-precesyjnych fi/m = = 1:81.65. Błąd względny tej wielkości sięga 5%.

O jednostce astronomicznej 331

—— j zatem przyjmując nawet jako błąd względny tej w ielkości ró żn ic ę stosunku 3

u/m uzyskaną przez H i n k s a i Spencera J o n e s a z obserwacji Erosa wyno­ s z ą c a 0.000039 otrzymamy względny błąd paralaksy 0V00011, co odpowiada

2000 km w długości j.a .. Wpływ przyjęcia różnych w artości na pe nie prze­ kracza OI'OOOll, istotny natomiast wpływ na paralaksę w yznaczaną tą meto-

m

+

M

Przyjm ując za R a b e wartość stosunku fi/m = 1 :8 1 .3 7 5 i w yznaczoną

m . + f i

przez niego z obserwacji E rosa wartość --- = 1 : 328452, otrzymamy na M

paralaksę p0 = 8."79835 ± 0!'00039 podaną przez R a b e g o . W rażliwość metody na wartość s to s u n k u — _ J i w idać, je że li przyjmiemy n a — ^ - ^w a rto ść uzyskaną

m + n

przez Spencer J o n e s a ---= 1:329340. Otrzymamy wówczas p = OJ'79044, M

wartość bardzo b lis k ą jego wyniku. Nie należy zapom inać, że je s t to w ylicze­ nie odwrotne do tego, które wykonał Spencer Jo n e s .

P ozostaje więc niew yjaśniona tak duża różnica wyników R a be g o i Spancer J o n e s a otrzymanych z tego samego m ateriału. Wpływ dokładniejszych danych użytych przez R a b e g o nie pow inien przekroczyć dwóch jednostek na czwar­ tym m iejscu. Masa układu Z iem ia—K sięży c, m ająca duży wpływ w tej m etodzie, różni s ię też niew iele od wartości przyjętej przez Spencer J o n e s a m

₊

--- = 1:328390.

M

Pewnym wyjaśnieniem mogłyby tu być nieregularne kształty planetki Eros. D ługość jej wynosi około 35 km, a szerokość 11-16 km. Ł ą c z n ie ze zm ienia­ jącym s ię albedo w różnych częściach pow ierzchni, nieregularne kształty planetki mogą powodować przesunięcie się fotograficznego obrazu planetki względem gwiazd o k ilk a setnych sekundy łuku. Na przykład am plituda oscyla­ cji powierzchni o db ijającej rzędu 10 km przy odległości planetki wynoszącej 0.2 j.a . powoduje przesunięcie obrazu o 0V07. C hociaż okres obrotu Erosa wkoło osi wynosi 5*1 16m, a więc je st dość krótki, można przypuścić, że wpływ nieregularnych kształtów Erosa sfałszow ał wynik, przesuw ając go w 1901 r. w jedną stronę, a w 1931 r. w drugą. Nieregularne kształty planetoidy mają znacznie mniejszy wpływ na metodę dynam iczną i wyznaczaną tam masę c ia ła perturbującego. D ziała lno ść perturbująca zmienia się wolno ze zmianą odległo­ ś c i c ia ła perturbowanego i w tym czasie (w wypadku Erosa okres w ielu dni), d zię k i wielu obrotom, jej pozorna pozycja zostanie wygładzona, dając prawdzi­ wą wartość mas perturbujących planet. Stąd to wynik R a be go wydaje się

realniejszy.

współrzędnych obserwowanych planet: Marsa, Wenus, Ziemi czy Słońca, zawarte w efemerydach i wynoszące około 1". To samo trzeba powiedzieć o wartościach promieni wodzących i systematycznych błędach katalogów pozycji gwiazd. Wszystkie one nie pozwalają na osiągnięcie dokładniejszych wyników metodami trygonometrycznymi.

W metodzie dynamicznej głównym źródłem błędów jest nieznajomość dokład­ nej wartości masy układu Ziemia-Księżyc oraz siły przyciągania Ziemi. R a be oszacował prawdopodobny błąd wyznaczonego stosunku Ji—i _—

M

43

na ono/ieo* co ^aj e błąd paralaksy ± 0,"00039. Uwzględniając jeszcze wpływ 3 28452

błędu wyznaczonej wartości przyśpieszenia siły ciężkości, można oszacować błąd prawdopodobny paralaksy na 0"0005 lub 10000 km w j.a.

Dokładniejsze dane dla yg i sumy mas Księżyca i Ziemi dostarczą również obserwacje sztucznych satelitów Ziemi.

Wyznaczenie paralaksy Słońca było wykonane także na drodze dynamicznej z obserwacji paralaktycznych nieregulamości w ruchu Księżyca.

Główny wyraz tych nierówności ma postać:

P sin (Aj —Ag ),

P© m ~ f *

gdzie P = E — - ---- a E znane z teorii ruchu Księżyca wynosi E = 498531'2

P< m+fl

Po przyjęciu zgodnie z teorią B r o w n a p = 125.119 i wielkościami De S i t t e r a p = 3422'.'529 i-^-=— — < m 81.53 14.2132 po = 125.119 otrzymamy p = 8'.' 8030. ‘ o

Wpływ błędu wyznaczenia nieregulamości paralaktycznych w ruchu Księżyca na wyznaczaną w ten sposób paralaksę zmniejsza się dzięki współczynnikowi cztemastokrotnie. Wpływ nieznajomości pe eliminuje się przez występowanie we wzorze stosunku odległości Księżyca i S łońca—.S ła b ą stroną metody jest

a

jednak niedostateczna znajomość profilu brzegu Księżyca i samego jego pro­ mienia, która nie pozwala na zredukowanie obserwacji przejść brzegu tarczy, czy zakryć gwiazd przez Księżyc do centrum. Wpływ nieregulamości brzegu tarczy Księżyca powoduje błąd rzędu 1". Obserwacje przejść krateru Moesting A również obarczone są błędem spowodowanym różnym jego oświetleniem. Poza

O jedn ostce astronom icznej 333 tyra ostatnie fotograficzne obserw acje K siężyca, jak i poprzednie heliometrycz- ne pomiary, w skazują na asymetrię jego figury.

Prowadzone ostatnio na szeroką sk a lę fotograficzne obserw acje pozycji K się ży ca , przy pomocy kamer Markowitza, dla w yznaczenia nieregulam ości obrotu Ziemi dostarczą odpowiednich danych do wyznaczenia poprawnej war­ tości p aralak sy .

Z innych metod wyznaczania p aralak sy Słońca i j.a . należy wymienić w yznaczanie poprzez s t a łą aberracji otrzymaną innymi metodami oraz metodę spektroskopową i najnow szą radarową.

V

Ze znanego związku k - — - _gdzie k _{— s ta ła ab erracji,} v _{— prędkość} orbi-c

talna Ziem i, c — prędkość św iatła, po podstawieniu na v prędkości liniowej Ziemi poru szającej s ię po orbicie eliptycznej otrzymamy:

h „ . 2ffpe co se c1 1" H S c _{V T ^ ’} gdzie

S — ilo ść sekund w roku gwiazdowym e — mimośród eliptyczny orbity Ziemi pe _{— promień równikowy Ziem i.}

Przyjmując zgodnie z najlepszym wyznaczeniem c = 299 792.5 km /sek v 277 c o se c J l"

oraz znaną wartość współczynnika — ^ - = 8471.875, otrzymamy w przy­ bliżeniu:

k "p " _{= 180.24}

Liczbowo zależn o ść ta przedstaw ia się n astępu jąco: k" _P" 20.47 8.805 .48 .801 .49 .796 .50 .792 .51 .788

Międzynarodowa Konferencja efemeryd w 1896 r. przyjęła k = 20? 47 i p0 = 8!'800. Ostatnie w yznaczenia sta łe j aberracji wykazują jednak w iększe w artości k = 20;'49 a nawet k = 201'51. Wartość 20!'51 otrzymano z obserw acji se te k ty sięcy gw iazd, obserwowanych w celu wyznaczenia zmian szerok ości geograficznych w Międzynarodowej. Służbie Szerokości oraz na sta cja ch sze ro ­ kościowych w Pułkowie i K azaniu. Wyznaczenia sta łe j aberracji k s ą jednak

trudne ze względu na stosowanie metod absolutnych i kłopoty z wyeliminowa­ niem wpływu warunków meteorologicznych. Być może,dokładne obserwacje foto­ graficzną tubą zenitalną dadzą dokładniejsze wyznaczenie tej stałej, a zatem i paralaksy.

Metoda spektroskopowa wyznaczenia paralaksy korzysta ze zjawiska Dop­ plera. Dopplerowskie przesunięcie linii spektralnej gwiazd spowodowane ru­ chem obiegowym Ziemi dookoła Słońca, wiąże się ze stałą aberracji, a więc i paralaksą Słońca wzorem

AA v A c

Metoda ta pozwala bez znajomości wartości c wyznaczyć stałą aberracji. Niestety, na tej drodze nie otrzymuje się zbyt dokładnych wyników. E lim i­ nacji szybkości radialnej gwiazd dokonuje się przez powtórzenie obserwacji po upływie pół roku, a w tym czasie mogą zajść jeszcze inne zmiany, jak np. dla gwiazd podwójnych zmiany w ruchu orbitalnym składników. Dokładność wyzna­ czenia szybkości radialnej gwiazd nie jest duża i wynosi + 0.1 km, to jest oko­ ło 1/300 wartości. W obserwatorium Cape, H o u g h z obserwacji siedmiu jasnych gwiazd otrzymał pg = 8.M802 ± 0'.'06. Francuski astronom G u i n o t zastosował tę metodę do obserwacji Wenus w okresie największego zbliżania i oddalania się tej planety od Ziemi w czasie elongacji w 1956 r. Do obserwacji użył inter­ ferometru Fabry-Perrota. Z pomiaru przesunięć prążków i znajomości orbit Ziemi i Wenus pozwalającej na przejście do prędkości radialnych geocentrycznych, bez znajomości stałej c, otrzymywał stałą aberracji. G u i n o t z dużej ilo ści obserwacji otrzymał jako wynik średni k = 20"514 + 0'.'012, co daje pg = 8'.'787 i

i

o:1005.

Wreszcie ostatnie próby wyznaczeń — to wyznaczenia radarowe. Wyznacza się w tej metodzie odległość odpowiednio dużej planety z pomiaru czasu przej­ ścia wysłanego impulsu fal radiowych do planety i odbitego od powierzchni pla­ nety do Ziemi. Dogodną planetą okazała się tylko Wenus w swojej wewnętrznej koniunkcji z Słońcem. Zaletą tych wyznaczeń jest fakt, że jedyną wielkością, której znajomość jest tu potrzebna, jest szybkość rozchodzenia się fal radio­ wych, którą zazwyczaj przyjmujemy jako równą szybkości św iatła. Poza tym stosuje się również metodę opartą na zjawisku Dopplera zastosowanym do fal radiowych.

Pomiary radarowe wyznaczenia j.a . wykonane były w A nglii, USA oraz ZSRR. Większość z nich robiona była w marcu i kwietniu 1961 r. Obserwacje w Jodrell Bank (Anglia) po przejściu do paralaksy dały wynik p = 8!■'7 943 ± 0'.'0003. Dane opublikowane przez R e c h t in a (USA), jako średnie kilku obserwacji, dały wy­ nik j.a. = 149598590 km, co odpowiada p0 = 8'.'7941. V.A. Ko te ln i ko v w ZSRR otrzymał j.a . = 149599300 i pt = 8'.'7940.

Wszystkie te wyniki są zadziwiająco zgodne, ale wszystkie dają wartości pe niższe od przewidywanej. Występuje tu prawdopodobnie błąd systematyczny

O jednostce astronom icznej

335

m etody. Może on polegać na jakim ś opó źn ien ia przy odbiorze odbitego im pulsu, n a istn ie n iu ja k ie g o ś o śro d k a m ięd zyplanetarnego o p ó źn iająceg o p rz e b ie g fal radiow ych, sz c z e g ó ln ie w o k o licach S ło ń ca i Z iem i, oraz n a n iezn ajo m o ści k s z ta łtu pow ierzchni p la n ety o d b ija ją c e j im puls.

Wydaje s ię w ięc, że n ie m ożna n a ra z ie przyjm ow ać w artości j.a . i p a ralak sy S łońca otrzym anych z pomiarów radarow ych za praw dziw e. Podsum ow ując trz e b a s tw ie rd z ić , że różne metody d a ją bardzo różne wyniki od 8'.'787 do 8'.'809 z po­ wodu dużej ilo ś c i różnego rodzaju błędów sy ste m a ty c z n y c h , które zn ac zn ie p rz e w y ż sz ają błędy przypadkow e w yznaczeń. To było powodem , że M iędzynaro­ dow a K onferencja obrad u jąca w 1950 r. n ad u sta le n ie m sta ły c h astronom icznych n ie m ogła przy jąć na p0 w a rto śc i„ Iep sze j’ ni ż ta z 1896 r.

N ajbardziej praw dopodobną w a rto śc ią p aralak sy S ło ń ca w ydaje s ię w artość ś re d n ia z w szy stk ich w yznaczeń w y nosząca 8'.'797, co odpow iada w artości j.a . = 149.550.000 km z granicznym błędem równym 50.000 km. Błąd ten sięgający 1/3000 całej w arto ści nie pow inien d ziw ić, gdyż odpow iada on d o k ład n o ści wy­ z n a c z en ia w zoica m etra jako 1/40000000 c z ę śc i południka P a ry ż a w y n o szącej ± 0.3 mm. P rzy czym ten o sta tn i był w yznaczany w oparciu o s ia tk ę triangula­ cy jn ą o n ie z b y t krótkich lin iac h bazow ych, p o d c z a s gdy do w y z n aczen ia j.a . zm uszeni jeste śm y k o rz y sta ć z linii bazow ych 20000 razy k ró tszy ch n iż j.a .

Ja k ie s ą perspektyw y na p rz y sz ło ść w rozw iązan iu tego skom plikow anego problem u? P o s tę p pójdzie praw dopodobnie w dwu k ieru n k ach . P ie rw sz y , to roz­ wój i u d o sk o n alen ie m etod rad io te ch n ic zn y ch . D rugi, n a ra z ie je s z c z e n ie re a ln y , to w yznaczenie w artości j.a . z ro z w ią z a n ia tró jk ą ta Z iem ia-S ło ń ce-K sięży c, gdzie lin ią bazow ą będ zie o d le g ło ść Z iem ia-K sięży c, a p o z o sta łe elem enty otrzymamy z -obserw acji położeń p la n e t względem gw iazd zaobserw ow anych z K się ż y c a .

Na zak o ń czen ie należy je s z c z e zw rócić uw agę, że j.a . n ie rów na s ię ś c iś le śre d n ie j z n a jm n ie jsz e j i n a jw ię k sz e j o d le g ło śc i Z iem ia-Słońce o b lic z o n e j na p o d staw ie praw a K eplera i s ta łe j G a u ssa . S ta ła G a u ssa ze w zględu n a uzy­ sk a n ie d o k ład n iejszy c h danych dotyczących d ługości roku gw iazdow ego i sto ­ su n k u --- — wym agałaby popraw ienia, czego z a n ie ch an o ze względu na kon

iecz-M

n o ść p rz e lic z eń w ielu ta b lic . Wobec tego duża p ó ło ś orbity Ziemi równa się 1.000.000,23 j .a ., tak ż e śre d n ia o d le g ło ść j e s t o 35 km w ię k sz a , n iż by to wy­ p adało z p rz y ję c ia s ta łe j G a u s s a .

L I T E R A T U R A

[1] A. Mi c h a j ł o w , The astronomical Unit o f Length (Komunikat zgłoszony na Sympo­ zjum COSPAR, Kwiecień — Maj 1962 r.).

[2] E. F i c h e r a i P. M e l c h i o r , Comm. de 1'Obs.Royal de B elgique, Nr 135, 1958. [3] B. G u i n o t , Buli. A str. T XXII, f. II (1959 r.).

■

B EZSIŁOW E P O L A MAGNETYCZNE A N D R Z E J G. P A C H O L C Z Y K

BECCMJIOBblE MArHMTHblE nOJlfl

A.T.riaxoJibmiK

CoflepwaHwe

PaSoTa npeACTaa/ifleT H3 ce6a o63op BonpocoB, cBH3aHHbix c 6eccn- jiOBbiMH nojiHMM.

B pa6oTe

1) BapwaiJ,MOHHbie TeopeMbi u 6eccnjioBbie riojia.

2) Bonpocw rwflpoMarHMTHoro paBHOBecwH m 6eccmioBbie nojia. 3) Tonojiorwa SeccmiOBbix nojiefó.

4) BeccwjiOBbie nojia b acTpo4>H3HKe.

PaSoTa coAep*MT o6wHpHyio 6n6jinorpa4Mio no BonpocaM KacaioiuHM- ca 6eccHJiOBbix nojieti.

F O RC E F R E E MAGNETIC FIELDS

A.G.

The paper is a review of problems connected with force-free magnetic fields, described in the following sections: 1. Variational theorems in hydromagnetics and force-free fields, 2. Problems of hydromagnetic equi­ librium and force-free fields, 3. Topology of force-free fields and 4. Force- free fields in Astrophysics. The paper contains a large bibliography related to the subject.

T REŚĆ

1. Twierdzenia wariacyjne w hydromagnetyce a pola bezsitowe 2. Równowaga hydromagnetyczna a pola bezsiłowe

3. Topologia pól bezsiłowych 4. Pola bezsiłowe w astrofizyce Uwagi bibliograficzne

1. TWIERDZENIA WARIACYJNE W HYDROMAGNETYCE A POLA BEZSIŁOWE

Wyobraźmy sobie w przestrzeni obszar V wypełniony doskonale przewodzą­ cym ośrodkiem ciągłym, znajdującym się w polu magnetycznym o potencjale wektorowym A = rot U. Załóżmy teraz, że w obszarze tym ośrodek podlega ru­ chom, których charakteru i pochodzenia nie będziemy bliżej precyzować, a które mają tę ważną dla nas cechę, że powodują zmianę pola magnetycznego określo­ ną przez znane w hydromagnetyce równanie

U = rot (tTx U). (1)

Załóżmy ponadto, że układ rozważany jest zamknięty i ruchy wewnątrz obszaru V nie mogą wpływać na potencjał na zewnątrz tego obszaru. Założenie to przy żądanej ciągłości potencjału na ograniczeniu S obszaru V pociąga za sobą znikanie pochodnej czasowej tego potencjału na S. W tak określonym ukła­ dzie (nazwanie którego układem hydromagnetycznym nie byłoby zupełnie ścisłe, jako że nie zostało w nim określone oddziaływanie pola magnetycznego na ruch hydrodynamiczny ośrodka) wielkość I x określona równaniem

/, = f f f A . rot T dz (2) w którym całkowanie rozciąga się na cały obszar V, pozostaje stała w czasie całego procesu ruchu w układzie. Stałość wielkości /,, jak to można łatwo poka­ zać, wynika z równania (1) przy wszystkich wyżej sprecyzowanych założeniach. Równanie (2), będące całką pierwszą układu równań hydromagnetyki, wyraża fakt, że ruchy hydrodynamiczne nie mogą przetransformować pola magnetycznego w zupełnie dowolny sposób (przy nieskończonym przewodnictwie elektrycznym ośrodka), lecz tylko tak jak na to pozwala warunek prostopadłości zmiany po­ tencjału wektorowego X*do prędkości 7, która tę zmianę wywołała, i do kierunku pola magnetycznego //. Warunek ten wynika bezpośrednio z równania (1).

Zastanówmy się teraz nad problemem, jakiej konfiguracji pola magnetyczne­ go H(x,y,z) odpowiadać będzie stan określonego wyżej układu, scharakteryzo­ wany ekstremalną wartością energii magnetycznej30t.Będziemy zatem szukać takiego U(x,y,z) lub A(x,y,z), aby energia magnetyczna

3»=

J-fff R1

* =

fff

(rot

& dt

(3)

077 077

przyjmowała wartość ekstremalną pod warunkiem stałości wielkości I t danej równaniem (2). Przy zastosowaniu procedury Lagrange’a będzie to równoważne poszukiwaniu takiej funkcji .4(*,y,z), która spełnia warunek znikania wariacji następującej całki

Bezsiłowe pola magnetyczne 339 0 = 8 / / / l(rot A)1 — a A. rot 7| dr = 2 / / / ir o t rot A — a rot A] SA dr, (4) w której a jest tzw. czynnikiem Lagrange’ a, zaś wariacja SA znika na ograni­ czeniu S obszaru V. We wszystkich powyższych formułach całkowanie rozciąga się na cały rozważany obszar V. Jeżeli teraz wariacja 8/f potencjału wektoro­ wego jest dowolna wewnątrz obszaru V, to równanie (4) jest spełnione przez każde pole, dla którego

rot rot A — a rot A= 0 (5)

czyli

r o t/7 = a /T (6)

ze stałym a. Chcąc odczytać sens fizyczny powyższego równania zauważmy, że ponieważ siła F ^ działająca na przewodnik z prądem j poruszający się w po­ lu magnetycznym (tzw. siła Lorenza) dana jest wyrażeniem

fiL = J~x II = -- rot U x it, (7)

\n

przeto równanie (6), wyrażające warunek równoległości" wektora prądu do wekto­ ra pola magnetycznego, pociąga za sobą znikanie siły Lorenza. Takie pola ma­ gnetyczne, dla których siła Lorenza znika, nazywamy polami bezsiłowymi.

Na podstawie powyższego można sformułować następujące T w i e r d z e n i e 1 (Woltjera):

Bezsiłowe pole stanowi stan o ekstremalnej wartości energii magnetycznej w zamkniętym układzie, określonym powyżej.

Twierdzenie powyższe odnosi się do pola spełniającego warunek (6) przy stałym a. Istn ieją pola bezsiłowe, dla których współczynnik a nie jest stały, lecz zależy od położenia. Warunek znikania siły Lorenza jest bowiem spełniony w ogólności, ‘gdy

rot ft = a (x,y,z) . /T. (8) W szczególnych wypadkach może być a = const lub nawet a = 0. Ogólnie współczynnik a musi spełniać wdrunek

TJ . grad a = 0, (9)

który otrzymuje się biorąc diwergencję obu stron równania (6).

Zasada wariacyjna w zastosowanej wyżej formie prowadzi do otrzymania warunków zarówno na minimum absolutne energii magnetycznej, jak też i na inne ekstrema, które odpowiadają niestabilnym stanom. Stan absolutnego minimum energii, a więc stan stabilny, odpowiadać będzie pewnym określonym wartoś­ ciom współczynnika Lagrange’a a. Ogólnie biorąc, charakter ekstremum i zwią­ zana z nim stabilność stanu równowagi może być ustalony jedynie przez bada­ nie drugiej wariacji energii. W rozważanym wyżej problemie można postąpić prościej, wyrażając energię magnetyczną poprzez całkę

JJf = -- f f f (rot X )2 dz = — / / / A. rot A dz =— . /,. (10)

877 8n 8n

Rozwiązanie równania (6) przy warunku znikania składowej normalnej pola na ograniczeniu S wskazuje (p. ustęp 3), że a musi być zerem pewnych funkcji Bessela ]n (n > 1). Takich zer funkcji Bessela istnieje nieskończenie wiele, z nich wszystkich pierwsze zero ma wartość minimalną. Zatem wartości współ­ czynnika a będącego pierwszym zerem funkcji Bessela odpowiada absolutne minimum energii magnetycznej i pole bezsiłowe charakteryzujące się takim współczynnikiem będzie stabilne.

Je że li przewodnictwo elektryczne jest dostatecznie duże, tak że czas zaniku pola magnetycznego jest w rozważanym układzie dłuższy od czasu zaniku ru­ chów na skutek efektów dyssypatywnych, to pole bezsiłowe o stałym a jest na­ turalnym końcowym stanem konfiguracji. W astrofizycznych wypadkach lepkość jest zbyt mała, aby efektywnie tłumić ruch hydrodynamiczny. Dostateczną jed­ nak dyssypację energii kinetycznej może dawać mechanizm Fermiego akcelera­ cji promieni kosmicznych. Zatem w ośrodku o dużym przewodnictwie elektrycz­ nym, w którym występują silne pola i w którym dyssypacja poprzez mechanizm Fermiego ma miejsce, należy oczekiwać, że pola te mają własność bezsiłowoś- ci (mgławica Krab itp.).

Zatrzymajmy się teraz nad problemem m inim alizacji dyssypacji energii ma­ gnetycznej na skutek strat Joule’ a w układzie scharakteryzowanym daną war­ tością tej energii. Problem polegać będzie na m inim alizacji wielkości ///A | rot Tl |2 dt przy danej wartości fff | H |s dr. Je że li opór ośrodka A jest sta-

v v

łą skalarną, to postępowanie wariacyjne prowadzi do równości

8 fff U | rot U |2 - (Aa2) \fl\2} dt = A f ff (- a J 8 + rot rot ff) SU dz = 0 (11)

V V

przy założeniu bądź znikania wariacji 8 $ na ograniczeniu obszaru V, bądź bra­ ku prądów powierzchniowych, tj. rot /? x d8 = 0. Na skutek dowolności 8/7 wa­ runek (11) jest równoważny równaniu

B e zsiło w e pola magnetyczne 341

Równanie (12) posiada klasę rozwiązań znacznie szerszą od klasy rozwiązań

równania (6). Ponieważ jednak w chłodnej plazmie przewodnictwo elektryczne

nie je st skalarem, lecz tenzorem i istnieje przyczynek do dyssypacji proporcjo­

nalny do iloczynu

x /?|J, przeto w takim wypadku minimum dyssypacji będzie

miało m iejsce dla tych rozwiązań równania (12), które odpowiadają polu bezsi-

łowemu, ponieważ dla pola bezsiłowego iloczyn

x

znika. Na podstawie po­

wyższego można więc wypowiedzieć następujace

T w i e r d z e n i e 2 (Chandrasekhara i Woltjera):

Ze wszystkich pól magnetycznych o danej energii magnetycznej polem cha­

rakteryzującym się minimalną dyssypacją tej energii je st pole bezsiłowe

o stałym a.

Zupełnie analogiczny do rozpatrywanego wyżej je s t problem maksymaliza­

cji ener^i magnetycznej w plazmie przy danej ustalonej średniej kwadratowej

wartości gęstości prądu. Poszukiwanie minimum nie ma w tym wypadku sensu,

jako że gęstość prądu zależy od gradientów pola, które przy danej wartości

energii magnetycznej mogą być dowolnie wielkie. Podobnie jak poprzednio, po­

stępowanie wariacyjne prowadzi do równania (12). Jednak stacjonarnym polem

spełniającym żądany warunek je st tylko pole bezsiłowe, inne bowiem rozwiąza­

nia równania (12) prowadzić będą do powstawania ruchów plazmy, które z kolei

zmodyfikują pole. Tak więc możemy sformułować

T w i e r d z e n i e 3 (Chandrasekhara i Woltjera):

0 ile w jakimś obszarze plazmy został osiągnięty stan o maksymalnej war-

tości gęstości energii pola magnetycznego przy danej średniej kwadratowej

wartości gęstości prądu (z wyłączeniem prądów powierzchniowych) i stan

ten je st stacjonarny, to je st on zrealizowany przez pole bezsiłowe o sta ­

łym a.

Zwróćmy uwagę na jesz cz e jedną interesującą własność pól bezsiłowych,

mianowicie na własność swobodnego zanikania bez powodowania ruchów hydro­

dynamicznych ośrodka. Równanie swobodnego zaniku bezsiłowego pola w ośrod­

ku o przewodnictwie a przy nieobecności ruchów

f !

= ---

A/?

= --- rot rot

= ---

//

(13)

4 -77(7

4

ma rozwiązanie postaci

ft

= fi

0

exp

(—

a ł /477cr

)

(14)

w którym fl je st każdym rozwiązaniem równania (6) i je st niezależne od czasu.

Zatem bezsiłowe pole o stałym a je st jedyną stabilna forma pola

magnetyczne-go, które zanikając swobodnie w jednorodnej plazmie o skończonym przewod­ nictwie elektrycznym nie zmienia kształtu swoich lin ii sił ani linii prądu, przez co nie powoduje żadnych ruchów hydrodynamicznych w rozważanym ośrodku ( L u n d q u i s t , C h a n d r a s e k h a r i K e n d a l l ) . Zanik każdego pola siłowego powodować będzie ruchy ośrodka, które na skutek oddziaływania hydromagne- tycznego będą powiększać tempo zaniku pola.

Z twierdzenia o wiriale, które przy braku efektów ciśnieniowych i grawita­ cyjnych ma postać

- £ m r 2 p d z = ~ f f f \ ^ \ 2 dz (15)

wynika, że energia pola magnetycznego w plazmie powinna powodować ekspan­ sję konfiguracji plazmowej niezależnie od geometrycznego charakteru pola. Ekspansja taka byłaby sprzeczna z w łasnością bezsiłowości pola. Ten odśrod­ kowy efekt energii pola magnetycznego będzie skompensowany, jeżeli na ogra­ niczeniu konfiguracji płynąć będą odpowiednie prądy powierzchniowe. Tak więc utrzymanie stacjonarnego pola bezsiłowego w jakimś obszarze plazmy wymaga pojawienie się prądów powierzchniowych na ograniczeniu tego obszaru, o ile nie ma odpowiednio dopasowanego pola zewnętrznego.

Dalsze rozdziały niniejszego przeglądu oraz bibliografia umieszczone będą w następnych numerach „Postępów Astronomii” .

Z PRA CO W N I I OBSERW ATORIÓW

BELGRADZKIE OBSERWACJE POLARYZACJI I KORELACJA POMIĘDZY ZALEŻNOŚCIĄ POLARYZACJI OD DŁUGOŚCI FA LI ORAZ STOSUNKIEM PO LA RY ZA CJI DO ABSORPCJI

A. K R U S Z E W S K I

BEJirPAflCKME HABJIW/JEHMH IIOJIHPM3AUWM CBETA 3B E3/J

14 KOPPEJ1HUMH M E W 3ABMCMMOCTbIO nOJlflPM3AUMM OT /JJIMHH

BOJ1HM M 3ABJ1CMMOCTbH) nOJIHPI43AUMM OT ABCOPBBMM

A. K p y m e B C K M

Co f l e p * a H M e

OnHCbiBaioTCJi Ha6jiiofleHMH nojiapM

3

u 3B63flHbix accoijMaiiMHX. Bojiee aeTajibHO o6cy)KflaiOTCfl Ha6jiiofleHMH

fljIH 24 3B63A 0Ka3aJIHCb flOCTaTOMHbIMM flJIfl 06cy>KfleHMfl 3aBMCHM0CTM

M e w y 3aBHCHM0CTbI0 nOJIHpM3aUHH OT UBeTa M OTHOUieHMeM nOJiapM3a- UHM k aScopOqMH. K o r a a oTHomeHue nojiHpn3amin k a6cop6i;nH B 03pacT a- eT , T orfla cTeneHb nojiHpn3aijMn b cmhmx Jiy'iax B 03pacTaeT 6 b ic T p e e , MeM

b * 6 j i t u x jiy u a x . npMBOflHTCH apryMeHTbi b nojib3y o6i>sicHeHMH H a6jiioflae-

M oro 34>$eKTa q e p e 3 n3MeHeHnn b pacnpeaeJieHMM pa3M epoB nojiapM3y-

IOmHX nblJlHHOK.

BELGRAD OBSERVATIONS O F POLARIZATION AND THE CORRELATION BETWEEN THE POLARIZATION - WAVE LENGTH D EPEN D EN CE

AND TH E POLARIZATION - ABSORPTION RATIO A. K r u s z e w s k i

S u m m a r y

T he program of polarim etric m easu rem en ts in g a la c tic c lu s te r s and s t e ll a r a s s o c ia tio n s is described* The m easu rem en ts of highly p o la riz e d s ta n d a rd s t a r s are d is c u s s e d in more d e ta ils . T he a c c u ra te tw o-color p o la rim e tric m easu rem en ts of 24 s ta r s provided a su ffic ie n t s e t of d a ta for d is c u s s in g th e re la tio n betw een