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 X X II — ZESZYT
41974
W A R S Z A W A • PAŹDZIERNIK — GRUDZIEŃ 1974
U O ( u n i w e r s y t e c k a)
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 XXII — ZESZYT 4
1974
K OLEGIUM REDAKC YJNE
Redaktor naczelny: Stefan Piotrowski, Warszawa
Członkow ie: Józef W itkow ski, Poznań W łodzim ierz Zonn, Warszawa
Sekretarz R edakcji: Jerzy Stodółkiew icz, Warszawa
Adres R edakcji: Warszawa, Al. Ujazdow skie 4 O bserw atorium Astronomiczne U W
W Y D A N O L P O M O C Ą F IN A N S O W Ą P O L S K IE J A K A D E M II N A U K
Printed in Poland
Państwowe W ydaw nictw o Naukowe O ddział u) Łodzi 1974
W y danie I. Nakład 578+122 egz. Ark. myd. 8.00. Ark. druk. 6 ,7 5 + w k le jk a Papier offsetomg kl. I I I , 80 g, 70 X 100. Podpisano do druku 13. X I. 1974 r.
D ruk ukończono u j grudniu 1974 r. Zam . nr 453/74. C-5. Cena zł 10,—
Zakład Graficzny W ydaw nictw Naukowych Łódź, ul. Żwirki 2
ARTYKUŁY
POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXII (1974). Zeszyt 4
PRZELOT W POBLIŻU JOWISZA T O M G E H R E L S
University of Arizona (Tucson, Arizona, USA)
nPOJIET
n0BJIM30CTH lOnMTEPA
T. T e p e j i c C o f l e p j K a H H e
npeflCTaBJieHbi rnaBHhie pe3yjibTaTbi HccneaoBaHHH lOrmTepa, ero OKpecHocreH h c n y T H H K O B , npn H cn0Jib30BaH H H annapaiypbi, noMeiueHHOH Ha IlHOHepe.
THE FLYBY OF JUPITER S u m m a r y
Principal results of the investigation of Jupiter, its satellites and surrounding space by Pioneer 10 mission are presented.
Wysłanie w 1973 r. próbnika kosmicznego poza orbitę Marsa i podjęcie po raz pierwszy aktywnej eksploracji Jowisza stanowi istotne rozszerzenie zakresu naszych badań Układu Słonecznego. Projekt ten narodził się niemal równocześnie z projektem tzw. „Grand Tours” , zakładającej wykorzystanie pola grawitacyjnego Jowisza do skierowania prób nika ku Saturnowi, lub nawet ku jednej z jeszcze odleglejszych planet. Ponieważ jednak samo otoczenie Jowisza okazało się prawie zupełnie nie znane, NASA zdecydowała się na dokonanie uprzedniego rekonesansu za pom ocą odpowiednio tańszego urządzenia. Kosztem ok. 100 min dolarów przygotowano do lotu dwa próbniki: Pionier 10 i 11. W odróżnieniu od wyższej klasy próbników typu Mariner, posiadających stabilizację w trzech osiach, wspomnianie próbniki Pionier 10 i 11 miały tylko stabilizację obrotu. Na rys. 1 widoczna jest czasza głównej anteny komunikacyjnej; jej średnica wynosi 2,7 m. Czasza ta jest utrzymywana stale w kierunku Ziemi, podczas gdy pozostała część próbnika obraca się wokół osi czaszy z częstotliwością 5 obrotów na minutę.
Projekt ten jest realizowany w Ames Research Center w pobliżu San Francisco, sto sunkowo skromnymi siłami 55 osób (pod sprężystym kierownictwem administracyjnym Charlesa F. H a 1 1 a), które ponadto śledzą ruchy próbników z serii Pionier o numerach od 6 do 9 oraz prowadzą przygotowania do realizacji projektu Pionier — Wenus. Masa
252
T. GehrelsRys. I. Czasza głównej anteny komunikacyjnej Pioniera 10
próbnika zawiera się w granicach od 240 do 2 60 kg zależnie od ilości hydrazyny zużytej podczas manewrowania, przy masie instrumentów pom iarowych równej 30 kg. Je s t on też pierwszym cywilnym urządzeniem wyposażonym w radioizotopow y generator ter miczny (R T G ). Ryzyko skażeń radioaktyw nych w fazie startu sprawia, że użycie takiego generatora wymaga zachowania szczególnych ostrożności, a także specjalnego zezwole nia Prezydenta Stanów Zjednoczonych.
'lak więc celem opisywanego projektu było wysłanie w przestrzeń kosm iczną prekur sora znacznie am bitniejszy cli m isji, z zadaniem zbadania pasa planetoid oraz otoczenia Jow isza. Kilkumiesięczny lot udowodnił, że planetoidy nie stanow ią istotnego niebezpie czeństwa dla statków kosm icznych. Chociaż obecnie znanych jest ok. 2 0 0 0 planetoid, a gęstość przestrzenna pojedynczych, drobnych brył powinna być dość znaczna, prawdopodobieństwo zderzenia jest na tyle m ałe, że Pionier 10 przeszedł przez obszar ich występowania bez większych przygód. Podobnie Pionier 11, znajdujący się obecnie w odległości 2,9 j.a . od Słońca, nie doznał żadnych uszkodzeń w pasie planetoid. Jeśli natomiast chodzi o obszar radiacji wokół Jow isza, to odnoszące się do niego prognozy uległy znacznemu pogorszeniu po starcie próbnika, gdy niemożliwe już było dokon a nie jakichkolwiek zmian konstrukcyjnych.
Niektóre z instrumentów pomiarowych próbnika są zaznaczone na rys. 2. 13 p o wierzchni czynnych detektora ineteoroidów pozwala na wykrywanie cząstek o masach /. przedziału 10'9 - 10 8 gram ów; naukowym kierownikiem programu badań
mikro-Przelot w pobliżu Jowisza 253
NN TEltA o MAfcYM
t U J K A c * *>toOf?cA T t łM O tL Ł O lY C Z H Y
CfEN tRAIO B. rtOTOPOHy U 6
P R ŁfcW < *> T k U H I ^ C y U E N t f c A lO H A *ST <» D t T t c T O f l. AMCHOIO ÓW4 t H t r t O A O * l X ł * t - U u O Ł Jt (CONTOOU r E B ,H i C Z N U P Ł Ł € & k O N A f o t o m e t r u d n iA z o o H e c s o £ A * k L A n t E ANAUZATOQ. PLA1HOHV b E T E W O t t M E T e o f c O i tx J w D C ł E K W R P f tO M iE r n O r i A H iA 0 h |^ 2 i O n E < * O R e f U x T o a . A N T f n y o o u i r n 2 n ,K O P o P C łE f t w O N * C 2% W EK . M A tA D O V tA fty C H t x m»»6 \6 EftO N tiO M V A rtT E N A O fcttf Dn i N Z y s k o R e F lE iC T O R A H T E N V o o ^ i y M *Y **.V / o i n E b H t H Ł y ^ K .0 A N lB M Y 3 1U W A Ł J Sfc-O f^cA D Y F U Z E R Ł v» IA T fc A O Tw ^ O , TO «A P L A Z H O H E O O R T & fW O H E T * . NAbftO JSTO HY S*lHi\L O fcŁO TU H A < * H t r O M e T Ł
Rys. 2. Przyrządy pom iarow e Pioniera 10
meteoroidów jest William K i n a r d z Langley Research Center. Pozostałe instrum enty pomiarowe mieszczą się w pojemniku znajdującym się za czaszą anteny o dużym zysku. Wyjątek stanowią m agnetom etr, umieszczony na 5-metrowym wysięgniku (kierownik programu Edward S m i t h z Je t Propultion Laboratory) oraz detektory asteroiddw i m eteoroidów , umieszczone w oddzielnej skrzynce pomiędzy generatorami RTG (kie rownik programu: R obert S o b e r m a n z General Electric Company). Pomiary w yko nywane za pom ocą analizatora plazmowego nadzorowane są, przez Johna W o 1 f e z Ames Research Center, który pełni również funkcje koordynatora naukowego projektu. Frank M c D o n a l d z Goddard Space Flight Center kieruje obserwacjami prom ienio wania kosmicznego (teleskop promieniowania kosmicznego na rys. 2). Walker F i 11 i u s z University o f California, San Diego, kieruje programem obserwacji promieniowania uwięzionego. John S i m p s o n z University of Chicago prowadzi obserwacje cząstek naładowanych, a Jam es V a n A l l e n z University o f Iowa jest odpowiedzialny za wy korzystanie teleskopu Geigera. Guido M u n c h z California Institute of Technology kieruje radiom etrycznym i obserwacjami w podczerwieni, a Darrell J u d g e z University of Southern California — fotom etrycznym i obserwacjami w nadfiolecie. 0 naszym foto- polarym etrze obrazującym będę jeszcze mówił bardziej szczegółowo w dalszym ciągu. Z lotem próbnika związane są ponadto dwa programy nie wymagające specjalnych
254 T. Gehrels
instrum entów pom iarowych: Arvvdas K 1 i o r c zajmuje się okultacjami pasma S, a John A n d e r s o n prowadzi analizę przesunięcia dopplerowskiego sygnałów tele m etrycznych z punktu widzenia teorii ruchów satelitarnych. Oba programy prowadzone przez Je t Propultion Laboratory. Ponieważ w każdym eksperymencie bierze udział kilku współpracowników z różnych ośrodków, w badaniach ośrodka międzypalnetarnego oraz otoczenia Jowisza zaangażowana jest stosunkowo liczna grupa uczonych.
Warto w tym miejscu poświęcić kilka zdań okolicznościom towarzyszącym samemu przelotowi w pobliżu Jowisza. Ponieważ była to najszybsza i najdalsza z dotychczaso wych podróży kosmicznych, jej kulminacyjny m om ent wywołał zrozumiałe podniecenie w ośrodku kierującym lotem w Ames. Start Pioniera 10 (za pom ocą rakiety Atlas-Centaur) miał miejsce 3 marca 1972, natom iast największe zbliżenie do Jowisza nastąpiło 4 grudnia 1973 (daty w czasie uniwersalnym). Tak więc, pomimo że średnia prędkość była równa 60 000 km /godz., lot trwał ok. 21 miesięcy.
W odległości ok. 108 promieni od Jowisza (R . = 71 600 km) Pionier 10 wszedł w obszar fali uderzeniowej, zaznaczonej na rys. 3. Tak wczesne wejście próbnika w obszar podwyższonej radiacji wywołało obawy co do dalszej pomyślności lotu. Kilka dni później nagła burza w wietrze słonecznym przesunęła falę uderzeniow ą w kierunku Jowisza, a próbnik znalazł się w obszarze silnej turbulencji i przebywał w nim aż do odle głości ok. 60 promieni Jowisza, gdy ponownie przeszedł przez falę uderzeniową. Biorąc pod uwagę najniekorzystniejsze z naszego punktu widzenia modele obszaru podwyższo nej radiacji oraz najbardziej pesymistyczne oceny trwałości instrum entów , można było oczekiwać, że nasz optyczny teleskop zacznie wykazywać pierwsze poważniejsze uszko dzenia 6 godzin przed m om entem największego zbliżenia do Jowisza. 1 rzeczywiście, w tym właśnie czasie dały się zaobserwować pewne nie kontrolow ane czynności instrum entów pomiarowych oraz zakłócenia w stabilizacji teleskopu. Na szczęście działanie wszystkich instrum entów powróciło w krótce do normy; wszystkie urządzenia próbnika doskonale zniosły przejście w pobliżu Jowisza. Fotom nożniki znajdujące się na pokładzie zostały wystawione na działanie dodatkowego strumienia protonów prze nikających przez cały statek; włączenie się autom atycznych osłon spowodowało obniże nie czułości detektorów , a to z kolei pociągnęło za sobą zmniejszenie się natężenia sygnałów podczas niektórych osberwacji wykonanych w pobliżu Jowisza. Były to jedyne zakłócenia normalnej pracy próbnika! Wejście jego w obszar poza Jowiszem i odcięcie strumienia promieniowania słonecznego spowodowało niewielkie skurczenie się wysięgni- • ków, na których umocowane były generatory TRG i m agnetom etr. Podobnie jak łyżwiarz, który skurczywszy wyciągnięte ręce wiruje szybciej, Pionier 10 wyszedł z cienia Jowisza obracając się z okresem 12,6216 s, zamiast z normalnym okresem 12,6227 s. Efekt ten nie miał oczywiście żadnego wpływu na przebieg obserwacji naukowych.
Na rys. 3 widać, że oś magnetyczna Jowisza nie pokrywa się z jego osią obrotu. Kąt nachylenia obu tych osi został oceniony przez różnych obserwatorów na ok. 15°. Środek symetrii pola magnetycznego nie leży w środku planety, lecz prawdopodobnie jest lekko przesunięty ku półkuli południowej. Osobiście stwierdzenie tego faktu uważam za niezwykle interesujące zwłaszcza wobec znanej i zagadkowej asymetrii między południową i północną półkulą Jowisza. Północny biegun magnetyczny — w którym przeciwnie niż na Ziemi) linie sił pola magnetycznego wbiegają do wnętrza planety
po-Przelot w p o b liżu Jow isza
255
Rys. 3. M agnetosfera Jow isza
łożony je st w pobliżu 2 3 0 ° długości w tzw . układzie III używ anym przez rad io a stro n o m ów . C zerw ona Plam a w ypada w długości 2 6 5 ° w układzie III, co o d p ow iada o k . 1 0 ° długości w układzie II; układ II je s t regularnie podaw any w N autical A lm anac. N atężenie pola m agnetycznego na p o w ierzchni Jow isza o k reślo n o na 4 gaussy. P odane tu w yniki zo stan ą oczyw iście uściślone w m iarę bardziej szczegółow ego opracow yw ania zebranych danych. Pierwsza publikacja d o ty c zą ca lo tu Pioniera 10 ukazała się w grudniow ym w yda niu „S cien c e” z 1973 r.
N ajbardziej uderzającym w nioskiem uzyskanym przez w szystkich obserw atorów pól i cząstek, jest niezw ykle silna koncen tracja prom ieniow ania uw ięzionego w o k ó ł płaszczyz ny rów nika m agnetycznego Prof. S i m p s o n przypuszcza w zw iązku z ty m , że w mag- netosferze Jow isza d o m in u ją być m oże procesy elek tro d y n am icz n e nie m ające swego o dpow iednika na Ziemi. W p rzypadku obserw acji p row adzonych przez Pioniera 10 k o n centracja ta ujawniała się w postaci m odulacji natężenia prom ieniow ania uw ięzionego z okresem 10 godzin. N achylenie osi m agnetycznej pod kątem 1 5 ° do osi o b ro tu oraz o b ró t Jow isza w okół osi spraw iały, że rów nikow e m aksim um n atężenia przecinało tra je k to rię pró b n ik a co jed en okres o b ro tu Jo w isza, tz n . w przybliżeniu co 10 godzin. W ynika stąd bardzo ważna w skazów ka dla dalszych badań Jow isza: by uniknąć niebezpieczeństw a w zm ożonej radiacji, d o pow ierzchni Jow isza należy zbliżać się w obszarach pozarów niko- wych.
K orotacja pól i cząstek zachodzi do odległości ok. 35 R j ; energie cząstek są szczegól nie duze w obszarze do 10 R j . W iększość o b serw ato ró w zaangażow anych w ten ek spery m ent wydała w estchnienie ulgi. gdy o kazało się, że P ionier 10 nie zbliżył się do Jow isza na odległość m niejszą o d 2 ,8 5 R j". W m niejszych odległościach, w zrost radiacji d o p ro w a dziłby do w ysyeenia sygnałów w iększości in stru m en tó w pom iarow ych. Na przykład w o d ległości t R j strum ień elek tro n ó w u energiach w iększych od 3 m ilionów eV był rów ny 5 • 10'' cząstek/(cm ^ • s). Dla p rotonów o energiach w iększych od 3 0 MeV — cząstki o bardzo dużych energiach! — o d p o w ied n i strum ień w ynosił 4 - 1 0 ® cząslek/(cm ^ • s).
256
T. GehrelsWyobraźmy sobie powierzchnię znaczka pocztowego bombardowaną strumieniem milio na protonów na sekundę; biedny Pionier był rzeczywiście w nielada opałach!
Teleskop nadfioletowy prowadził obserwacje wodoru w długości fali 1216 X i helu — w długości 584 A. Wyznaczenie stosunku wodoru do helu wymaga jeszcze szczegółowego opracowania danych, niemniej jednak udało się po raz pierwszy zaobserwować helową poświatę Jowisza. W drugim końcu widma optycznego radiometr podczerwony prowadził obserwacje w pasmach 20 i 40 mikronów. Obserwacje w paśmie 40 mikronów były pro wadzone przez M ii n c h a w celu wyznaczenia szczegółów rozkładu temperatury na tar czy planety w przedziale 128—136 K. Obserwacje w obu pasmach odnoszą się zarówno do Jowisza jak i do jego satelitów. Całkowity strumień promieniowania w tych zakresach pochodzący od Jowisza jest 2,5 razy większy niż w przypadku Słońca; prawdopodobnie nadwyżka ta wynika z grawitacyjnej kontrakcji Jowisza. K 1 i o r e stwierdził istnienie uwarstwionej jonosfery wokół Jowisza oraz wykrył jonosferę wokół Io, która interpreto wana jako część atmosfery neutralnej pozwala na określenie górnej granicy ciśnienia przy powierzchni na 10''’ milibara!
A oto zestawienie wstępnych wyników uzyskanych przez A n d e r s o n a :
Satelita Promień (km) Gęstość (g • cm'3 )
Io 1829 3,48
Europa 1550 3,07
Ganimed 2635 1,94
Kallisto 2500 1,65
Przytoczone wartości promieni są raczej niepewne, z wyjątkiem Io, dla której istnieją również niezależne wyznaczenia oparte o prowadzone z powierzchni Ziemi obserwacje okultacji jasnych gwiazd. Jeżeli jednak przyjmiemy te wartości oraz założymy, że satelity te mają kształt kuli, wówczas uzyskamy gęstości przytoczone w trzeciej kolumnie powyż szej tabeli. Wyraźnie widoczna jest tendencja do malenia gęstości w miarę wzrostu odle głości od Jowisza. (Nawiasem mówiąc, odkrywcą Io i Europy był najprawdopodobniej Simon M a y e r — z łacińska Marius — choć zazwyczaj wszystkie cztery satelity obejmuje się nazwą księżyców Galileusza.) A n d e r s o n uzyskał łączną masę układu Jowisza nieco większą, niż przyjmowano poprzednio; obecnie obliczony stosunek masy Słońca do J o wisza wynosi 1047,341. Spłaszczenie Jowisza, zdefiniowane jako stosunek różnicy pro mienia równikowego i biegunowego do promienia równikowego, wyznaczone metodami dynamicznymi okazało się równe 0,065. Wynik ten jest zagadkowy, ponieważ obserwacje z powierzchni Ziemi dają wartość 0,060. Warto tu jeszcze raz podkreślić, że przytaczane wyniki nie mają jeszcze charakteru ostatecznego, wskazują jednak problemy wymagające bliższego zbadania. Układ detekcji meteoroidów Kinarda zarejestrował w pobliżu Jowisza tylko 10 obiektów, a więc nieco mniej, niż należałoby oczekiwać biorąc pod uwagę przyciąganie grawitacyjne tej planety. Gdyby jednak Jowisz był otoczony równikowym pierścieniem cząstek, podobnym do pierścienia Saturna, jego istnienie nie dałoby się wykryć za pomocą instrumentów umieszczonych na pokładzie Pioniera 10 ze względu na jego krótki czas przelotu przez taki pierścień.
Obserwacje za pom ocą fotopolarymetru obrazującego były prowadzone przez grupę osób w następującym składzie: z University o f Arizona — David C o f f e e n, Charles
Przelot w pobliżu Jowicza 257
K e n K n i g h t , William S w i n d e l l i Martin T o m a s k o , z University of New York w Albany — Martha H a n n e r i Jerry W e i n b e r g (obserwacje światła zodia kalnego prowadzone podczas lotu w kierunku Jowisza) oraz Robert H u m m e r z Santa Barbara Research Center. Eksperyment ten składał się w zasadzie z trzech części: uzyski wanie obrazow Jowisza i jego satelitów, fotometria i polarymetria Jowisza i satelitów, wyznaczanie rozkładu natężenia światła zodiakalnego. Eksperyment ten był przygotowy wany przez blisko 10 lat; pierwsza propozycja dotyczyła lotu Voyagera w kierunku Marsa i nigdy nie została zrealizowana, co zresztą było okolicznością bardzo szczęśliwą, ponie waż pierwsza propozycja była niezwykle naiwna. Kierownictwo NASA zasugerowało i sfi nansowało projekt skonstruowania polarymetru do obserwacji spoza atmosfery ziemskiej. Szczegółową analizą jego projektu konstrukcyjnego zajął się Sam P e 11 i c o r i w swej pracy magisterskiej wykonanej w dziedzinie optyki w University of Arizona. Urządzenie zostało przetestowane w laboratorium oraz w ramach programu lotów balonów wysoko ściowych — Polariscope. Ostatecznie 2,5 cm teleskop-polarymetr został skonstruowany specjalnie dla programu Pionier w Santa Barbara Research Center, w którym zatrudniony jest obecnie P e 1 1 i c o r i. W ten sposób opisywany program związał się z zawodową karierą jednego z naszych studentów.
KIE R U N EK KU Z IE M I
Jak widać z rys. 4, teleskop polarymetru jest ruchomy, co sprawia, że sterowanie naszym urządzeniem jest trudniejsze, niż którymkolwiek z pozostałych jedenastu instru mentów pomiarowych znajdujących się na pokładzie Pioniera 10. W ciijgu ostatnich kilku
258
7. Gehrelstygodni lotu (w fazie największego zbliżenia do Jow isza) fotopolarym etr odebrał ok. 15 0 00 rozkazów. Zasadnicze cechy działania polarymetru są następujące:
Sposoby operacji: 1 — oczekiwanie 2 — światło zodiakalne 3 — polarymetria 4 — obrazowanie
Teleskop: teleskop Maksutowa o średnicy 2,5 cm i długości ogniskowej 8,6 cm.
Pole widzenia:
sposób 2: 2,3 stopnia kwadratowego sposób 3: 0,5 stopnia kwadratowego sposób 4: 0,03 stopnia kwadratowego Zakresy widmowe:
niebieski: 39 0 do 500 nm czerwony: 595 do 7 20 nm Analizator polaryzacji:
sposób 2: sym etryczny pryzm at Wollastona
sposób 3: sym etryczny pryzm at Wollastona i achrom atyczna półfalówka Kalibracja:
sposób 2 : fosfor aktywowany radioizotopem
sposób 3: dyfuzer światła słonecznego, lampa tungstenowa i depolaryzator Lyota D etektory: dwa dwukanałowe fotom etry typu Bendix Channeltrons
Krok zmiany kąta:
sposób 2: 1°8 po każdych 20 obrotach sposób 3: 0^5 zazwyczaj co każde 4 obroty sposób 4: 0,03 po każdym obrocie
(kierunek zmiany lub wstrzymanie zmiany zależnie od rozkazu)
Zakres kątow y: od 1 0 ° do 1 7 0 ° licząc od osi obrotu skierowanej ku Ziemi (antena jest widoczna od 1 0 ° do 2 9 °).
Możliwość zmiany kierunku teleskopu odgrywa w tym eksperym encie zasadniczą rolę, ponieważ tylko dzięki temu możliwe było podczas przelotu obserwowanie planety w róż nych zakresach kąta fazowego (tzn. kąta między światłem słonecznym padającym i odbi tym w kierunku teleskopu). Znajom ość natężenia, barwy i polaryzacji światła rozproszo nego w funkcji kąta fazowego pozwala na określenie pewnych właściwości cząsteczek i aerozoli wywołujących rozpraszanie światła. Ponieważ elementy rozpraszające m ają roz miary porównywalne z długością światła padającego, zjawisko rozproszenia wykazuje sil ną zależność od kąta fazowego. Obserwacje te są więc niezwykle cenną podstaw ą dla dalszych badań gazów i chmur w atm osferze Jow isza, a także dla badań powierzchni jego satelitów.
Możliwość zmiany kierunku teleskopu odgrywa również zasadniczą rolę przy uzyski waniu obrazów powierzchni Jow isza z wirującego próbnika. Ruch wirowy statku jest wykorzystywany do ,.skanow ania” powierzchni planety. Przy najmniejszej aperturze (jed na trzydziesta stopnia) prąd sygnału jest przerywany i analizowany co jed n ą tysięczną sekundy, poszczególne sygnały są przesyłane na Ziemię i składane w jeden obraz. Zmiana
Przelot w pobliżu Jowisza
259
kierunku teleskopu pozw ala na „p rzesk an o w an ie“ sąsiedn iego obszaru pow ierzchn i itd. W yniki poszczególn ych ,,sk an ów “ są następnie składan e w je d e n ob raz całej pow ierzchni. Poniew aż p oszczególn e linie m o g ą nie b y ć p ro ste, u zyskan ie p opraw n ego o b razu w ym aga w stępnej rekty fikacji. Po niej n astęp uje w zm ocn ienie ob razó w oraz n ałożenie na siebie poszczególn ych barw . W sum ie u zy sk an o o k . 8 0 obrazów pow ierzchn i Jo w isz a o lepszej zdoln ości ro zd zielczej, niż obrazy u zysk an e za p o m o c ą teleskopów ziem skich . O siągn ięta zdoln ość rozdzielcza je st jed n ak m n iejsza, niż w p rzy p ad k u obrazów telew izyjn ych . W ydaje się je d n ak , że tech n ika „sk an o w an ia " zasto so w an a w p rzypad k u Pioniera 10 cał kow icie spełniła sw oje zadan ie, zw łaszcza że zasadn iczym celem tych obserw acji było pokrycie m ożliw ie szerok iego zakresu kątów fazo w y ch , n iedostęp n ych p o d c za s ob serw a cji z pow ierzchn i Ziem i.
Pionier 11 w ystarto w ał 5 kw ietn ia 1 9 7 3 r. i n ajw iększe zbliżenie d o Jo w isz a pow inien osiągn ąć 5 grudnia 1 9 7 4 r. P raw d o p od ob n ie przeleci on nad o b szaram i o sze ro k o ści jowi- centryczn ej o k . 5 0 . M inąw szy Jo w isz a pow inien skierow ać się ku Satu rn ow i i znaleźć się w je go pobliżu w roku 1979. Z ako ń czo n e zostały rów nież tech n iczn e p rzy gotow an ia do lotu Pioniera 12, nie istnieje je d n ak je sz cz e szczegółow y program je g o zad ań . J e d n ą z m ożliw ości je st pr/.elot w płaszczyźn ie rów nikow ej Jo w isz a z zadan iem zb ad an ia je go satelitów , a zw łaszcza ich o d d ziaływ an ia •/. obszarem radiacji w okół Jo w isz a .
-POSTĘPY ASTRONOMII Tom X X II (1974). Zeszyt 4
POCHŁANIANIE PROMIENIOWANIA XUV SŁOŃCA W ATMOSFERZE
M A R I A D Y M E K Instytut Geofizyki PAN (Warszawa)
norJIOIIJEHHE M3JiyqEHHfl XUVCOJIHUA ba t m o c o e p e
M. JI u m e k
C o f l e p J K a H H e
MccjieAOBajiocb nornomeHHe H3nyMeHi«[ XUVCojiHitaX = (1025.7 — 33.6)
A
b aTMO- c<j>epe Ha BbicoTax (8 0 - 8 0 0 ) km rjiaBHbiMH cocTaBjimomHMH: N2 , 0 2, O . Ochobw- Bancb Ha MOflenH HeńTpajibHOH aTMOc4)epw C IR A 1965, Ha AaHHbix o hhtchchbhocth cojiHeMHoro H3JiyMeHHH ( X H H i e p e r r e p X . E ., 1970) h Ha 3<jx}>eKTHBHbix ceqe- hhhx Ha (jjoTonornomeHHe ( C i o j i a p c K H P. C., , I I > k o h c o h H ., 1972), bmhh- CneHO 3KCTHHKUHW H OnTHHeCKHe nyTH H3Jiy<ieHHH XUV Ha pa3HbIX BblCOTaX. yMHTbl- Baa nornomeHHe Na , 0 2 h O , npoGeneH aHajiH3 H3MeHeHHH cTpyKTypw K0p0TK0B0n- Horo cneHTpa ConHua npn npoxoxcaeHHH <jepe3 aTMOc<J>epy.ABSORPTION O F THE S O L A R XUV IN THE ATMOSPHERE S u m m a r y
Absorption of the X U V solar radiation X = (1025.7 — X 33.6) A in the atmosphere at heights (80—800) km by the three main constituents (N2, 0 2, O) was investigated. The extinction and the optical path for the X U V radiation at several heights was computed basing on the CIRA 1965 neutral atmosphere model, H i n t e r e g g e r ' s (1970) data on Solar radiation and S t o l a r s k i and J o h n s o n atal. (1972) data on the photoabsorption cross sections. Changes of the X U V Solar spectrum due to N2, 0 , and 0 absorption as function at height were analyzed.
262 M. Dymek
1. WSTĘP
Absorpcja promieniowania X U V * Słońca w atmosferze ziemskiej ma ogromny wpływ na jej dynamikę, strukturę termiczną, elektryczną, zarówno przestrzenną jak i czasową.
Dla zbadania oddziaływania promieniowania X U V z atmosferą konieczna jest znajo mość promieniowania podającego na górną granicę atmosfery, absorpcyjne i jonizacyjne przekroje czynne dla składowych atmosferycznych oraz model atmosfery neutralnej.
Przeprowadzone w ostatnich latach badania satelitarne i rakietowe ( H i n t e r e g g e r 1970) dostarczyły najpełniejszych i najdokładniejszych charakterystyk jakościowych i ilościowych widma X U V Słońca. Uzyskano także nowe dane o fotoabsorpcyjnych i fotojonizacyjnych przekrojach czynnych dla potrzeb areonomicznych ( S t o l a r s k i i J o h n s o n 1972).
W oparciu o powyższe dane i model atmosfery neutralnej C IR A 1965 zbadano pochłanianie promieniowania X U V Słońca o długości fali X = (1027 — 30) A przez trzy główne składowe atmosferyczne: N2 , O 2 i 0 na wysokościach h = (80 — 800) km w atmosferze.
Policzono ekstynkcję i drogi optyczne promieniowania X U V na różnych wysokościach. Przyjmując, że wartości jednostkowej drogi optycznej (r = 1) odpowiada wysokość maksymalnego pochłaniania promieniowania w atmosferze, opracowano krzywą prze zroczystości atmosfery.
Uwzględniając pochłanianie przez N2 , O j i 0 zbadano zmianę struktury widma słonecznego z wysokością w przedziale h - (8 0 — 800) km.
I. WIDMO PROMIENIOWANIA
XUV
SŁOŃCAGłów nym z'ródłem informacji o promieniowaniu krótkofalowym Słońca są prace H i n t e r e g g e r a zrealizowane w A ir Force Cambridge Research Laboratories ( W a t a - n a b e and H i n t e r e g g e r 1962; H i n t e r e g g e r and al., 1964; H a l l et al., 1965; H i n t e r e g g e r and H a l l 1969; H a l l and H i n t e r e g g e r 1970).
Dotyczą one pomiarów wykonanych na rakietach i satelitach w okresie prawie jedne go cyklu słonecznego i dostarczają informacji o widmie promieniowania X U V w różnych etapach słonecznej aktywności.
Najpełniejsze dane zawarte są w pracy (H i n t e r e g g e r 1970). D ają one rozkład in tensywności promieniowania w przedziale długości fal X = (1306 — 30)A. Odnoszą się do spokojnego (bez rozbłysków) Słońca oraz średniej słonecznej aktywnos'ci, scharak teryzowanej przez strumień promieniowania radiowego F 1 0, 7 cm - (130 — 170)-10‘22 Wm‘2 Hz"1. Dokładność strumieni promieniowania X U V podanych w tym przeglądzie oceniona jest na (15—20)%.
*Dla uproszczenia do określenia promieniowania rentgenowskiego i ultrafioletowego używany będzie skrót
XUV
odnoszący się do przedziału długości fali X = (1800 — 30)APochłanianie promieniowania XUV Słońca 2 6 3
II. PRAWO POCHŁANIANIA - PR Z EK R O JE CZYNNE NA POCHŁANIANIE
Prawo pochłaniania promieniowania o długości fali X w atmosferze zawierającej i-składowych o koncentracji N. ma postać:
oo
W = Jo exp{ - \ ° \ , i J Ch(x>h)N. dh | , (1)
h
gdzie: I^(h) oznacza promieniowanie dochodzące do wysokości h, 1Q — promienio wanie padające na górną granicę atmosfery, ax . — przekrój czynny na pochłanianie promieniowania o długości fali X przez i-tą składową atmosfery, N. — ilość cząstek w cm3 wzdłuż drogi prostopadłej do powierzchni Ziemi, Ch(x,h) — funkcja uwzgęd- niająca wydłużenie drogi promieniowania w zależności od kąta zenitalnego x * sfe- ryczność Ziemi.
Droga optyczna:
oo
T = { Z \ i J Ch(x,h)N.dhj
(
2)
charakteryzuje osłabienie promieniowania o długości fali X przez kolumnę atmosfery o wysokości rozciągającej się od h do 00 w kierunku Słońca.
Na danej wysokości, w atmosferze o określonej koncentracji składowych absorbują cych, prawo pochłaniania promieniowania monochromatycznego o długości fali X ma postać ( H i n t e r e g g e r 1961):
/ j i ó T i r - ’ '■ M ‘ > = £ W u ■ <3 >
t^(h ) jest współczynnikiem ekstynkcji promieniowania X na wysokości h.
Do najnowszych prac dających przegląd obecnego stanu wiedzy o absorpcyjnych przekrojach czynnych dla potrzeb aeronomicznych należą prace: H u f m a n (1969); H u d s o n (1971); S t o 1 a r s k i i J o h n s o n (1972). Ostatnia z tych prac zawiera fotoabsorpcyjne i fotojonizacyjne przekroje czynne dla N 2, 0 2 i 0 w formie użytecznej do obliczeń jonosferycznych (tzn. wartości przekrojów czynnych podano dla analogicz nych długości fali i przedziałów X jak intensywności w widmie promieniowania XU V zawarte w pracy H i n t e r e g g e r a (1970)). Absorpcyjne przekroje czynne podane w tej pracy pochodzą głównie z przeglądu H u f f m a n a (1969) lub są ekstrapolacją tych danych. Niepewność danych jest oszacowana na ok. ±10% wyłączając linie i pasma.
264
M. D y m e kIII. MODEL ATMOSFERY NEUTRALNEJ
Obliczenia absorpcji promieniowania X U V w atmosferze przeprowadzono w oparciu 0 model atm osfery neutralnej CIRA 1965.
W przedziale wysokości A h = (80 - 120) km użyto uśrednionego modelu CIRA 1965, natom iast w przedziale A h = (120 — 800) km oparto się na modelu 5 i 6 CIRA 1965 dla godziny 12, dobierając odpowiednio model atm osfery neutralnej do warunków geofizycznych, w których mierzono widmo słoneczne.
Dla przedziału X = (1025,7 — 280)A mierzonego przy F ^q7 = 1 4 4 1 0 '22 Wm'2H z''
1 przedziału X = (128 — 33,6)A mierzonego przy 7 = l 4 3 1 0 '2H z'1 użyto w obliczeniach modelu 5, którem u odpowiadał strumień F^q 7 = 150-10'22 Wm'2Hz 1.
Dla przedziału X = (280 — 100)A mierzonego przy F i o,7 = 177-10'22Wm 2 Hz 1 użyto w obliczeniach modelu 6 odnoszącego się do ^ = 175-10’22Wm'2Hz‘1.
2. ANALIZA OTRZYMANYCH WYNIKÓW
Korzystając z równania (1), danych intensywności promieniowania X U V Słońca ( H i n t e r e g g e r 1970), przekrojów czynnych na fotoabsorpcję ( S t o l a r s k i i J o h n s o n 1972) i modelu atmosfery neutralnej CIRA 1965. A utorka policzyła: eks tynkcję, drogi optyczne i natężenie promieniowania o długości fali X = (1025,7 — 30)A na różnych wysokościach w atmosferze. Obliczenia wykonano dla kąta zenitalnego X = 0 °. Objęty analizą przedział wysokości wynosił A h = (80 — 800) km.
Uzyskane wyniki zostaną przedstawione poniżej.
I. EKSTYNKCJA PROMIENIOWANIA X U V W ATMOSFERZE
Zgodnie z równaniem (3) osłabienie promieniowania o długości fali X na wysokości h w atmosferze zależy od koncentracji wszystkich składowych na tej wysokości i przekro jów czynnych na pochłanianie przez poszczególne składowe.
Dla zbadania osłabienia promieniowania X U V na różnych wysokościach wybrano kilkanaście linii z widma promieniowania X U V Słońca. Współczynniki ekstynkcji dla wybranych linii na różnych wysokościach w atmosferze przedstawia tabela 1 .
Z porównania współczynników ekstynkcji wynika, że:
na wysokości 800 km osłabienie wszystkich analizowanych linii jest znikome. Wartości współczynników ekstynkcji są rzędu (10"‘ 6 — 10‘ł 1) cm’1. Promieniowanie X U V Słońca przechodzi przez ten poziom w atmosferze praktycznie nie osłabione. Największy udział w pochłanianiu ma tlen atom ow y, który jest dom inującą składow ą na wysokości 800 km [N(0) = 2 ,2 1 06cm‘3 ].
Na wysokości h = 500 km najmniejszym współczynnikiem osłabienia odznacza się linia HLy—0 o X = 1025,7 A (pA = 1 0 '1 3 cm '1) natomiast najbardziej osłabioną linią jest HLy—1y(X = 972,5 A), dla której współczynnik ekstynkcji jest rzędu 10 * cm’1. Uwzględ niając, że pochłanianie lini HLy —7 jest spowodowane głównie przez azot molekularny N2 i korzystając z wyrażenia:
Pochłanianie prom ieniow ania X U V Stolica 265
T a b e l a 1
Współczynnik ekstynkcji dlalinii promieniowania XU V Słońca na różnych wysokościach w atmosferze
MA]
h [ k m ]p[cm‘ ]
800 500 300 180 120 80 1025,7 HLy—0 4 .1 5 1 0 16 2 ,8 8 1 0 '13 3 .5 2 1 0 '" 1,5410 '9 1.18-10'7 1.26-10"4 977,0 CIII 9,3 10'15 2 ,8 6 1 0 '12 1,93-10''° 5,4910"9 3,0 10'7 3,18-lD"4 972,5 H L y -? 4 ,9 2 1 0 '12 1.51-10'9 1,0 2 1 0 '7 2,9 -10'6 1,48 10"1 1,1 lO '1 937,8 HLy— £ 1,33-10''3 4 ,0 9 1 0 '" 2 ,7 6 1 0 '9 7,85-10"® 4,0 10'6 2.96 1 0 '3 835 011,111 4,94'10'12 1,30-10''0 3 .5 9 1 0 '9 1,0 2 1 0 '7 5,2 -10'6 3,85 10'3 790,2 0IV 7 ,8 6 1 0 '12 2,07\10‘‘ ° 6,9 0 1 0 '9 1 ,9 6 1 0 '7 1,0 10's 7,4110"3 765,1 NIV 8 .9 8 1 0 '12 3,4710"‘ ° 2 ,3 5 1 0 '8 6 ,6 7 1 0 '7 3,4 10 s 2,52'10"2 629,7 0V 2 ,7 6 -1 0 ''1 7 ,2 8 1 0 '10 8,23'10"9 1,88 1 0 '7 9 ,6 0 1 0 '6 7,1 1 1 0 '3 584,3 Hel 2 ,7 4 1 0 '" 7 , 3 4 1 0 '0 8 ,3 0 1 0 '9 1 ,8 0 1 0 '7 1 9,2 10'6 6,81 10"3 504 Hele 2,24-10"'1 5 ,9 2 1 0 '10 7,4010"9 2 ,1 0 1 0 '7 1,07 10 '5 7 ,9 4 1 0 '3 335 FeXVI 1 ,7 3 1 0 '" 4,56-10''0 5 ,1 5 1 0 '9 1,05 1 0 '7 \ 5,36-10"* 3,97-10'3 303,8 Heli 1 ,6 4 1 0 '" 4 ,3 2 1 0 '10 4 ,8 8 1 0 '9 9 ,4 2 1 0 '8 ¥ O C O 3 ,5 6 1 0 '3 284,1 FeXV 1 ,5 9 1 0 '" 4 ,2 0 1 0 '10 4 ,7 5 1 0 '9 7 ,6 9 1 0 '8 3 .9 2 1 0 '6 2,9010"3 76,0 FeXVIII 4 ,4 9 1 0 '12 1 ,1 8 1 0 ''° 1,3410'9 1,04-10'® 5,2010"7 3,8510"4 50,7 SiX 3 ,1 4 1 0 '12 8 ,2 9 1 0 '" 9 ,3 7 1 0 '° 7,29 1 0 '9 3 ,4 0 1 0 '7 2,5210"4 33,6 CVI 2 ,0 2 1 0 '12 5 ,3 3 1 0 ''1 6 ,0 2 1 0 '10 4.6810"9 1,92-10'7 1,4210"4otrzymujemy r ~ 10'2 , co zgodnie z prawem absorbcyjnym:
W = W r ( 5>
oznacza, że K o
-Z oszacowania tego wynika, że na wysokości h = 500 km nawet dla najbardziej osła
bionego promieniowania atmosfera jest przezroczysta. Z dobrym przybliżeniem możemy założyć, że do wysokości 500 km w atmosferze promieniowanie X U V Słońca dochodzi
nie osłabione. Na wysokości 300 km osłabienie promieniowania jest również nieznaczne. Tylko dwie spośród badanych linii: 972,5 A i 765 A mają współczynnik eksynkcji większy od 10‘9 cm’1.
Na wysokościach poniżej 300 km współczynnik ekstynkcji dla wszystkich linii gwał townie rośnie i wynosi odpowiednio:
= (10'9 — 10'6) cm'1 dla h = 180 km, H = (10-7 - 10'4) cm'1 dla h = 120 km, i H = (10"4 — 10'1) cm’1 dla h = 80 km.
Ry-s. 1. Zależność drogi optycznej od wysokości z uwzględnieniem pochłaniania przez poszczególne składowe atm orfery: a) dla X = 1026 A, b ) dla X = 972 A, c) dla X = 790,1 A
Rys. 2. Zależność drogi optycznej od wysokości z uwzględnianiem pochłaniania przez poszczegółn
składowe atmosfery: a) dla X = 303 A, b) dla * 284 A, c) dla X = 33,6 A [267]
268 M. Dymek
Wartość H = 10' 5 cm' 1 dla promieniowania o długości fali X = 7 9 0 ,2 A na wysokości
h = 1 2 0 km oznacza, że promieniowanie jest praktycznie całkowicie pochłonięte.
Rysunki 1 i 2 przedstaw iają udział poszczególnych składowych atm osferycznych w p o chłanianiu promieniowania w zależności od w ysokości w atm osferze. Na osi poziom ej odłożono wartości drogi optycznej, na osi pionowej — w ysokość.
Z rysunków widać, że na dużych wysokościach h > 500 km za osłabienie prom ienio wania X U V odpowiedzialny jest tlen atom ow y 0, którego koncentracja na w ysokości 500 km przewyższa o rząd wielkości koncentrację azotu N2 i o dwa rzędy koncentrację tlenu 02 (n (0 ) = 5 ,9 1 0 7cm"3).
Na wysokościach ~ 30 0 km równorzędne znaczenie w osłabieniu prom ieniowania ma obok tlenu atom ow ego azot molekularny (porównywalne koncentracje ~ 1 0 8 cm '3).
Na wysokościach h < 300 km w atm osferze wzrasta udział N 2 , a jednocześnie maleje udział 0 . Na tych wysokościach azot molekularny je st dom inującą składową. Poniżej
2 0 0 km istotną rolę w osłabianiu promieniowania zaczyna odgrywać tlen m olekularny. Jednakże w widmie promieniowania X U V Słońca można wyróżnić linie osłabione na wszystkich wysokościach w atm osferze głównie przez wyróżnioną składową. Należy do nich linia HLy — /3 o długości fali bliskiej progowi jonizacji 0 2(1 0 2 7 A ), za której osłabienie w atm osferze odpowiedzialny je st tlen molekularny (przekrój czynny na pochłanianie HLy —/3 dla tlenu molekularnego a ( 0 2) równy je st 58 Mb), a także linie: HL —7 i HLy — e na każdej w ysokości osłabiane głównie przez N2 .
Linia HL —7 je st najsilniej osłabianą linią widma X U V Słońca w atm osferze — o(N 2) = = 370 Mb. Ze względu na silne pochłanianie dochodzi on a tylko do w ysokości ~ 2 75 km.
H DROGA OPTYCZNA PROMIENIOWANIA XU V W ATMOSFERZE
Analiza zależności drogi optycznej promieniowania X U V Słońca od w ysokości w at m osferze wykazała, że dla szerokiego przedziału długości fal X = (9 0 0 — 284)A na wysokości h = 500 km t osiąga wartości rzędu 10"3 .
Dla X > 9 00 A i X < 2 8 4 A na w ysokości 50 0 km T je st mniejsze od 10"3 . Oznacza to, że osłabienie promieniowania X U V dochodzącego do wysokości 500 km w atm osfe rze jest zaniedbywalne i w ysokość tę można uważać za górną granicę atm osfery. Inten sywność promieniowania padającego na granicę atm osfery zawiera tabela 2. Na wy sokościach h < h Q, gdzie h Q odpow iada jednostkow ej drodze optycznej, obserwujemy gwałtowny wzrost pochłaniania. Tak więc dla promieniowania o długości fali X prze dział w ysokości w okół h Q można uważać za poziom maksymalnego pochłaniania. R y sunek 3a przedstawia wysokości h dla promieniowania X U V Słońca. Krzyw a ta jest często nazywana krzyw ą przezroczystości atm osfery.
► 4k 4k Ol Ol oi oi oiOl o O'o o- O o o to OiCO VO o to to oi vO4k COł—* 4k 4kvO vOOl\o toCO <s © qg COO'CO CO O O H ^ O ' O ' ^ ^ O D O ' C O ' O e T3 0 1 O *rt CO • O C O O O O C A O O O - J n - s l O I I O -Nl CO H- o o o4* CO vO CO CO CO CO VO vO o vO vO v© vO VO vO vO vO vO K-< © Q t— * CO CO o VO O h— > to to CO CO CO 4* 4k -a vO to o H-* o o\ o O 4k H—< O' © CO -a 4k VO to ©Ol 1 1 1 CFQ S 1 « <9 e 1 1 "to V CO Ol Oi © 1 7 7 0 COo o ip . 8 0 0 8 3 0 p-8 6 0 8 9 0 9 1 1 T3 <55 <V © >-^j a & ►■+> p* & § • ^ *o ~ 3 i Ł s 51 •<
§
& t a. 3 u * <5 s? 3s ~ «£2. rtf* O 3 w °Ę oa,
z s s a o 2 o # o g 2 0 5 ' o s i o z i z z o i o o i 5 ' i o i ' a n x 5
^ g - B g 5 3 - 3 ><x ^ | S | i < 5 § : S g ^ < :3 | ! | P § § B ! | •-H g r r l| »-H r*!l a s ^ s ^ s s n z a r r ■ ' I r ^ r r a ■< »j ■< i-1 I «rnr I 0> 3 r I ■ca D-« 3 I © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © © to © © © © © © to © 1—1 to © © l—<1CO© *—< © to © © © © © © © © © © © © © H-J t— 1COo © CO o Ol © CO ►— © to o CO so ©• o t— • toI— *4^Ol Ol CO toCOo vO O to 4*- to to © to © 4*-© -a t—' 4k o x to 4k vO -4 H-* vO © © CO Ol CO © CO VO o © © © o © © © © © © © o © © © © © o © O O O O O O l —‘ vot— O' CO CO CO O ' \ o H CO t—* n <s 4 3 w * i 8 _ T © 7T ro o so270 M. Dymek Tabl. 2 (cd.) 1 2 3 630 - 460 integral 0,17 460 - 370 integral 0,0299 368,1 Mg IX 0,0299 364,8 0,0091 Fe XVI a n o n oOU,7 U,UzU 335,4 Fe XVI 0,0429 303,8 He II 0,3524 284,1 Fe XV 0,077 370 - 280 integral 0,6488 280 - 231 integral 0,29 231 - 205 integral 0,16 205 - 176 integral 0,46 176 - 153 integral 0,13 153 - 100 integral. 0,06 128 - 120 integral 0,002 120 - 110 integral 0,004 103,6, 105,2 Fe IX 0,0019 110 - 100 integral 0,11 94,0, 96,1 Fe X 0,003 100 - 90 integral 0,021 80,5, 86,8 Fe XII/XI 0,002 90 - 80 integral 0,03 76,0 Fe XIII 0,002 80 - 70 integral 0,025 66,3 Fe XVI 0,002 70 - 60 integral 0,032 50,5, 50,7, 55,3 Si X/IX 0,009 60 - 50 integral 0,030 44,1 Si XII 0,003 50 - 40 integral 0,021 33,6 C VI 0,0020
Z rysunku widać, że promieniowanie o długości fali X = (5 0 0 — 630)A osiąga jednos tkow ą drogę optyczn ą już na w ysokości 180 km. Najw iększą rolę w pochłanianiu te go przedziału widmowego odgrywa azot N2 i tlen atom ow y O. Przedział X = (5 0 0 — 630) A obejm uje silne linie jak : Hel — 584,3 A, OV — 629,7 A, HI -+ cont. — 5 04 A. Do
innych linii widma słonecznego silnie pochłanianych powyżej 150 km należą linie leżące w pobliżu progu pochłaniania N2(7 9 6 A ). S ą to linie? OIV — 790,1 A , 7 90,2 A, dla których t osiąga wartość jednostkow ą na w ysokości 170 km , a także H eli — 3 03,3 A,
dla której h Q = 158 km. D la linii NIV — 7 65 A przekrój czynny na absorpcję je st tak duży (o (N 2) = 85 Mb), że linia ta zostaje prawie całkowicie pochłonięta na w ysokości 2 10 km, natom iast linia H Ly—7 (9 7 2 ,5A) dzięki silnemu pochłanianiu przez N2 może być zarejestrowana dopiero na wysokościach powyżej 2 7 0 km.
W przeciwieństwie, leżąca w siąsiedztwie linii H Ly—7 linia CIII (977 A) ma przekrój czynny na absorpcję ok. 1 0 3 razy m niejszy i m oże penetrować d o w ysokości 1 2 0 km w atm osferze.
Pochłanianie promieniowania X U V Stońca
271
Rys. 3. Krzywa przezroczystości atmosfery: a) otrzymana przez Autorkę, b) otrzymana przez N o r t o n a ( N o r t o n etal. 1963)
272 M. Dymek
Promieniowanie w przedziale X = (800—911) A osiąga jednostkową drogę optyczną na wysokości h = 140 km z wyjątkiem intensywnej grupy linii Oil i OIII (835 A), która jest pochłaniana powyżej 150 km. Silna linia HLy —(3 (1025,7 A) może do chodzić do 100 km.
Najbardziej krótkofalowa część widma (X < 80 A) jest pochłaniana poniżej 120 km i jest odpowiedzialna za procesy w warstwie E.
Rysunek 3b przedstawia krzywą przezroczystości atmosfery otrzymaną przez N o r - t o n a ( N o r t o n et al. 1963).
Z porównania rys. 3a i 3b widać, że krzywa otrzymana przy wykorzystaniu nowych danych widma XUV i absorpcyjnych przekrojów czynnych daje pełniejszy obraz po chłaniania krótkofalowego promieniowania Słońca w atmosferze.
III. ZMIANA INTENSYWNOŚCI PROMIENIOWANIA XUV Z WYSOKOŚCIĄ
Rysunek 4 przedstawia widmo promieniowania, XUV Słońca scałkowane w prze działach długości fali: a) na granicy atmosfery (h = 500 km), b) na wysokości h = 180 km, c) na wysokości h = 120 km.
Z porównania rys. 4a,b,c widać, że kształt widma promieniowania dochodzącego do wysokości 180 km jest prawie niezmieniony. Pochłanianie promieniowania X U V w atmo sferze odbywa się głównie w przedziale wysokości h = (120—180) km. Najsilniej na tych wysokościach pochłaniane jest promieniowanie X = (370 — 800) A, którego inten sywność zmniejsza się o 5—6 rzędów wielkości. Znacznie mniej osłabione jest na wysokościach h = 120 km promieniowanie o długości fali X = (205 — 370) A i X > 800 A (osłabienie intensywności o czynnik ~ 10'1 w stosunku do / Q), natomiast widmo o długości fali X < 176 A dochodzi do 120 km z nieznacznym osłabieniem.
Silne pochłanianie tego promieniowania występuje na wysokości h =(1 2 0 — 100) km (intensywność maleje o kilka rzędów wielkości). Jeszcze silniej na wysokości (120 — 100) km pochłaniane jest promieniowanie X > 800 A. Poniżej 100 km promieniowanie
XUV można uważać za całkowicie pochłonięte przez atmosferę.
3. WNIOSKI
Z powyższej analizy pochłaniania promieniowania XUV Słońca w atmosferze ziem skiej wynika, że: wysokość 500 km z dobrym przybliżeniem można uważać za górną granicę atmosfery.
Pochłanianie krótkofalowego promieniowania Słońca odbywa się głównie w warstwie
F na wysokościach (120 — 180) km; jedynie promieniowanie o długości fali X < 80 A,
a także silna linia HLy— 0 (1025,7 A) dochodzi do wysokości poniżej 120 km, uczestni cząc w fotoprocesach w warstwie E.
Intensywne linie silnie pochłaniane na wysokościach powyżej. 150 km mogą mieć istotny wpływ na fotoprodukcję na tych wysokościach. Problem pochłaniania promie niowania XUV Słońca w atmosferze wymaga dalszych badań z uwzględnieniem pełnego składu atmosfery neutralnej, danych przekrojów czynnych na pochłanianie a także lepszej znajomości rozkładu promieniowania słonecznego w przedziale długości fal X < 100 A i X > 1000 A.
Pochłanianie promieniowania X U V Słońca 273
Rys. 4. Widmo promieniowania \ U V Słońca scałkowane w przedziałach długości fali: a) na granicy atmosfery h = 500 km, b) na wysokości h = 180 km, c) na wysokości h = 120 km
274 M. Dymek
L I T E R A T U R A
H a l l . L . A . , S c h w e i z e r, W., H i n t e r e g g e r, H.E., 1965, J. G. R., 70,105. H a l l , L.A., H i n t e r e g g e r , H.E., 1970, J. G. R., 75,6959.
H i n t e r e g g e r , H.E., 1961, Space Astrophysics (Edited by E. Lille), p. 34.
H i n t e r e g g e r , H.E., H a l l , L.A., S c h m i d t k e, G., 1964, Space Research V, 1175. H i n t e r e g g e r , H.E., H a l l , L.A., 1969, Space Research IX, 519.
H i n t e r e g g e r , H.E., 1970, Ann. Geophys., 26,2, 547.
H u d s o n , R.D., 1971, Reviews of Geophysics and Space Physics, 9, 2, 305. H u f f m a n , R.E., 1969, Can. J. Chem. 47,1823.
N o r t o n , R.B., 1963, Proc. Intern. Conf. I onosphere, pp. 26—34, Institute of Physics and Physical Society, London.
S c h o e n , R.I., 1969, Can. J. Chem., 47,1879.
S t o l a r s k i , R.S., J o h n so n, N.P., 1972,-J.A. T. P., 34,1691.
Takayanagi K a z u o, Itikawa Y u k i k a z u, 1970, Space Science Reviews 11, 380. W a t a n a b e . K . , H i n t e r e g g e r, H.E., 1962, J. G. R., 67,999.
POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXII (1 9 7 4 ). Zeszyt 4
„T R A N SITIO N RA D IA TIO N ” MOŻLIWOŚĆ NOWEGO MECHANIZMU PROMIENIOWANIA W A ST R O FIZ Y C E
T A D E U S Z J A R Z Ę B O W S K I
Obserwatorium Astronomiczne Uniwersytetu Wrocławskiego (Wrocław)
„IlEPEXOflHOE M3Jiy»IEHHE”
B03M0)KH0CTb HOBOID MEXAHH3MA H3JiyiJEHMfl B ACTPO<DM3MKE
T. X i e M 6 0 B C K H
C o A e p j K a H H e
IIpeACTaBJieHbi (j)H3HeMCKHe npHHiyinbi MexanH3Ma T.H33. „nepexoA H oro H3JiyMeHHH” h p ac c M O T p e H O BJiHHHHe 3Toro M e x a H H 3 M a Ha 0 6 p a 3 0 B aH H e cneKTpa H3JiyMeHHH tjio H a h 3 B&3H THna T Tenbua b ynbTpa<}>HOJieTe h b o6jiacTH p eH T reH O B C K o ro H3JiyMeHHH.
„TRANSITION RADIATION11 A POSSIBILITY OF A NEW RADIATION
MECHANISM IN ASTROPHYSICS
S u m m a r y
Physical principles o f the so-called „transition radiation*1 are presented. Influence of that mechanism on the formation of the background radiation spectrum and the T Tauri stars spectra in the ultraviolet and X-ray regions are discussed.
„Transition radiation*1 (po rosyjsku „perechodnoe izlućenie**) — mechanizm promie niowania, który nie otrzymał jeszcze polskiej nazwy. W artykule tym używać będziemy roboczego określenia „promieniowanie przy przejściu**.
Promieniowanie emituje tu poruszająca się ruchem jednostajnym cząstka naładowana; emisja ma miejsce w momencie przechodzenia do ośrodka o innych własnościach dielek trycznych.
Teorię „promieniowania przy przejściu** opracowali po raz pierwszy G i n z b u r g i F r a n k (1946). Zagadnieniu temu poświęcono następnie szereg prac, zarówno
276 T. Jarzębowski
ty c zn y c h ja k i eksperym entalnych. O bszerniejszy przegląd zagadnienia m ożna znaleźć w opracow aniach: B a s s , J a k o v e n k o (1 9 6 5 ), F r a n k ( 1 9 6 1 ,1 9 6 5 ).
1. MECHANIZM PROM IENIOW ANIA
Ju ż stosunkow o daw no znane było prom ieniow anie ham ow ania, em itow ane przy zm ia nie prędkości cząstki naładow anej.
W ro k u 1934 o d k ry te zostało prom ieniow anie, pow stające podczas je dnostajnego ruchu cząstki naładow anej (zjaw isko C zerenkow a). W arunkiem emisji je st, b y p rędkość u poruszającej się cząstki była w iększa od prędkości fazow ej u ro zch o d zen ia się fal elek tro m a g n ety c zn y c h w danym ośrodku. Ja k w iadom o, prędkość fazow a u = c/n, gdzie c jest p rędkością św iatła w pró żn i zaś n w spółczynnikiem załam ania. W arunkiem emisji je st więc
v c/n. P rom ieniow anie C zerenkow a je st zjaw iskiem zachodzącym w o p ty c e prędkości
nadśw ietlnych; w ystępuje on o ty lk o w p rzy p ad k u cząstek relatyw istycznych.
O tóż prom ieniow anie C zerenkow a nie je st jed y n y m p rzypadkiem emisji, pow stającej podczas jednostajnego i prostoliniow ego ru ch u cząstki naładow anej. D rugim tego ty p u p rzypadkiem je st właśnie „prom ieniow anie przy przejściu” .
G dy cząstka naładow ana p orusza się ruchem jed n o sta jn y m w ośro d k u n iejed n o ro d ny m , to stosunek prędkości fazowej u fal elek tro m ag n ety czn y ch w p u n k cie, gdzie znaj duje się cząstka do prędkości cząstki v podlega zm ianom . M amy bow iem :
u c v n v
zaś w artość w spółczynnika załam ania n je st ró żn a dla ró żn y c h ośrodków . Przy k aż d o ra zow ym przejściu cząstki d o innego ośro d k a stosunek u/v zm ienia się. W następstw ie tego — ja k w ynika z teo rii zjaw iska — zw iązane z cząstka pole elektro m ag n ety czn e ja k gdyby „odryw a się od n ie j” . W ystępuje emisja prom ieniow ania.
O m aw iając m echanizm „prom ieniow ania przy przejściu” m ożna rów nież naw iązać do prom ieniow ania ham ow ania. Z w róćm y bow iem uwagę, że prom ieniow aniu cząstki, p o ruszającej się je d n o sta jn ie i prosto lin io w o w ośro d k u o zm ieniającej się przenikalności dielektrycznej, odpow iada prom ieniow anie cząstki, k tó ra poruszałaby się ze zm ien n ą p ręd k o śc ią w próżni. Is to ta rzeczy tk w i w ty m , że w o b u p rzy p a d k ach em isja pro m ie niow ania zw iązana je st ze zm ian ą stosunku prędkości fazowej fal elektro m ag n ety czn y ch w dan y m ośro d k u do p rędkości cząstki. T ylko w pierw szym p rzy p a d k u (prom ieniow anie p rzy przejściu) zm ienia się prędkość fazow a u fal elek tro m ag n ety czn y ch , w drugim zaś p rzy p ad k u (prom ieniow anie ham ow ania) zm ienia się prędkość v poruszającej się cząstki.
P rom ieniow anie przy przejściu em itow ane przy jed n o stajn y m ru ch u cząstki w ośrodku n ie jednorodnym — w o d różnieniu o d zjaw iska C zerenkow a — m oże być efektem nierela- ty w isty czn y m . Emisja tego prom ieniow ania m oże w ystępow ać naw et przy względnie
„Transition radiation“
277
niewielkich prędkościach cząstek, tj. dla t>2 c 2. W takim przypadku wy promieniowana energia jest proporcjonalna do kwadratu prędkości cząstki. Częstość emitowanego pro mieniowania odpowiadać może dziedzinie widzialnej.Mechanizm „promieniowania przy przejs'ciu” działa bardziej intensywnie w przypadku cząstek relatywistycznych, tj. dla cząstek o energiach E > ni (m — masa spoczynkowa cząstki). W takim przypadku natężenie promieniowania jest proporcjonalne do całkowitej energii E cząstki. Częstość emitowanego promieniowania przypada teraz głównie w dzie dzinie rentgenowskiej; w przypadku natomiast cząstek ultrarelatywistycznych widmo emitowanego promieniowania rozciąga się w szerokim interwale długości fal od promieni rentgenowskich do promieni y.
2. MOŻLIWOŚCI WYSTĘPOWANIA W ASTROFIZYCE
Zainteresowanie astrofizyków nowym mechanizmem promieniowania rozpoczęło się dopiero w latach siedemdziesiątych. Czy i gdzie we Wszechświecie spełnione mogą być wymagane dla tego mechanizmu warunki: jednostajny i prostoliniowy ruch cząstki nała dowanej w ośrodku o zmieniającej się przenikalności dielektrycznej?
Warunki te mogą być spełnione przy przechodzeniu elektronów przez ziarna pyłu. Szacuje się, że rozmiary ziaren pyłowych są rzędu długości fali promieniowania widzial nego (10 5 cm). Elektron, przechodzący przez ziarno o tych rozmiarach, praktycznie nie. zmienia swej prędkości. Można więc przyjąć, że porusza się on ruchem jednostajnym i prostoliniowym. Promieniowanie przy przejściu emitowane jest tu dwukrotnie: w mo mencie wejścia elektronu z próżni do ziarna i w momencie jego wychodzenia z ziarna do próżni. (Warunkiem emisji jest bowiem wejs'cie do ośrodka o innej przenikalności die lektrycznej).
Omawiany mechanizm promieniowania brany był dotychczas pod uwagę głównie w dwóch przypadkach: 1) przy interpretacji izotropowego tła rentgenowskiego, 2) jako jedno ze źródeł promieniowania gwiazd T Tauri. Rozpatrzmy kolejno obydwie mo żliwości.
3. IZOTROPOWE TŁO RENTGENOWSKIE
Na rys. 1 przedstawione jest widmo izotropowego promieniowania elektromagnetycz nego z kosmosu. Mówiąc językiem bardziej popularnym, moglibyśmy powiedzieć, że przedstawione jest tam świecenie tła nieba w całym obserwowalnym zakresie długości fal — od fal radiowych po promienie J .
Jak widać z rysunku, dysponujemy dziś danymi obserwacyjnymi o świeceniu tła w dwóch skrajnych zakresach widma elektromagnetycznego: w dziedzinie radiowej i mi krofalowej oraz w dziedzinie rentgenowskiej.
W ramach dygresji zwróćmy tu uwagę, że obserwowane świecenie tła na falach centy metrowych i milimetrowych jest faktem o doniosłym znaczeniu dla kosmologii,
przema-278 T. Jarzębowski
^ p ł o
100 m 1 ni 1 cm 1 0 cm 1 0 0 0 0 A 1 0 0 A 1 A 0 ,0 1 A
Rys. 1. Promieniowanie tła w rożnych zakresach długości fal. L inią ciągłą przedstawiono dane obser wacyjne, linią, przerywaną — dane teoretyczne lub oceny szaeunkowe. Część zakreskowana — zakres 912 — 50 A, niedostępny do obserwacji ze względu na absorpcję przez woddr neutralny (I, o n g e j r,
S j u n j a e v, 1971)
wiającym za gorącym modelem Wszechświata. Świecenie tła w tym zakresie długości fal zostało odkryte w roku 1965 i otrzym ało nazwę „prom ieniownie reliktowe*1. Charakte ryzuje się ono wysoką izotropią, a jego rozkład widmowy odpow iada promieniowaniu ciała doskonale czarnego o tem peraturze 2 ,7 °K .
Przejdźmy teraz do interesującego nas tła rentgenowskiego. Dane obserwacyjne dla tego zakresu widma przedstawione są na oddzielnym rys. 2 (S i 1 k 1970). Ja k i m echa nizm może być odpowiedzialny za emisję tego promieniowania?
Dotychczas jako najbardziej praw dopodobny uważano tzw. odwrotny efekt Comp- tona. Promieniowanie rentgenowskie pow staje tutaj w następstwie zderzeń elektronów relatywistycznych z kwantami promieniowania radiowego lub podczerwonego. (Część energii elektronu przekazywana jest w tym procesie kwantowi promieniowania radiowe go, w następstwie czego emitowany jest kwant rentgenowski). Źródłem relatywistycznych elektronów mogłyby być np. galaktyki seyfertowskie, czy też, ogólnie, elektrony prom ie niowania kosmicznego, a źródłem potrzebnych do tego procesu fal radiowych — wzmian kowane przed chwilą promieniowanie reliktowe.
„Transition radiation"
279
♦ 3 ♦ 2 > <D m Um
o OJ ' 0o
\ -I > © -2 *-0 * to -4 - 5Rys. 2. Zestaw ienie wyników obserw acyjnych izotropow ego tła rentgenow skiego dla zakresu widma od 250 cV do 100 McV (50 A - 0.0001 A)
W poszukiwaniu innych m ożliwych przyczyn obserwowanego izotropowego tła rentge nowskiego zainteresowanie astrofizyków skierowało się ostatnio ku omawianemu w tym artykule mechanizmowi. Zagadnieniu temu poświęcono kilka prac; wnioski, jak dotąd, są jeszcze dość rozbieżne.
Pierwsze oszacowania skuteczności nowego mechanizmu przedstawił J o h a n s s o n (1971). A u to r przyjął w obliczeniach, że średnia gęstość ziaren m aterii międzygwiazdowej wynosi 1 0 " 11 ziaren/cm^. Potrzebnych inform acji o natężeniu i energii elektronów rela tyw istycznych dostarczyły dane o prom ieniowaniu kosmicznym. Przy założeniu, że wydajność mechanizmu wynosi 0,1 fotonu na jedno przejście elektronu przez powierzch nię ziarna, autor uzyskuje na energię promieniowania dane liczbowe porów nyw alne z da nym i obserwacyjnym i. . 1 V --- ,---1 ---B A X T E R et 01,1969 S L E E K E R a 0 E E R E N B U R G , 1969 BO LO T et ol, 196 ? o.b B O W Y ER et ol. >966 B U N N E R et ol, 1969 C H UPP et ol. 1970
CLA RK et ol, 1968, Gormirę 1970 0 U C R 0 S et ol, 1969 G 0 R E N S T E IN et ol, 1969 ♦ HAYAKAWA et 01,1969 } HENRY et oi, 1966 *+> SCHWARTZ et d .1970 } M E T Z G E R e» ol.t964 ł ROCCHIA et 01.1966 f RO TH EN FLUG et ol, 1968 ♦ TOOR et ol. 1970
^ VAM0EN BOUT ond Y E N T IS .I9 7 0
>Ł . V E T T E et oi, 1970
r
280 T. Jarzębowski
Bardziej szczegółowe obliczenia wykonał L e r c h e (1972). Na średnią gęstość ziaren autor przyjął niższą wartość — 1 0 "^ ziaren/cm®, na grubość ziaren — 5 • 10” ® cm. Z obliczeń wynika, że elektrony promieniowania kosmicznego, przenikające przez te ziar na, emitują promieniowanie w zakresie 100 eV — 100 keV (100 A — 0,1
%).
Natężenie promieniowania jest porównywalne z obserwowanym natężeniem tła rentgenowskiego (przedstawionego na rys. 2). Autor stwierdza, że promieniowanie przy przejściu może stanowić zatem poważny wkład do obserwowanego tła rentgenowskiego.Do odmiennych wniosków dochodzą R a m a t y i B l e a c h (1972) oraz D u r a n d (1973). Z przeprowadzonych przez nich obliczeń wynika, że dyskutowany mechanizm tylko w niewielkim stopniu mógłby przyczyniać się do obserwowanego izotropowego tła.
Podobne wyniki uzyskują Y o d h , A r t r u i R a m a t y (1973). Autorzy rozpatrują wszystkie możliwe mechanizmy emisji promieniowania rentgenowskiego w Galaktyce: promieniowanie hamowania, promieniowanie synchrotronowe, odwrotny efekt Comp- tona, promieniowanie przy przejściu. Ze szczegółowej analizy zagadnienia wynika, że maksymalna wydajność nowego mechanizmu przypada w rejonie widma odpowiadającym 2 keV (6,2 A). Bezwzględna wydajność jest jednak niewielka i pokrywa tylko ok. 0,3% obserwowanego w tym zakresie tła rentgenowskiego.
Zagadnienie rozpatrywali wreszcie bardzo obszernie dla przypadku ultrarelatywistycz- nych elektronów B a k h s h i a n , G a r i b i a n i Y a n g (1973). Autorzy konkludują, iż w niektórych przypadkach mechanizmu promieniowania przy przejściu nie można zanied bywać.
4. GWIAZDY TYPU T TAURI
W gwiazdach typu T Tauri obserwuje się z reguły pewną osobliwość spektralną. Maksi mum promieniowania przypada w podczerwieni, w zakresie 1—lOjim, czemu odpowia dałaby temperatura efektywna poniżej 1000° K. Jednocześnie w dziedzinie widzialnej występują linie widmowe, które są typowe dla gwiazd o temperaturze Słońca, ewentual nie nieco niższej.
Osobliwość tę można wytłumaczyć jeżeli założymy, że gwiazdy typu T Tauri otoczone są chmurami cząstek pyłowych. Pomiędzy tą warstwą pyłową a fotosferą występują rela tywistyczne elektrony (jak to sugerowane jest np. w pracy G u r z a d i a n a 1965). Pod wpływem promieniowania korpuskulamego relatywistycznych elektronów warstwa py łowa zostaje ogrzewana, co tłumaczyłoby obserwowane maksimum w podczerwieni.
Otóż przy takim modelu atmosfery gwiazdy należy oczekiwać również i innego efek tu — emisji promieniowania elektromagnetycznego w następstwie działania mechanizmu „transition radiation” . Mamy tu bowiem do czynienia z bombardowaniem cząstek pyło wych przez relatywistyczne elektrony. Spełniony jest zatem warunek przechodzenia czą stek naładowanych do ośrodka o innych własnościach dielektrycznych.
Szczegółowe obliczenia wykonał G u r z a d i a n (1973). Wyniki przestawia rys. 3. Dla atmosfery gwiazdy typu T Tauri zestawione są tam trzy mechanizmy promieniowania: promieniowanie ciała doskonale czarnego, odwrotny efekt Comptona i promieniowanie przy przejściu („transition radiation”). Jak widać z przebiegu krzywych, w dziedzinie widzialnej wpływ „transition radiation” jest nieznaczny, natomiast w ultrafiolecie
„ Transition radiation“ 281
efekt
\Coraptona
Rys. 3. Krzywe teoretycznego rozkładu prom ieniow ania w widmie gwiazdy ty p u T Tauri dla trzech różnych m echanizm ów prom ieniow ania
i w dziedzinie m iękkich prom ieni rentgenow skich m echanizm te n b yłby najskuteczniej szy. W ynika to jeszcze dobitn iej z zam ieszczonej tabeli, gdzie p o dany je st w zględny udział m echanizm u prom ieniow ania przy przejściu w stosunku d o prom ieniow ania ciała d o sk o nale czarnego.
MA)
Prom ieniow anie przy przejściuProm ieniow anie ciała czarnego
1000 109 1500 104 2000 102 2500’ 10 3000 2,5 3500 0,8 5000 < 0,1
0 ile p rzy to c zo n y m odel atm osfery gwiazdy byłby realny, w ynikałby stąd d odatkow y w niosek, że gwiazdy ty p u T T auri m ogłyby by<? źródłam i prom ieniow ania rentgenow skie go. W ydajność m echanizm ów prom ieniow ania przy przejściu i prom ieniow ania ham ow a nia byłaby w dziedzinie rentgenow skiej porów nyw alna. Dzielność' prom ieniow ania w tym zakresie w idm a oszacow yw ana je st na 1031 ergów /s. Dla gwiazdy odległej o 100 parse ków oczekiw any stąd strum ień prom ieniow ania przy pow ierzchni Ziem i byłby rzędu 0,01 fotona/(cm ^- s), co [eży w granicach dostrzegalności teleskopów rentgenow skich.
282 T. Jarzębowski
L I T E R A T U R A
B a k h s h i a n, G. G., G a r i b i a n, G. M., Y a n g , C., 1973, Astrofizika, 9, 371. B a s s , F. G . , J a k o v e n k o , V. M., 1965, Usp. Fiz. Nauk, 86,189.
D u r a n d , L , 1973, Ap. J „ 182, 417. F r a n k J . M., 1961, Usp. Fiz. Nauk, 75, 231. F r a n k, 1. M., 1965, Usp. Fiz. Nauk, 87, 189.
G i n z b u r g, V. L., F r a n k, I. M., 1946, Żum. Eksp. i Teor. Fiziki, 16,1. G u r z a d i a n, G. A., 1965, Astrofizika, 1, 319.
G u r z a d i a n, G. A., 1973, Astronomy and Astrophysics, 28,147. J o h a n s s o n , S.A.E., 1971, Astrophysical Letters, 9,143. L e r c h e , ! . , 1972, Ap. J., 175, 373.
L o n g e j r, M. S., S j u n j a e v, R. A., 1971, Usp. Fiz. Nauk, 105, 41. R a m a t y, R., BI e a c h, R. D., 1972, Astrophysical Letters, 11, 35. S i l k , J., 1970, Space Sci. Rev., 11, 671.
POSTĘPY ASTRONOMII Tom XXII (1974). Zeszyt 4
HZ Her = Her X - 1
SŁAWOMIR RU CIŃSKI
Obserwatorium Astronomiczne Uniwersytetu Warszawskiego
HZ Her = Her X - 1 C. P y U H H b C K H
C o n e p a c a H H e
B CTaibe n o A B eaen m o r coB peM eH H oro c o c to h h h h 3H am m o o S t e K T e , noflHepKH- B aa r n a B H b iM 0 6 p a 3 0 M pe3yjibTaTbi HaOjiw/iCHHij,.
HZ Her = Her X - 1 S u m m a r y
Article reviews the recent results (mainly observational) for this object.
1. WSTĘP
Przedmiot artykułu jest jednym z najbardziej interesujących, „m odnych1* i osobliwych obiektów astronom icznych. Chociaż w astrofizyce przywykliśmy do osobliw ości, to jed nak zmienne źródło rentgenowskie Her X —1 (2U 1705 +34) wydaje się bić wszelkie re kordy w tym względzie. Na dodatek złożoność zjawisk zachodzących w tym układzie gwiazdowym jak na razie wymyka się opisowi za pom ocą jednego całkowicie spójnego modelu. Nic więc dziwnego, że istnienie obiektu je st prawdziwym „wyzwaniem 11 dla astrofizyków , których spora liczba aktywnie usiłuje zrozum ieć jego naturę. Wykonywane są oczywiście liczne obserwacje i nadal nie ma ich na pewno za dużo; mimo to pow stają coraz to nowsze modele teoretyczne, których żyw ot bywa niekiedy, w miarę napływu nowych obserwacji, zaskakująco krótki. Paradoks całej sytuacji polega na tym , że praw dziw ą ,,burzę“ rozpętał właściwie tylko ten właśnie obiekt; drugi, nieco podobny Cen X —1 nie dzieli wszystkich osobliwości Her X — 1. Trudno w tej chwili powiedzieć, dlaczego podobnych układów ze wszystkimi osobliwościam i nie znamy więcej; powodem może być krótkotrw ałość fenomenu Her X —1 lub trudność jego zaobserwowania.
