Postępy Astronomii nr 4/1955

POSTĘPY

ASTRONOMII

C Z A S O P I S M O

POŚWI ĘCONE UP OWS Z E C H N I A N I U

WI E DZY A S T R ONOMI C Z NE J

TOM I I I — Z E S Z Y T 4

1 9

5

5

SPIS TREŚCI ZESZYTU 4

A. S t r z a ł k o w s k i , P o la m a g n e ty c z n e w G a la k ty c e 125 Z P R A C O W N I I O B S E R W A T O R IÓ W M. B i e l i c k i , O p e w n e j m e to d z ie o b lic z a n ia p o p ra w k i z e g a r a z r a d io w y c h sy g n a łó w ry tm . 60/61 sek . . . 133 O. C z y ż e w s k i , P r ą d o w y s ta b iliz a to r n a p ię c ia d o fo to p o w ie la c z a ... 138 Z L IT E R A T U R Y N A U K O W E J K. R u d n i c k i , O g ó ln e ro z w ią z a n ie z a g a d n ie n ia trz e c h c ia ł w g ra w ita c y jn y m p o lu h o o k o w s k o n e w to -n o w s k i m ... 141 K. S e r k o w s k i , N a jw a ż n ie js z e w y n ik i b a d a ń g w iazd za ć m ie n io w y c h (1952— 1 9 5 4 ) ... 14] M. K a r p o w i c z , O b ło k i M a g e lla n a a G a la k ty k a . 147 A. L i s i c k i , N o w a te o r ia m o rfo lo g ii p o w ie rz c h n i M a r s a ... 14 8 K R O N IK A E. R y b k a , A s tr o fiz y c z n a k o n f e r e n c ja w L ie g e . . . 149

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

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

POS T ĘP Y

A S T R O N O M I I

K W A R T A L N I K

T O M I I I - Z E S Z Y T 4

K R A K Ó W

•

P A Ź D Z I E R N I K - G R U D Z I E Ń 1 9 5 5

P A Ń S T W O W E

W Y D A W N I C T W O

N A U K O W E

K OLEGIUM REDAKCYJNE

Redaktor N aczelny:

Stefan Piotrow ski, Warszawa C złonkow ie:

Józef W itkow ski, Poznań W ładysław Tęcza, Kraków W łodzim ierz Z onn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Kazim ierz K ordylew ski, Kraków

Adres Redakcji: K raków 2, plac N a Groblach 8 m. 4 Adres Sekretariatu: K raków 2, ul. K opernika 27 m. 4

P A Ń S T W O W E W Y D A W N I C T W O N A U K O W E — D Z I A Ł C Z A S O P I S M Warszawa /, ul. Krakowskie Przedmieście 79

Nakład 820 -f 104 egz. Podpisano do druku 3. XI. 1955 Arkuszy wyd. 4,4, ark. druk. 21/Ą Druk ukończono w listopadzie 1955 Papier druk. sat. 70 g, kl. V, 70^100 N r zamówienia 307/55

Do składania 29. VII. 1955 * Cena zł 5.— M -6-1997 KRAKOWSKA DRUKARNIA NAUKOWA KRAKÓW, UL CZAPSKICH 4

Pola magnetyczne w Galaktyce

ADAM STRZAŁKOWSKI

Zagadnienie w ystępow ania pól m agnetycznych w w arunkach kosmicz- '

nych budzi ostatnio coraz większe zainteresowanie. Pozostaje to w związku

z w prowadzeniem praw elektrodynam iki do rozważań astrofizycznych.

2'naczenie pól m agnetycznych dla zagadnień tego typu jest decydujące.

Możnaby śmiało powiedzieć, że gdyby w w arunkach kosmicznych nie

w ystępow ały pola magnetyczne rów nania elektrodynam iki • nie weszłyby

do rozważań > astrofizycznych. Wiemy bowiem, że m ateria w ystępująca

w w arunkach kosmicznych jest w wysokim stopniu zjonizowana. Ruchowi

z jonizowanej m aterii odpowiada prąd elektryczny, a jeżeli ruch ten od­

bywać się będzie w polu magnetycznym, pojawią się siły porów nywalne

z siłami graw itacji, a naw et w pewnych w ypadkach przekraczające je.

Pierwsze inform acje o polach m agnetycznych we wszechświecie (poza

polem ziemskim) pochodzą z roku 1908, w którym to roku odkryte zostało

pole m agnetyczne plam słonecznych. W kilka la t później odkryto pole

m agnetyczne ogólne Słońca. Jakkolw iek dzisiaj podaje się w wątpliwość

wartość ‘natężenia tego pola, w ystępow anie pól m agnetycznych gwiazd,

i to o bardzo dużych natężeniach, jest już obecnie dobrze ugruntow anym

faktem obserwacyjnym .

Ostatnio coraz więcej mówi się o możliwości w ystępow ania pól m agne­

tycznych również w G alaktyce i to pól w przybliżeniu jednorodnych na

dużych naw et obszarach. Jakkolw iek nie mamy bezpośrednich dowodów

obserw acyjnych na istnienie takich pól, zdają się wskazywać na to nastę­

pu jące zjawiska:

a) Jednakow a orientacja włókien w niektórych mgławicach.

b) Polaryzacja światła gwiazd.

c) Izotropia pierw otnej składowej prom ieniow ania kosmicznego i teorie

pochodzenia prom ieni kosmicznych.

d) Rozważania dotyczące równowagi m aterii w Galaktyce.

Wszystkie te zjawiska w skazują na w ystępow anie w G alaktyce pól

m agnetycznych o natężeniach rzędu 10~~7— 10~,r> Oe.

1. G. A. S z a j n i W. F. G a z e [1] zwrócili uwagę, że na obecność

w G alaktyce pól m agnetycznych wskazywać może jednakow y kierunek

włókien w mgławicach w tych w ypadkach, gdy nie może on być w

126 A. S trza łk o w sk i

śniony przez obrót G alaktyki, np. w mgławicach w Plejadach. Ze względu

bowiem n a to, że ruch zjonizowanego gazu jest silnie tłum iony w kierunku

prostopadłym do pola magnetycznego przez oddziaływanie z tym polem,

ruchy takie odbywać się będą głównie wzdłuż linii sił pola i w tym kie­

runku m ateria pow inna być rozciągnięta.

*2. W roku 1948 H i 1 1 n e r odkrył polaryzację św iatła gwiazd [2], S ta­

łość kierunku tej polaryzacji dla różnych gwiazd w dość dużych obszarach,

słaba zależność stopnia tej polaryzacji od długości fali, a szczególnie w y­

raźna korelacja stopnia polaryzacji i nadw yżki barw y w skazywały na

związek tej polaryzacji z m aterią międzygwiezdną. Jest oczywiste, że

polaryzacja taka może być w yw ołana tylko przez cząstki o niesferycznym

kształcie, orientow ane w dużych obszarach przez jakiś czynnik w okre­

ślonym stałym kierunku.

Dwie teorie tłumaczące tę polaryzację przyjm ują pole m agnetyczne

w obszarach międzygwiezdnych jako czynnik orientujący cząstki. Jedna

z teorii (L. S p i t z e r, J. W. T u k e y [3]) zakłada istnienie ziaren m aterii

międzygwiezdnej o jądrach ferrom agnetycznych. Do zorientow ania ziaren

tego typu potrzebne są dość duże pola m agnetyczne o indukcji rzędu

3.10~3 Gs. A utorzy podają co praw da pew ien mechanizm tw orzenia czą­

stek większych, które mogłyby być orientow ane przez pola m agnetyczne

0 m niejszym natężeniu, jednakże nie wiele wiadomo o zachowaniu się

takich cząstek pod względem optycznym. Inną w adę tej teorii stanow i to,

że do odpowiedniego zorientow ania cząstek w ym aga ona pól o kierunku

prostopadłym do płaszczyzny Galaktyki.

D ruga teoria (L. D a v i e s , J. L. G r e e n s t e i n [4]) przyjm uje istnie­

nie szybko w irujących cząstek param agnetycznych o standardow ym skła­

dzie z niew ielką domieszką żelaza. Do zorientow ania tych cząstek potrzebne

są znacznie m niejsze natężenia pola magnetycznego rzędu 10~5 Oe, przy

czym kierunek tego pola w inien być równoległy do płaszczyzny G alaktyki,

co jest bardziej prawdopodobne. P rzy odpowiedniej wielkości ziaren pola

potrzebne do ich zorientow ania mogą być znacznie m niejsze [5].

Z teorii tych nie wynika, czy pola m agnetyczne orientujące cząstki są

skoncentrow ane tylko w pew nych obszarach, czy też rozciągają się na całą

G alaktykę. Obserwacje polaryzacji św iatła innych G alaktyk mogłyby

rzucić nieco św iatła na to zagadnienie [6],

4. Obecnie za najpew niejsze wkazówki świadczące o w ystępow aniu

w

G alaktyce pól m agnetycznych uważa się fakty związane z własnościami

1 pochodzeniem pierw otnej składowej prom ieniow ania kosmicznego. Są

to fak ty następujące [7]:

a) Składowa pierw otna prom ieniow ania kosmicznego docierająca do

granic naszej atm osfery i w ywołująca w niej różne zjawiska w tórne (jak

pow staw anie nowych cząstek, kaskad i pęków) składa się w przeważnej

Pola magnetyczne w Galaktyce

₁₂₇

części z protonów (80— 85%), cząstek alfa (20— 15%) i jąder cięższych pierw iastków (Li, Be, B, C, N, O, Ne. Fe) stanowiących łącznie około 1% liczby wszystkich cząstek. Elektrony i fotony w składowej pierwotnej nie w ystępują.

b) Rozkład kątow y cząstek składowej pierw otnej jest izotropowy. c) W składowej tej w ystępują cząstki o bardzo wysokiej energii rzędu 1017 eV, brak jest natom iast cząstek o energiach mniejszych, niższych od 108 eV.

d) W idm o energetyczne protonów składowej pierwotnej m a postać potęgową

J(E)ĆLE = C™ St dE,

przy czym w ykładnik n zależy nieco od obszaru energii i wynosi średnio 2,9. D la cięższych jąder w idm o energetyczne nie jest jeszcze dokładnie znane.

Ze wszystkich tych faktów w inna zdawać sprawę dobra teoria pocho­ dzenia prom ieni kosmicznych. M y ograniczymy się tutaj oczywiście do om ówienia teorii zakładających istnienie w Galaktyce pól magnetycznych, tym bardziej, że ostatnio głów nie takie teorie są uznawane.

Energia przenoszona przez prom ieniow anie kosmiczne jest olbrzymia. Jeżeli założylibyśm y pozagalaktyczne pochodzenie prom ieni kosmicznych, energia ta m usiałaby być około 100 razy większa od energii promienistej emitowanej przez gwiazdy. Poniew aż jest to m ało prawdopodobne, należy przypuszczać raczej, że prom ienie kosmiczne są zjaw iskiem ograniczonym tylko do obszarów G alaktyki. M usi istnieć wobec tego czynnik u trz y m u ­ jący prom ienie te w ew nątrz G alaktyki i zapew niający zarazem ich izo- tropię. C zynnikiem takim może być galaktyczne pole magnetyczne. W polu

m agnetycznym o natężeniu H 0e cząstka o energii E cVporusza się po okręgu

o prom ieniu (w cm)

__

E c v

r 300 HOe

A by zapobiec ucieczce prom ieni kosmicznych i zapewnić ich izotropię należy przyjąć, że

r

gdzie R oznacza najm niejszy prom ień Galaktyki. P rzy jm u jąc E = 1017 eV,

R = 100 parseków otrzym am y na natężenie pola wartość

H = 10-« Oe

Jeżeli pole to nie jest na większych obszarach jednorodne, natężenie jego w inno być jeszcze większe.

128 A. Strzałkowski

Ponieważ energia przenoszona przez promieniowanie kosmiczne sta­

nowi — nawet przy założeniu, że jest ono ograniczone tylko do obszarów

naszej Galaktyki — około 1% energii promienistej wysyłanej przez gwia­

zdy, pewni autorzy (H. A l f v e n [8], R. D. R i ch t m y e r i E. T e 1-

1 e r [9]) wysunęli hipotezę, że promienie kosmiczne występują tylko w ob­

szarach układu słonecznego. Według tych teorii cząstki promieniowania

kosmicznego wyrzucane są ze Słońca wzdłuż linii słonecznego pola magne­

tycznego. Aby wyjaśnić izotropię promieniowania kosmicznego, duże jego

natężenie i brak znaczniejszych dobowych wahań tego natężenia, należało

■

w teoriach tych założyć, że promienie kosmiczne nie docierają do Ziemi

bezpośrednio ze Słońca, lecz przez pewien czas błądzą w pobliżu układu

słonecznego zatrzymywane tam przez galaktyczne pola magnetyczne. Aby

otrzymać zgodność z faktami obserwacyjnymi należało przyjąć, że w po­

bliżu systemu słonecznego występują pola magnetyczne o natężeniach

10~5 Oe lub większych. Teorie te nie przyjęły się jednak ze względu na

występujące w nich poważne trudności [7],

‘

Obecnie najpowszechniej przyjęta jest teoria E. F e r m i e g o [10].

Weszła ona już nie tylko do monografii poświęconych promieniom ko­

smicznym lecz nawet do nowszych podręczników fizyki. Przedstawimy

tu po krotce główne myśli tej teorii.

Wyobraźmy sobie, że proton o pewnej energii znajdzie się w jakimś

obszarze Galaktyki. Posiadając energię rzędu kilku tysięcy MeV będzie

on poruszać się dokoła linii galaktycznego pola magnetycznego o natężeniu

rzędu 10~6 Oe po spirali o promieniu rzędu 1013 cm. Fermi rozpatruje

dalej procesy zachodzące, gdy proton ten napotka na swej drodze niejed­

norodności pola występujące, np. skutkifem ruchów turbulencyjnych

w chmurach gazu międzygwiezdnego. Rozpatruje on dwa typy „zderzeń11:

a) Gdy proton wchodzi w obszar pola o rosnącym natężeniu zwoje

spirali, po której się porusza, zacieśniają się i przy pewnej wartości natę­

żenia pola następuje „odbicie11: proton zaczyna się poruszać wzdłuż linii

pola w kierunku przeciwnym.

b) Gdy niejednorodność pola polega na zakrzywieniu jego linii, proton

porusza się w dalszym ciągu po spirali dokoła nowego kierunku linii,

a zatem też następuje jego „odbicie11.

Jeżeli niejednorodność pola pierwszego lub drugiego typu jest nie­

ruchoma, zderzenia takie mające charakter zderzeń elastycznych z nie­

skończenie masywną cząstką nie zmieniają energii protonu. Inaczej będzie

jednak w wypadku poruszającej się niejednorodności. Jeżeli mianowicie

porusza się ona ku protonowi, wówczas przy zderzeniu następuje przyrost

energii, jeżeli w kierunku przeciwnym — energia maleje. Ponieważ ze

względów statystycznych prawdopodobieństwo zderzeń „czołowych11 jest

większe, energia protonu będzie stale wzrastąć. Przy energii protonu rzędu

Pola magnetyczne w Galaktyce

₁₂₉

108 eV i prędkości ruchu niejednorodności rzędu 30 km/sek zysk energii na jedno zderzenie wynosi około 10 eV. Uwzględniając czas życia cząstki ze względu na zderzenia i rozkład liczby cząstek różnego wieku otrzymać możemy widmo energetyczne cząstek promieniowania kosmicznego w po­

staci funkcji potęgowej, przy czym na wykładnik

n

można —- przy roz­

sądnych założeniach dotyczących rozmieszczenia niejednorodności pola, ich prędkości i przekroju czynnego na zderzenia między protonami — uzy­ skać wartość 3.

Zasadnicza trudność w teorii tej występuj e^ gdy uwzględnimy istnienie jąder cięższych w składowej pierwotnej promieniowania kosmicznego. Mianowicie cząstki nie tylko zyskują energię lecz również ją tracą, głów­ nie na jonizację w wyniku zderzeń z atomami gazu międzygwiezdnego. D la każdego rodzaju cząstki istnieje pewna energia graniczna, poniżej której straty energii przewyższają zysk i cząstka nie może być przyspie­ szana. Tym tłumaczy się np. brak elektronów w składowej pierwotnej promieniowania kosmicznego, ponieważ przy energiach poniżej 300 MeV tracą one zbyt duzo energii na jonizację, a powyżej 300 MeV — na wy- promieniowanie. Dla protonów ta energia graniczna, poniżej której cząstka nie może być przyspieszana, wynosi około 200 MeV. D la cząstek cięższych i o większym ładunku elektrycznym, ze względu na to, że straty na joni­ zację są proporcjonalne do ładunku, energia graniczna jest znacznie więk­ sza i wynosi, np. dla cząstek alfa 109eV, dla jąder tlenu 2.1010 eV, a dla jąder żelaza 3.1011 eV. Otóż nie znamy obecnie dostatecznie efektywnego procesu, w wyniku którego mogłyby być wstrzykiwane cząstki o wystar­ czająco dużej energii. Fermi zwraca uwagę, że dla protonów można by podać pewien proces autoregeneracyjny, dzięki któremu nawet bez wstrzy­ kiwania nowych cząstek liczba protonów mogłaby się utrzymywać na stałym poziomie. Mianowicie przy zderzeniach protonów o bardzo wysokiej energii część tej energii będzie tracona głównie na produkcję mezonów, jednakże pozostała część rozdzieli się na dwie zderzające się cząstki. Otóż może się zdarzyć, że energia obydwu tych cząstek będzie większa od energii granicznej. Można tu wprowadzić, podobnie jak w reaktorze ato­

mowym dla neutronów, czynnik reprodukcji protonów:

k

= średnia liczba

protonów o energii większej od granicznej na jedno zderzenie.

Jeżeli

k

< 1 liczba protonów stale maleje, jeżeli

k

> 1 — rośnie, a gdy

k

= 1 liczba protonów utrzymuje się na stałym poziomie. Ogólne rozwa­

żania dotyczące równowagi energii w Galaktyce prowadzą do wniosku, że

k

jest bardzo zbliżone do jedności.

Podany mechanizm autoregeneracji zawodzi jednak dla jąder cięższych ze względu na wysoką wartość energii granicznej dla tych jąder. Ostatnio przypuszcza się [11], że źródłem cząstek o dostatecznie wysokiej energii mogłyby być gwiazdy o silnym polu magnetycznym rzędu kilku tysięcy Gs.

130 A. S trza łk o w sk i

Przy w irow aniu takiej gwiazdy mogłyby powstawać kw adrupolow e pola

elektryczne o potencjale na biegunie dochodzącym do w artości 1014 V.

W polu tym mogłyby być w yrzucane naładowane cząstki.

Proces taki

w gwieździe o stałym polu m agnetycznym byłby jednak szybko zahamo­

w any przez w ytw orzony ładunek przestrzenny. W edług H. W. B a b ­

c o c k [12] proces taki byłby możliwy dla gwiazd o zm iennym polu m a­

gnetycznym, przynajm niej w pewnej części okresu zmienności.

U n s o l d [ 1 3 ] zwrócił uwagę na dwie główne trudności w teorii Fer-

m.iego:

a) ze względu na to, że według nowych danych niejednorodności pola

związane z turbulencjam i są znacznie m niejsze od przyjm owanych przez

Fermiego, mechanizm przyspieszania musi być bardziej efektyw ny;

b) ponieważ cząstki cięższe skutkiem większego przekroju czynnego

na zderzenia m ają krótszy czas życia niż protony, w ykładnik potęgowy

w widmie energetycznym w ypada dla cząstek tych tak duży, że prak ­

tycznie nie będą one zupełnie przyspieszane.

W nowszej swej pracy [14] Ferm i m odyfikuje nieco mechanizm przy­

spieszania cząstek, oraz usuwa trudność drugą, w prowadzając jako m echa­

nizm usuw ający cząstki dyfuzję ich wzdłuż linii pola w ramionach spiral­

nych galaktyki, proces rów nie efektyw ny dla protonów jak i dla jąder

cięższych. Najpoważniejszą trudnością tej teorii pozostaje zatem w dal­

szym ciągu proces injekcji cząstek.

Unsold [13] w swej pracy podaje inną nieco teorię pochodzenia cząstek

promieniowania kosmicznego, wskazując na pewne powiązanie między nim

a promieniowaniem radiow ym G alaktyki. W edług niego źródłem prom ie­

niowania kosmicznego m ają być dyskretne źródła promieniowania radio­

wego. Podobne teorie podawali M. R y l e [ 1 5 ] , a w ZSRR S z k ł o w s k i ,

G i n z b u r g i G e t m a n c e w [7] uw ażający gwiazdy nowe i supernowe

za źródła zarówno protonów stanowiących składową pierw otną promienio­

w ania kosmicznego, jak i elektronów w ywołujących potem prom ieniow a­

nie radiowe Galaktyki.

5. Z przytoczonych tu rozważań w ynika jasno, że pola m agnetyczne

stanowić muszą bardzo w ażny czynnik w ogólnej równowadze Galaktyki.

S. C h a n d r a s e k h a r i E. F e r m i [16] starają się z rozważań doty­

czących równowagi mechanicznej w ram ionach spiralnych G alaktyki osza­

cować wielkość natężenia pól m agnetycznych w ty ch ramionach. W arun­

kiem równowagi w ram ionach spiralnych jest równość ciśnienia g raw ita­

cyjnego i sum y ciśnienia gazu w ynikającego z ruchu mas i ciśnienia pocho­

dzącego od pola magnetycznego wmrożonego w m aterię. Z rozważań tych

otrzym ują na natężenie pola wartość

Pola magnetyczne w Galaktyce 131

W tej samej pracy autorzy ci uzyskują podobną wartość na innej zu­

pełnie drodze. Mianowicie ze względu na duże przewodnictwo elektryczne

zjonizowanego gazu międzygwiezdnego nie są możliwe poprzeczne ruchy

m aterii względem linii pola magnetycznego i pole to jest w ośrodku tym

jak gdyby wmrożone. Wobec tego, przy niezbyt silnych polach m agne­

tycznych, kierunki linii tego pola powinny odpowiadać ruchom m aterii,

a więc ze względu na ruchy turbulencyjne m aterii linie pola magnetycz­

nego w inny być pofalowane. W rzeczywistości obserw ujem y pewien, w y­

noszący około 0,2 radiana, rozrzut kierunków polaryzacji św iatła gwiazd.

Na tej podstawie, korzystając z rów nań teorii fal m agnetohydrodynam icz-

nych, autorzy otrzym ują zbliżoną do poprzedniej w artość natężenia pola

magnetycznego w G alaktyce

H = 7,2.10-° Oe

6. Jakkolw iek nie ulega wątpliwości, że pola m agnetyczne w G alaktyce

muszą być genetycznie związane z rucham i z jonizowanej m aterii między­

gwiezdnej, szczegółowe teorie n asu w ają'jed n ak poważne wątpliwości.

Teorie takie podawane były przez G. K. B a t c h e l o r a [17], A. S c h l i i t -

t e r a i L. B i e r m a n n a [18], [19], [20], [21], S. B. P i k e l n e r a [221.

Jak wiemy, ruch gazu międzygwiezdnego jest turbulencyjny. Przy ta ­

kim ruchu plazmy skutkiem różnych mas jonów i elektronów w ystąpi

rozsunięcie ładunków elektrycznych przeciw nych znaków i związane z tym

pole elektryczne. Części wirowej tego pola elektrycznego towarzyszyć

będzie powstawanie pola magnetycznego. Ponieważ przy dalszych ruchach

m aterii linie tego pola są wyciągane, a strum ień n ie może ulec zmianie, bę­

dzie w zrastać natężenie pola magnetycznego i zarazem jego energia kosz­

tem energii turbulencji. W w yniku tych procesów natężenie pola m agne­

tycznego będzie narastać aż do wartości rzędu 10—5 — 10—(i Oe, przy której

to w artości ustali się równowaga między gęstością energii ruchu tu rb u ­

lencyjnego i gęstością energii pola magnetycznego.

L IT E R A T U R A

! 1] G. A. S z a j n i W. F. G a z e , Izw . K rym . A strofiz. Obs. 8, 3 (1952). [2] W. H i 1 1 n e r, A pJ 199, 471 (1949). [3] L. S p i t z e r i J. W. T u k e y , A pJ 114, 187 (1951). [4] L. D a v i e s i J. L. G r e e n s t e i n , A pJ 114, 206 (1951). |5] G. R. B u r b i d g e, A pJ 118, 575 (1953). [6] A . B. M e i n e 1, P A S P 65, 285 (1953). [7] W. L. G i n ? b u r g, U sp. fiz. nauk 51, 343 (1953). [8] H. A 1 f V|6 n, P h y s. R ev. 75, 1732 (1949), 77, 375 (1950). [9] R. D. R i c h t m y e r i E. T e l l e r , P h y s. R ev. 75, 1729 (1949). [10] E. F e r m i , P h y s. R ev. 75, 1169 (1949). {11] L. D a v i e s , P h y s. R ev. 72, 632, (1947).

132

A. Strzałkow ski

[12l H. W. B a b c o c k , Phys. Rev. 74, 489 (1948).

[13] A. U n s o l d , Phys. Rev. 82, 857 (1951).

[14] E. F e r m i , ApJ 119, 1 (1954).

[15] M. R y l e , Proc. I'hys. Soc. A62, 491 (1949).

[16] S. C h a n d r a s e k h a r i E. F e r m i , ApJ 118, 113 (1953).

[17] G. K. B a t c h e l o r , Proc. Roy. Soc. A201, 405 (1950).

[18] A. S c h l i i t t e r i L B i e r m a n n , Zs. f. N aturforschung 5a, 237 (1950).

[19] A. S c h l i i t t e r i L. B i e r m a n n , Phys. Rev. 82, 863 (1951).

[20] A. S c h l i i t t e r , Zs. f. N aturforschung 6a, 73 (1951).

[21] L. B i e r m a n n , Ann. d. Phys. 10, 413 (1952).

Z PRACOW NI 1 OB SERW A TO R IÓ W

O pewnej ni2toJzie obliczania poprawki zegara z radiowych sygnałów

rytmicznych 60/61 sek.

M. B IE L IC K I

Do obliczania p o p ra w e k z e g ara z p rz y ję ty c h słuchow o sygnałów rytm iczn y ch 0 odstępie m iędzy p u n k ta m i 60/61 sek., używ a się zw ykle m etod, w y m ag ający ch zastosow ania m aszyny rac h u n k o w e j lu b odpow iednich tablic. M etody te um ożliw iają p o ró w n an ie bezpośrednie w sk azań z e g a ra z chw ilam i odbioru p u n k tó w sygnału, k o in - cydujących z u d erz en ia m i zegara. N ajczęściej w p ra k ty c e re d u k u je m y w sk az an ia z e g ara z chw ili k o in c y d en c ji do u m ow nej chw ili p oczątku, śro d k a lu b ko ń ca sygnału, a w ięc, z pom inięaiem godziny, do l m 0s, 3m 30s lu b 6m 0S.

D ane o b se rw ac y jn e p rzy ję cia słuchow ego sy g n ału rytm icznego są: a) P rzybliżone w sk az an ia zegara w chw ilach p oczątków serii.

b) D okładne w sk az an ia z e g ara w chw ilach ko in cy d en cji u d erz eń z e g ara z p u n k ­ ta m i sygnału.

P rzybliżone w sk azan ie zegara w chw ili początku serii je s t o p a rte n a in te rp o la c ji czasow ej m iędzy u d erz en ia m i z e g ara i m oże posiadać dla dobrego o b se rw a to ra 1 w d o brych w a ru n k a c h o b serw acy jn y ch dokładność rzęd u 0*1. U do k ład n ien ie tego p rzybliżonego w sk az an ia je s t zasadniczym celem u ch w y cen ia m ie jsc a koincydencji, ja k a n a s tę p u je w noniuszu czasow ym sygnału czasu i zegara. M iejsce to n a jła tw ie j i n ajd o k ła d n ie j m ożna u sta lić m eto d ą słuchow ą, jeżeli słucham y, n ie p a trz ą c n a ta rc z ę zegara, u d erz eń ze g ara i p u n k tó w sygnału. Ód chw ili zauw ażonej koincydencji, k tó rą m ożna u w ażać np. za p u n k t „0“ , liczym y zgodnie ze w sp ó ln ą chw ilow o r y t­ m icznością z e g ara i sy g n ału d alej 1, 2, 3; podczas liczenia szykujem y się, żeby n a 3 zrobić odczyt zegara. O dliczam y od tego odczytu 3 sekundy, a w y n ik zap isu jem y ja k o d o k ła d n e w sk az an ie z e g ara w chw ili koincydencji. M etoda ta k a p ozw ala określić m iejsce k oincydencji, p rzy zach o w an iu ostrożności i n ab y c iu w p ra w y , z dokładnością do 1-go odstępu, co odpow iada w arto śc i 0,02 w e w sk az an iu i w szukanej pop raw ce zegara. Z w ażyw szy n a to, że zw ykle u d a je się uchw ycić 5 koincydencji, m ożem y p o p ra w k ę zegara o trzym ać z dosyć znaczną d okładnością rzędu 0*01. W tedy zre sztą zacz y n ają ju ż grać rolę i in n e w pływ y, ja k „ró w n an ie osobiste", długość p u n k tó w sygnału, p o p ra w k a sygnału itd. W obec tego, w p rak ty c e, za d aw a lam y się przy p rz y j­ m ow an iu słuchow ym sygnałów czasu d okładnością rzę d u 0';01 i dla tej dokładności tw o rzy m y szybkie, ła tw e schem aty obliczeniow e w ra c h u n k u m aszynow ym lu b ta b li­ cowym . T ak n a p rzy k ład , zn an e są rac h m istrz o m liczącym n a • a ry tm o m e tra c h w a r­ tości 0,9836 i 0,9863, k tó re są długością odstępu m iędzy p u n k ta m i sygnału rytm icznego, w y ra żo n ą w se k u n d ac h czasu słonecznego i gw iazdow ego. W ygodne są rów nież m e ­ tody re d u k c ji w sk az an ia koincydencji, np. n a śro d ek sygnału czasu, w ed łu g tablic, ja k ie p o d aje R ocznik A stronom iczny P. T. A.

W w a ru n k a c h tru d n y c h , „polow ych", często m oże zachodzić p o trze b a w yznaczenia p o p ra w k i zegara, bez użycia a ry tm o m e tru lu b tab lic. W obec tego podam y p ro stą m etodę obliczenia te j p o p raw k i bez żad n y ch pom ocy rach u n k o w y ch .

134 M. B ie lic k i

N apiszm y n a stę p u ją c y w zór

U — E + u, (1)

gdzie U je s t w skazaniem zegara, E — ca łk o w itą liczbą sekund w tym w skazaniu,

u — u ła m k ie m w łaściw ym sek u n d y w e w skazaniu. R ów n an ia (1) użyjem y d la po ­

czątk u pew nej serii sygnałów i dla chw ili k oincydencji najbliższej, n a stę p u ją c e j po ty m p oczątku

U 0 — E 0 + u 0, U k ~ E k gdyż Uk = 0. (2)

N astęp n ie napiszm y zasadnicze ró w n a n ie odstępów czasu m iędzy kolejn y m i k o in ­ cy dencjam i dla ze g ara l- o sekundow ego i sygnału

1 • n — d • (n + 1), (3)

gdzie n oznacza liczbę sekund, d — odstęp m iędzy p u n k ta m i sygnału w y rażony w se­ k u n d a c h zegara.

W reszcie p o d ajm y p ro p o rc ję w y n ik a ją c ą z tego, że przesunięcie k oincydencji o n sekund, d a je zm ianę je d n o sta jn ą w sk az an ia o I s w chw ili początku serii, czyli

ix0 :1 = (Uk — Uo) :n. ’ (4)

S tą d od raz u

u 0 — ( U k — U o) : n. (5)

Zw ażyw szy n a (2) otrzym am y

U o Eo (Ek — U o) - w* (6)

R ów nanie (6) d aje rozw iązanie zag ad n ien ia, a m ianow icie n iew iad o m ą U0. Z n an e je s t n, o b se rw ac ja zaś d a je do k ład n e E 0 i Ek-

W zór n a U„, w y n ik a ją c y z (6)

U0 — (Ek + nE„) : (n + 1) (7)

je s t niew ygodny dó bezpośredniego zastosow ania, gdyż w y m ag a dość uciążliw ego rac h u n k u . Otóż w łaśn ie w p rak ty c e, ze w zględu n a p rzybliżoną znajom ość U 0, w y ­ godnie je s t stosow ać w zór (6) i rozw iązyw ać go k o lejn y m i przybliżeniam i. W ystarcza m ianow icie zazw yczaj ty lk o je d n o przybliżenie, ze w zględu n a w arto ść n oraz do ­ kład n o ść m ie jsc a koincydencji Ek = Uk i w sk az an ia zaobserw ow anego U n.

O trzy m u jem y z (3) ogólnie

n = d : (1 — d). (8)

O bliczm y w arto śc i d w je d n o stk a ch czasu słonecznego (d*), oraz gw iazdow ego (dą): d s—60 : 61 = 0 983 607, dg = (60 : 61) ■ (366,2422 : 365,2422) = 0 986 300. (9) S tą d od raz u odpow iednie n s i n g

n s = 60 (dokładnie), n s = 71,99 (przybliżenie) (10) A w ięc k oincydencje p o w ta rz a ją się: dla ze g ara l- o sekundow ego słonecznego co 60 sek u n d (jak to ła tw o było przew idzieć), oraz co 72 se k u n d y (w y starczająco dokładnie) dla ze g ara gw iazdow ego. W zw iązku z tym , w e w zorze (6) różnica np. o 0S; 1 v/ (Ek — Uo) spow odow ana błędem w U0 d a je b łą d w obliczonym w sk az an iu zaledw ie około 0^002, co m ożna w ogrom nej w iększości p rzy p a d k ó w zaniedbać. Z resztą w po ­ szczególnym w yznaczeniu z je d n ej k oincydencji, o w iele w iększa je s t n iedokładność w (Ek — U„) spow odow ana n iepew nością m iejsca k o in c y d en c ji Ek- O statecznie więc, d ru g ie przy b liżen ie robim y ty lk o w ted y , gdy w dokładności schodzim y poniżej 0*01

O p e w n e j m e to d z ie o b lic za n ia p o p r a w k i ze g a ra 1 35

z k ilk u k o in c y d e n c ji, a z p ie rw s z e g o p rz y b liż e n ia w y n ik a , ż e o b s e r w o w a n e U 0 je s t o b a rc z o n e b łę d e m k ilk u d z ie s ią ty c h s e k u n d y . W zó r (5) m a z a s to s o w a n ie d la n a jb liż s z e j k o in c y d e n c ji U k p o p o c z ą tk o w y m w s k a ­ z a n iu U 0, czyli, g d y 0 < U k - U 0< n . (1 A le ła tw o z a u w a ż y ć , że b ę d z ie d la p o c z ą tk u k a ż d e j s e r ii i- e j «!. = ( £ / * - u j y . n , dla i = l , 2 , . . . p . (12)

J e ż e li z e g a r j e s t sło n e c z n y , w a r to ś c i U m o g ą się ró ż n ić m ię d z y s o b ą z n a s tę p u ją c y c h ty lk o p rz y c z y n : b łą d m ie js c a k o in c y d e n c ji, r u c h d z ie n n y i n ie r e g u la m o ś ć c h o d u z e g a ra o ra z s y g n a łu czasu . W z e g a rz e g w ia z d o w y m U'u są ró ż n e m ię d z y s o b ą opró cz te g o o o d p o w ie d n ie r e d u k c je z c z a su g w ia z d o w e g o n a cz a s sło n eczn y .

W o b ec te g o , d la z e g a ra sło n eczn eg o , m o ż n a od r a z u u ś r e d n ić w a r to ś c i U ‘0 , czym w y ró w n a m y w szczeg ó ln o ści b łę d y o b s e r w a c ji m ie js c k o in c y d e n c ji. B ęd zie

«0 = n - V - 1 2 ' ( t / f c - Ł Ó . (13) W p ro w a d ź m y jesz c z e d la u ła tw ie n ia U = M + S , (14) g d z ie M j e s t c a łk o w itą lic z b ą m in u t w e w s k a z a n iu , a S — o z n a c z a s e k u n d y w s k a ­ z a n ia , c z y li 0 S < 60. W te d y w z ó r (13) m o ż n a n a p is a ć . (15)

O t ó ż S ‘o = S o je s t w a r to ś c ią je d n a k o w ą p rz y b liż o n e g o w s k a z a n ia s e k u n d

w c h w ila c h p o c z ą tk ó w se rii, S'k = Sk Je st ś r e d n ią w a r to ś c ią w s k a z a n ia s e k u n d

w c h w ila c h k o in c y d e n c ji — n a z y w a m y tę w a r to ś ć „ ś r e d n ią k o in c y d e n c ją " . W a rto ś ć

P _1}j( M k — M ‘o) = 0 lu b i , w z a le ż n o śc i o d teg o , czy M ‘k -= m'„ lu b czy ,J K — \ t , + 1 d la

k a ż d e g o i. P ie r w s z y p r z y p a d e k w y s tę p u je , g d y k o in c y d e n c ja i p o c z ą te k s e r ii z n a jd u j ą s ię w p r z e d z ia le te j sa m e j m i n u ty z e g a ra (S k > S 0), d r u g i z a ś — g d y 'k o in c y d e n c ja j e s t w n a s tę p n e j m in u c ie p o m in u c ie p o c z ą tk u s e r ii (S k < S„).

■ O d p o w ie d n io do te g o o tr z y m a m y z (15) d w a p r o s te w z o ry

" o = ( S k - S 0) : n , Uo= [ ( S / r r - 6 0 s0 ) - 5 0] : u . ( 1 6 ) P rz e r ó b m y szczegółow o k o n k r e tn y p r z y k ła d o d b io r u s y g n a łu c z a su n a z e g a r l - o s e k u n d o w y ś r e d n i sło n eczn y . P r z y j ę to n p . s y g n a ł ry tm ic z n y o 10h l m — 10h 6,n i z a o b s e rw o w a n o : k o in c y d e n c je U k o ra z je d n o z e w s k a z a ń : 10h2m 13s p o c z ą te k 2 -e j s e r ii U 0 = 10h 2m 23“ 8. 10 3 15 10 4 15 10 5 12 10 6 16

136 M. Bielicki

Obliczamy najpierw średnią koincydencję

S k = (13 + 15 + 15'+ 12 + 16) : 5 = 14f2;

ponieważ S 0 — 23*8 > 14*2, więc stosujemy 2-gi wzór (16)

u0 = [(14,2 + 60,0) — 23,8] : 60 = 50,4 : 60 = 0*84

Stąd ostatecznie S0=23*84, a popraw ka zegara — 23*84.

Widać od razu, że nie ma sensu przeprowadzać następnego przybliżenia, gdyż dałoby ono

u„ = [(14,20 + 60,00) — 23,841 : 60 = 0*839

z błędem średnirri 0^012 (obliczenia pomijamy), w ynikającym z błędów miejsc koin­ cydencji. Dla porównania obliczamy wskazanie zegara, stosując tablice redukcji Rocznika Astronomicznego P. T. A. Otrzym ujem y średnio dla środka sygnału 10h3m53*839, czyli popraw ka jest — 23*839, a więc to samo, ęo naszą uproszczoną metodą.

Łatwo zauważyć, że jeżeli m inuta jest wiadoma (a tak przecież zwykle bywa), przyjęcie sygnału i obliczenia można sprowadzić do bardzo uproszczonego schematu. Zapisujemy tylko sekundy Sk koincydencji oraz sekundy S 0 w skazania przybliżonego początku jakiejś serii (liczby w nawiasach). Dla zegara półsekundowego słonecznego (chronometru) koincydencje następować powinny oo 30 sekund (dokładnie), a więc redukujem y koincydencje połówek sekund na koincydencje całkowitych sekund prze­ suw ając m iejsca koincydencji naprzód lub .wstecz o 30s. W ten sposób owe zreduko­ w ane fikcyjne koincydencje będą grały tak ą samą rolę w wyrównaniu, jak i rzeczy­ w iste całkowitych sekund. Znów podajemy przykład:

Sygnał: 36 Obliczenie: 36,0 4,5 34,5 37 37,0 (24,2) 107,5 : 3 = 35,8 — 24,2 11,6:60 = 0,19 24*19 Trudniejsza jest spraw a z zegarem gwiazdowym. Tam wartości u'0 li\ . a

u'o, S'„ zm ieniają się w czasie sygnału. W artości w', S'a przesuw ają się naprzód o re ­

dukcję jednostek słonecznych na gwiazdowe w odpowiednich odstępach czasu, U zaś — jak to podaje obliczenie (10) — pow tarzają się teoretycznie co 72s (zaokrąglenie w ystarczająco dokładne), czyli przesuw ają się naprzód co każdą koincydencję o 12s, pom ijając zmianę minuty.

Wzór (12) daje w zasadzie możność obliczenia dokładnego ułam ka sekundy u dla każdej serii, ale jest to niewygodne, gdyż wartość n = 72 jest niełatw ym dzielni­ kiem ; poza tym, tak otrzym ane ua trzeba by było redukować na chwilę umowną w sygnale czasu — oo wymagałoby użycia arytm om etru lub tablicy.

Jednak i dla zegara gwiazdowego można podać stosunkowo prostą m etodę obli­ czania popraw ki i nie w ym agającą ani arytm om etru, ani tablic. Przew odnią myślą tej metody jest doprowadzenie danych obserw acyjnych dla zegara gwiazdowego do tychże danych dla zegara słonecznego, o tym samym wskazaniu w um ownej chwili. Rzeczywiście, jeżeli koincydencje bezbłędne posuw ają się kolejno naprzód we w ska­ zaniach zegara słonecznego o 60s, gwiazdowego zaś o 72s, to redukując o w ielokrot­ ności 12s odpowiednio każdą z koincydencji, można je doprowadzić do m iejsca

po-O p e w n e j m eto d zie obliczania p o p ra w k i zegara 137

ró w n y w aln o ści m iędzy sobą pod w zględem błędów obserw acji. T rz eb a w ięc od póź­ niejszych koincydencji odejm ow ać w ielokrotności 1 2s, do w cześniejszych zaś dodaw ać.

W te n sposób, u śre d n ia ją c zre d u k o w a n e koincydencje w y ró w n y w am y błędy o b se rw a­ cji i o trzy m u jem y śre d n ią ko in cy d en cję (j'k k tó ra ze w sk az an iem p o czątk u U0 odpow iedniej serii m oże dać n a ty c h m ia st d o k ła d n e u'„ w e w zorze (5) w chw ili p o ­ czątk u te j serii. A le obliczenie ty m w zorem je s t n iew ygodne (jak to ju ż w sp o m in a­ liśm y), gdyż w y m ag a d zielenia przez 72. U nik am y tego łatw o, jeżeli przek ształcim y

u 0 = (Uk— Uo) : 7 2 = [(Uk—U0)— Vo (Uk— U0) 1 : 60 (17)

W p ra k ty c e w ięc p rzy su w am y n a jp ie rw ko in cy d en cje o odpow iednie w ie lo k ro t­ ności '1 2s do k o incydencji w um ow nej serii, n a stę p n ie zn a jd u je m y śre d n ią w y ró w ­

n a n ą k oincydencję w tej serii (z pom inięciem m inut), później obliczam y o dstęp m ię­ dzy tą śre d n ią ko in cy d en cją i ch w ilą p oczątkow ą za o b serw o w an ą te j serii, n astęp n ie zm niejszam y długość tego o dstępu o ‘/o jego w arto ści, w reszcie ta k zred u k o w an y o d stęp dzielim y przez 60.

P o d aje m y p ro sty p rzy k ład :

S ygnał: O bliczenie: 2h43m25s + 2 4 s 4 ) 2h45m48^8 4 ł 38 + 1 2 50 2 45 17,5 (45 17.5) 31,3 45 48 — 10 48 —5,2 47 1 — 12 49 26,1:60=0,43 48 12 —24 48 244:5 2h45ml,7®43

D la ze g ara półsekundow ego (chronom etru) odstępy m iędzy k o le jn y m i k o in c y d en ­ cjam i są 36s, red u k o w ać w ięc będziem y tę koincydencje n a k o in c y d en c ję całkow itej sek u n d y u m ow nej serii p rze su w a ją c je o w ielokrotności 6S. N a p rzy k ład , z re d u k u jm y n a p oczątek 5-ej serii

S ygnał: O bliczenie: 7h46m21*5 + 18s 9*5 7h48m 6*8 46 55 + 12 7 — 7 47 14,7 (47 14,7)5s. 52,1 47 29,5 + 6 5,5 — 8,7 48 5 0 5 43,4:60 = 0,72 (48 14,9)6s. 27,0:4 7 1 14 7_m14"72

Często je s t w ygodnie ze w zględów p rak ty c zn y c h red u k o w ać n a koniec syg n ału ; p oczątek obliczeń będzie ta k i sa m ,’ a d alej liczym y u zu p ełn ien ie u ła m k a u 0 do • jedności: 7h48m 6?8 7 48 14,9 - 8,1 + 1,4 —6 ,7 :6 0 = — 0,11 7h48m14^89

-R óżnica Ł/®— i/„ = + l m0 ;l7 je s t zgodna z te o re ty cz n ą + l m0*164. P rz e ra b ia ją c te n sam p rz y k ła d z ta b lic a m i R ocznika A stronom icznego o trzy m u jem y śred n io d la śro d k a

138

O. Czyżewski

sygnału wskazanie 7h45m44* 476, gdy tymczasem nasza m etoda daje: 7h48m14s)89 — 2m30,41 = 7h45m44,s48.

Przy odbiorze sygnałów czasu na zegar gwiazdowy, notować trzeba m inuty wskazań oraz zaznaczać serie, aby uniknąć trudności rozpoznania serii w obliczeniu.

Podamy więc jeszcze jeden przykład tzw. złego odbioru sygnału, gdy udało się „złapać" tylko 2 niepewne koincydencje i 1 wskazanie początkowe:

Sygnał: Obliczenie: + 12s 60s 7h58m62s8 - 7 58 17,7 45,1 - 6 65.5 -7 ,5 125.5 37,6:60=0,63 7h58m17*63

A w tablicach Rocznika Astronomicznego znajdziemy średnio po zredukow aniu na początek 4-tej serii: 7h58m17*628.

Z podanych przykładów widać, że m etoda przedstaw iona jest bardzo praktyczna i nie wymaga wiele pracy ani pomocy rachunkowych, toteż jest od daw na stosowana w naszym Obserw atorium w doraźnej codziennej służbie czasu.

P rąd ow y stab ilizator n apięcia do fotopow ielacza O. CZYŻEWSKI

W ostatnich latach coraz szersze zastosowanie w fotom etrii znajdują fotopowie- lacze. Z ich użyciem wiążą się pewne trudności, fotopowielacze w ym agają bowiem bardzo dobrej stabilizacji napięcia zasilającego dynody. Można to osiągnąć dwoma sposobami: albo użyć suchych b aterii — jest to rozwiązanie z pewnością kłopotliwe i drogie — albo stosować stabilizację elektronową. O statnio F e l l e g t t zbudował w .ty m celu stabilizator prądowy, którego zasadniczy układ podany jest na rys. 1.

Na siatkę sterującą triody przykładam y stałe napięcie, napięcie zasilające przy­ kładam y między punktam i a i c, napięcie stabilizowane odbieram y z oporu R a. Obli­ czamy w przybliżeniu, jak i będzie opór w ew nętrzny tego układu między punktam i

b i c. Jeżeli napięcie na siatce zmieni się o dVs, towarzyszy tem u zm iana napięcia

na anodzie

d v ę ^ d v 0

gdzie (lł — współczynnik wzmocnienia lampy.

Przy założeniu, że Rk 1/S, gdzie S — nachylenie charakterystyki lampy d V s dlffRkt

czyli

dVa = |x dl f f Rk t

a więc opór wew nętrzny układu wynosi 7h57m48s

(58 17,7)4s. 59 41,5

Prądowy stabilizator napięcia do fotopowielacza 139 Można łatw o pokazać, że dla układu o n jednakow ych

lam pach (rys. 2), opór

R » ■ = vi

nRk-Zm iana napięcia wyjściowego jest

fj

1/ _

,]! ]>

Lt Y w yjsc — Ll a iVa > a więc: dL Rn

Ra

gdzie (IVmi oznacza zm ianę napięcia zasilającego. Zatem

d Kwyjść r f y --- "_{z a s |? _L} Xw~TK

Rys. 1. Uproszczony sche­ m at stabilizatora prądo­

wego.

L.

L

Gdy więc /i„. '$> R„ stabilizacja będzie bardzo dobra. Np. dla lam py typu 6SL7 |j,= 70, więc dla Rk = 100 kQ — jeżeli dwie triody połączymy w szereg — otrzym am y R„,=500 MQ. Jeżeli opór Ra= 1 MQ, współczynnik stab i­ lizacji wyniesie 1/500, a więc przy zm ianie napięcia zasi­

lającego o 10% napięcie n a oporze zmieni się o 0,02%. Ważne jest, żeby napięcie dla siatek sterujących było dodatkowo stabilizowane, przy czym szczególną uwagę trzeba zwrócić n a napięcie siatki lam py pierwszej (Vsi na rys. 2).

—*— Układ podany przez Fellegtta widzimy na rys. 3.

r i Użył on dwóch lam p 6SL7, przy czym triody jednej

z nich połączone są równolegle. Napięcie dla siatek sterujących stabilizowane jest przy pomocy neonówek; napięcie dla siatki pierwszej lam py podaw ane jest przez opór zabocznilcowany diodą (jako dioda służy druga trioda lampy 6SL7). P rąd początkowy diody, płynąc przez opór R s, w yw ołuje n a nim spadek napięcia, które dodaje się do napięcia stabilizatora neonowego. Zmia­ nom napięcia żarzenia tow arzyszą zmiany prądu diody, które z kolei pow odują zmiany napięcia siatki steru ją­ cej. W ten sposób kom pensuje się w pływ zm ian napię­ cia żarzenia n a pracę układu. Przy zm ianie napięcia sieci w granicach od 200—220 V, zmiany napięcia w yj­ ściowego nie przekraczały 0,01%.

Stabilizator ten, jak podaje Fellegtt, daw ał podczas całonocnej pracy napięcie bardziej stabilne niż m inia- turow e suche baterie; jednak zm iany napięcia z nocy na noc były nieco większe niż dla baterii.

Na rys. 4 podany jest układ próbnego stabilizatora tego typu, zmontowanego w Zakładzie Fizyki Doświad­ czalnej U niw ersytetu Jagiellońskiego. Użyto w nim lam p 6/K4, 6H8C i 6X6C. Jak o pierwszej lam py użyto pen tody 6® 4; dzięki dużem u współczynnikowi wzmoc­ nienia tej lam py osiągnięto dość dobrą kom pensację

zmian napięcia żarzenia. Zakres napięcia wynosił od 600 do 900 V, przy czym w ahania powodowane 10%)

11

qk

% Vs

2

%

Rys. 2. Uproszczony sche- -nat wielolampowego stabi­

lizatora prądowego. Postępy A stronom ii t. 111 z. 4

140 O. C zyżew ski

e

e

•.tsóój

1XZA /miano 5651 U \'E 4

zakresu napięao 2 • S7Vlfi0t?P

Rys. 3. U kład stabilizatora podany przez Fellegtta.

Rys. 4. Układ stabilizatora zbudowa­ nego w Zakładzie Fizyki Doświad­

czalnej U. J.

zmianą napięcia zasilającego wynosiły dla 600 V ok. 0,1 V, dla 900 V — 0,2 V. W ahania te były głównie spowodowane nieliniowym działaniem diody kom pensującej zmiany napięcia żarzenia; jeżeli lampy żarzono z akum ulatorów , w ahania były znacznie mniejsze.

Ważną rzeczą w konstrukcji stabilizatora jest dobra izolacja uzwojeń żarzenia; trzeba też zwrócić uwagę na to, aby dopuszczalne obciążenie oporów było kilka razy większe, niż w ynika to z obliczenia, w przeciwnym razie następują duże w ahania napięcia, spowodowane grzaniem się oporów; w ahania te mogą wynosić naw et kilka woltów. Pew na dodatkowa niestabilność spowodowana może być również zachodzą­ cymi pod wpływem tem peratury deform acjam i elektrod lam p; są to zmiany o cha­ rakterze powolnym, dające się zauważyć głównie w ciągu pierwszych kilkudziesięciu m inut pracy stabilizatora.

Zaletą tego typu stabilizatorów jest prostota i niewielka ilość lam p przy stosun­ kowo dobrej stabilizacji; zaletą jest również to, że tracim y na lam pach niew ielką część napięcia zasilającego; jest to ważne szczególnie wtedy, gdy chodzi o stabilizo­ w anie wysokich napięć, co m a m iejsce w łaśnie przy zasilaniu fotopowielaczy. Główną w adą jest niemożność zmiany obciążenia stabilizatora, jest on też bardzo czuły na tem peraturow e zmiany oporów dzielnika napięć.

LITERATURA P. F e l l e g t t : J. Sci. Instr. 31, 217 (1954).

Z L I T E R A T U R Y N A U K O W E J

Ogólne rozwiązanie zagadnienia trzech ciał w graw itacyjnym polu

hookowsko-newtonowskim

K. RUDNICKI

Dotychczas przy badaniach dotyczących ruchów trzech ciał punktow ych pod wpływem wzajemnego przyciągania interesow ano się praw ie wyłącznie przypadkiem, gdy ciała przyciągają się zgodnie z praw am i powszechnego ciążenia Newtona. Nie­ liczne prace tyczące zagadnienia kilku ciał przyciągających się w edług innych praw (jak na przykład praca B a n a c h i e w i c z a z r . 1906) uważano jako pewnego rodzaju ćwiczenia rachunkow e bez możliwości praktycznych zastosowań. Ostatnio radziecki astronom W. R a d z i j e w s k i zwrócił uwagę, że rozwiązania tego rodzaju mogą mieć dużą wartość praktyczną.

W skutek skomplikowanych rzeczywistych w arunków , w jakich przyciągają się ciała we wszechświecie, stosunkowo rzadko obserwujem y czysty przypadek przycią­ gania newtonowskiego. Szczególnie ważny w zastosowaniach może być przypadek, gdy jedno ciało w rzeczywistości nie jest punktem , lecz składa się z m aterii rozmiesz­ czonej ciągle i inne ciała odbywają ruchy w ew nątrz niego.

Wyobraźmy sobie dwie gwiazdy stanowiące układ podwójny, znajdujący się w e­ w nątrz G alaktyki, w Której m ateria jest rozmieszczona w sposób jednostajny. W takiej Galaktyce przyciąganie ku środkowi odbywa się zgodnie z praw em Hooke’a (siła rośnie proporcjonalnie do odległości od środka). M atem atycznie można zagadnienie opisać w sposób następujący: Dwie gwiazdy — jak zwykle — opisujemy jako dwa punkty m aterialne przyciągające się zgodnie z praw em Newtona, zaś G alaktykę bę­ dzie reprezentow ał punkt znajdujący się w jej środku, działający na gwiazdy zgod­ nie z praw em sił elastycznych. Okazuje się, że tak sform ułowane zagadnienie ruchu daje się rozwiązać w przypadku ogólnym.

Otrzymane rozwiązanie Radzijewski stosuje do zagadnienia układów podwójnych gwiazd i gromad gwiazdowych w Galaktykach. Wiadomo, że w niektórych G alakty­ kach siły przyciągania ku środkowi m ają rzeczywiście charakter bardzo zbliżony do sił elastycznych. W naszej G alaktyce jest w prawdzie nieco inaczej, lecz i tu można w ten sposób otrzymać pewne oszacowania, z których daje się wyciągnąć wniosek, że możliwość rozpadu gwiazd podwójnych jest w G alaktyce bardzo mała.

(Astronom iczeskij Żurnał, 31, 436 (1954)).

Najważniejsze w yniki badań gwiazd zaćm ieniowych (1952— 54)

K. SERKOWSKI

Niniejszy artykuł jest w znacznej mierze streszczeniem opublikowanego w tym roku Sprawozdania Komisji Gwiazd Podwójnych Fotometrycznych przy Między­ narodowej Unii Astronomicznej |1].

Przewodniczący Komisji Z. K o p a l przedstaw ia w tym Spraw ozdaniu m. in. proponowaną przez siebie nową klasyfikację gwiazd zaćmieniowych. Układy

142 Z literatury n a u k o w e j

O o

O

O

i. 2

Rys. 1. P rz e k ró j p o w ierzchni ek w i- p o te n cja ln e j R oche’a d la układów

p odw ójnych ty p u 1.

Rys. 2. P o w ierzch n ia ek w ip o ten - cja ln a R oche’a z ostrzem stożkow ym w m iejscu, gdzie m a te ria w ypływ a

z gw iazdy (u k ład ty p u 2).

niow e, w k tó ry c h p r z y n , a j m n i e j j e d n a gw iazda składow a leży n a ciągu głów nym m ogą być podzielone n a trz y ty p y o n a stę p u ją c y c h w łasnościach:

T y p I. O b i e g w i a z d y s k ł a d o w e l e ż ą n a c i ą g u g ł ó w n y m . B ardziej m a sy w n a gw iazda je s t w iększa i w cześniejszego ty p u w idm ow ego. W głów ­ n y m m inim um m n iejsza gw iazda z a k ry w a w iększą.

W u k ła d a c h zaćm ieniow ych ty p u 1 objętość każdej z gw iazd składow ych je s t w y ­ raź n ie m n iejsza od objętości w n ę trz a ta k ie j n ajw ięk sz ej zam k n iętej p o w ierzchni ek w ip o ten c jaln ej, k tó ra o b e jm u je ty lk o je d n ą gw iazdę składow ą u k ła d u podw ójnego (jest to tzw . p ow ierzchnia zerow ej p ręd k o ści czyli pow ierzch n ia ek w ip o ten c jaln a R oche’a, rys. 1). C h a ra k te ry sty c z n e jest, że w arto śc i p o te n cja łu g raw ita cy jn e g o n a p ow ierzchniach obu gw iazd składow ych tak ieg o u k ła d u zaćm ieniow ego są je d n a ­ kow e. T a rów ność p o te n cja łó w n a p ow ierzchniach obu składow ych w sk az u je — ja k w y k az ał K opal — n a to, że obie te gw iazdy m u siały k iedyś tw orzyć jedno ciało, a w ięc że gw iazda p o dw ójna p o w sta ła przez podział pojedynczej gw iazdy.

T y p 2 ( t y p A l g o l a). M n i e j s z a , g o r ę t s z a i b a r d z i e j m a s y w n a g w i a z d a s k ł a d o w a l e ż y n a c i ą g u g ł ó w n y m , z a ś d r u g a s k ł a ­ d o w a j e s t p o d o l b r z y m e m . W głów nym m in im u m w iększa gw iazda za k ry w a m niejszą.

W iększa g w iazda (podolbrzym ) z reg u ły w y ła m u je się z zależności m a sa-ja sp o ść, m a ją c m a sę zb y t m a łą w sto su n k u do sw ojej jasności ab so lu tn ej. W artości p o te n ­ c ja łu g raw ita cy jn e g o n a p o w ierzchni podolbrzym ów są n ie n o rm aln ie niskie. W w ięk ­ szości zn an y ch w y p ad k ó w w iększe gw iazdy składow e, będące podolbrzym am i, w y ­ p e łn ia ją d o k ład n ie (w g ran ic ac h błędów obserw acji) p ow ierzchnię e k w ip o ten c jaln ą R oche’a (rys. 2).

J a k w y k az ali niezależnie od siebie K o p a l [2] i C r a w f o r d [3] g ru p o w a n ie się podolbrzym ów n a gran icy R oche’a dow odzi, że gw iazdy te pow oli ro zszerzają się. K opal przypuszcza, że te n d e n c ja do rozszerzania się je s t ogólną w łasnością p odolbrzy­ m ów , nie tylk o w chodzących w sk ła d u k ła d ó w podw ójnych, ale rów nież będących gw iazdam i pojedynczym i. W p rz y p a d k u składow ych gw iazd podw ójnych rozszerzanie się je s t ograniczone istn ien iem gran icy R oche’a. Po osiągnięciu je j ciągła te n d e n c ja do rozszerzania się sta je się p rzyczyną tra c e n ia m asy przez podolbrzym a. M ateria w y p ły w a z gw iazdy w m iejscu, gdzie pow ierzch n ia ek w ip o ten c jaln a po siad a stożkow e o strze (zakreskow ane n a rys. 2). N ien o rm aln ie m a łe m asy podolbrzym ów , będących składow ym i u k ła d ó w zaćm ieniow ych są p rzypuszczalnie k o n se k w e n cją tego tra c e n ia m aterii.

Z m n iejszan ie się m asy pow inno pociągać za sobą w ydłu żan ie się okresów o rb i­ ta ln y c h u gw iazd zaćm ieniow ych ty p u drugiego. Je d n a k ob se rw ac je z niezn an y ch

Z literatury naukow ej ₁₄₃ przyczyn w ykazują na ogół zmiany

okresu o znacznie bardziej skompliko­ wanym charakterze.

Najjaskraw szym i przykładam i pod-

olbrzymów, które osiągnęły granicę 3.

Roche’a są lżejsze składowe układów

R CMa oraz YZ Sgr. Stosunek m as Rys- 3- Przekrój powierzchni ekw ipotęn-

gwiazd składowych wynosi dla tych cjalnej układu gwiazd typu W UMa.

układów odpowiednio 5 :1 oraz 10 : !.

Są to praw dopodobnie układy podw ójne bardzo stare, dla których proces u tra ty masy przez podolbrzymy posunął się daleko. Zagadnieniom podolbrzymów wchodzą­ cych w skład układów zaćmieniowych poświęcona jest obszerna praca S o f r o n i c - k i e g o [4].

T y p 3 ( t y p W U r s a e M a j o r i s ) . S t y k a j ą c e s i ę g w i a z d y . Obie gwiazdy składowe leżą na ciągu głównym i przeważnie należą do typów w id­ mowych od późnego A do wczesnego K. Nie w ykazują one żadnej zależności pomię­ dzy m asą i jasnością. W głównym minimum zakryw ana jest ta gwiazda, która jest mniejsza, gorętsza i ma m niejszą masę.

W układach tego typu potencjał graw itacyjny na powierzchni obu gwiazd skła­ dowych jest jednakow y i każda z gwiazd całkowicie w ypełnia swoją powierzchnię ekw ipotencjalną Roche’a. Obie gwiazdy składowe stykają się zatem przypuszczalnie w w ew nętrznym punkcie Lagrange’a (rys. 3) i mogą wzajem nie wymieniać m aterię.

W czasie pomiędzy zaćmieniami na widmo gwiazd typu UMa nałożone jest widmo ciągłe emisyjne (patrz [5]), podobne do obserwowanego u gwiazd rozbłysko­ wych. W ysyłane jest ono przez obszar, w którym obie gwiazdy składowe się stykają. Przypuszczalnie w łaśnie ta em isja ciągła odpowiedzialna jest za krótkookresowe nie­ regularne w ahania jasności obserwowane u większości gwiazd typu W UMa.

Badania spektralne gwiazd typu W UMa w ykazują, że — bez względu na to, która gwiazda składowa jest jaśniejsza — linie absorpcyjne tej gwiazdy, k tóra się do nas przybliża, są zawsze silniejsze, niż linie drugiej gwiazdy składowej. Przyczyną tego zjaw iska jest przypuszczalnie gazowa otoczka niesymetrycznego kształtu. Jak przypuszcza S t r u v e [5] nieregularny kształt tej otoczki może być spowodowany dzia­ łalnością protuberancji. Np. w układzie UX Mon protuberancje pojaw iają się głównie na przednich półkulach obu gwiazd składowych, co może być przyczyną większej grubości otoczki na tych półkulach.

W ciągu ostatnich paru lat zainteresow anie gwiazdami .typu W UMa ogromnie wzrosło. Podczas gdy jeszcze w 1950 r. tylko 6 gwiazd tego typu posiadało zbadane fotoelektrycznie krzywe jasności, obecnie takich gwiazd jest już 36. Niestety nie zostały dotychczas opracowane metody analizy krzywych jasności tych gwiazd. Do wyznaczania elementów orbit gwiazd zaćmieniowych w ybitnie asferycznych stoso­ wane są jeszcze czasami metody opracowane dla gwiazd o m ałej asferyczności. Sto­ sowanie takich metod jest jednak zupełnie nie uzasadnione fizycznie i doprowadza do grubych błędów.

Badania rozkładu przestrzennego 188 p a r typu W UMa przeprowadzone w 1954 r. przez S c h a t z m a n a i R i g a l a [ 6 ] wykazały, że gwiazdy typu W UMa w ykazują w yraźną tendencję do skupiania się w grupy. W skład takiej grupy wchodzą zazwy­ czaj 2 lub 3 układy podwójne oddalone od siebie o nie więcej niż 6 ps. Oprócz tego istnieją większe grupy zaw ierające do 10 obiektów i m ające średnice nie przekracza­ jące 50 ps. Znaleziona dla 10 takich obszarów gęstość przestrzenna gwiazd typu W UMa okazała się 100 razy większa od przeciętnej. Gwiazdy typu W UMa, które

144 Z literatury naukowej

są położone pomiędzy szerokościami galaktycznymi ± 50° i których odległość nie przewyższa 400 ps tworzą jak gdyby ramię ciągnące się ku długości galaktycznej 290—300°. Natomiast w długościach 110—130° takich gwiazd obserwuje się najmniej.

Oprócz omówionych wyżej trzech typów układów zaćmieniowych, w których przynajmniej jedna gwiazda składowa leży na ciągu głównym, można wyróżnić jeszcze dwa inne typy: układy z dwóch podkarłów i układy, składające się z dwóch olbrzymów lub nadolbrzymów.

W ubiegłym roku zostało dokonane chyba najbardziej rewelacyjne odkrycie w dziejach badań gwiazd zaćmieniowych. Aż do 31 lipca 1954 r. jedynym znanym układem zaćmieniowym składającym się z dwóch podkarłów była UX UMa. Tej nocy M. F. W a l k e r prowadząc obserwacje fotoelektryczne 2,5-metrowym tele­ skopem na Mt. Wilson odkrył, że DQ Her — znana lepiej jako Nova Herculis zil934r.— jest gwiazdą zaćmieniową o najkrótszym znanym okresie 4 godz. 39 min. [7]. Główne minima są spowodowane częściowymi zaćmieniami trwającymi około 1 godz. o am­ plitudzie l™3 w świetle żółtym, zaś 1™ 1 w świetle niebieskim. Wtórne minima nie zostały wykryte.

Krzywa jasności DQ Her jest bardzo podobna do UX UMa. Obie krzywe świadczą 0 ledwie dostrzegalnej elipsoidalności gwiazd składowych i wykazują krótkookresowe nieregularne fluktuacje jasności, a także rozjaśnienie przed początkiem zaćmienia. Gwiazdy składowe zarówno DQ Her jak U X UMa muszą być bardzo małe i gęste.

Podstawowe znaczenie miałoby stwierdzenie, czy układ podwójny DQ Her istniał przed wybuchem Nowej czy też pojedyncza gwiazda uległa podziałowi podczas tego wybuchu. Obserwacje jasności DQ Her na kliszach harvardzkich sprzed r. 1934, w którym gwiazda ta — będąca przedtem obiektem 15m — rozbłysnęła jako Nowa, nie wykazują wahań jasności większych niż parę dziesiątych wielkości gwiazdowej. Należałoby jeszcze przeanalizować-ten materiał bardziej szczegółowo, aby móc rozr strzygnąć, czy rzeczywiście DQ Her nie była gwiazdą zaćmieniową przed wybuchem w 1934 r.

Pomimo stosunkowo znacznej gęstości gwiazd składowych układów UX UMa 1 DQ Her, pomiędzy nimi a białymi karłami jest jeszcze wielka różnica. Nie znamy dotychczas żadnej gwiazdy zaćmieniowej, której składnikiem byłby biały karzeł. Odkrycie układu zaćmieniowego składającego się z dwóch białych karłów natrafia­ łoby zresztą na znaczne trudności. Gdyby np. dwa białe karły podobne do Syriusza B tworzyły układ zaćmieniowy o odległości gwiazd składowych 4-krotnie większej od ich promieni, okres obiegu orbitalnego wynosiłby 2,5 minuty, zaś zaćmienie trwałoby mniej niż 26 sekund. W przypadku jeszcze gęstszych białych karłów, takich jak AC 70°8247, czas trwania zaćmienia mógłby nie przekraczać sekundy.

Zdaniem Kopała odkrycie takich gwiazd zaćmieniowych byłoby możliwe tylko przy pomocy specjalnego fotometru fotoelektrycznego, rejestrującego w sposób ciągły zmiany jasności. Nie jest też wykluczona możliwość odkrycia takich gwiazd zaćmie­ niowych na drodze obserwacji wizualnych. Należałoby poszukiwać zmian jasności tylko u tych — licznych zresztą — białych karłów, które nie posiadają linii absorp­ cyjnych w widmach. Prędkości orbitalne byłyby bowiem rzędu kilku tysięcy km/sek i poszerzenie dopplerowskie zupełnie rozmyłoby wszystkie linie absorpcyjne.

Przechodząc z kolei od najmniejszych gwiazd do największych warto wspomnieć o ostatnich wynikach obserwacji W Cep, gwiazdy zaćmieniowej składającej się z dwóch nadolbrzymów typów B3 i M2 (promień gwiazdy typu M2 wynosi ponad 1200 R @). Według badań B a b c o c k’a [8] czerwona gwiazda składowa tego układu jest zmienną magnetyczną — pierwszą taką zmienną odkrytą wśród gwiazd zaćmieniowych. Pole magnetyczne W Cep oscyluje pomiędzy —1200 i +2000 gaussów. Okres tych wahań

Z literatury n a u k o w e j 145

je s t n ie zn a n y dotąd, ale w każdym razie znacznie k ró tszy od o k resu obiegu o rb ita l­ nego, k tó ry w ynosi 7430 dni. W ykrycie pola m agnetycznego stało się m ożliw e tylk o dzięki te j w y jątk o w e j sytuacji, że oś o b ro tu gw iazdy tw orzy bard zo m ały k ą t z p ła sz­ czyzną orbity. W skutek tego linie w w idm ie W Cep nie są poszerzone przez obrót gw iazdy. P oszerzenie ro ta c y jn e w y stę p u jąc e u p raw ie w szystkich innych gw iazd za­ ćm ieniow ych uniem ożliw ia w y k ry c ie w nich pola m agnetycznego.

W czerw cu b. r. rozpoczęło się trw a ją c e 2 la ta zaćm ienie e A u r, je d n ej z n a j ­ b ard z iej zagadkow ych gw iazd zaćm ieniow ych, p o siad ającej o k res 27 lat. Istn ie je w iele różnych hipotez, tłum aczących zm iany jasności e A ur. P rzypuszcza się, że gw iazda składow a ty p u cF5 p rzy g aszan a je s t albo w sk u te k ro zp rasz an ia św ia tła n a sw obod­ n y ch ele k tro n a c h czy też u je m n y ch jo n a ch w od o ru [9] w górnych w a rstw a c h atm o ­ sfery niew idocznego tow arzysza, albo przez p ła sk i p ierścień z cząstek p y łu otaczający ciem nego to w arzy sza i n ac h y lo n y do płaszczyzny o rb ity [10] *. Is tn ie ją też przypuszcze­ n ia, że m in im a e A u r spow odow ane są pierścieniow ym i zaćm ieniam i gw iazdy o b a r ­ dzo dużym pociem nieniu brzegow ym [11].

K opal zw ra c a uw agę n a to, że oprócz trzech czy czterech z b a d an y c h stosunkow o d o k ła d n ie n adolbrzym ów istn ie je k ilk a innych b ardzo m ało zb ad an y ch gw iazd zaćm ie­ niow ych o sk ła d n ik a c h będących n ad o lb rz y m am i i o k resa ch około 200d, np. RZ Oph, BM Cas, a ta k ż e 5 Cas, co do k tó re j n ie zostało n a w e t u stalone, czy je s t n a pew no gw iazdą zaćm ieniow ą.

W ciągu o sta tn ic h p a ru la t w zrosła przeszło d w u k ro tn ie liczba gw iazd, dla k tó ­ ry c h p ociem nienie brzegow e zostało stosunkow o d okładnie w yznaczone z obserw acji. W zw iązku z ty m w łaściw ie dopiero te ra z m ożna m ów ić o p o ró w n a n iu o b serw acji z te o rią, p rzy n a jm n ie j dla gw iazd w czesnych ty p ó w w idm ow ych.

N atężenie 1(0) p ro m ie n io w an ia gw iazdy spada od śro d k a jej tarczy k u brzegom w przy b liżen iu w edług zależności

I (i)) = I(0) • (1 — u + u • cos 90

gdzie 0 je s t k ą te m pom iędzy p ro stą łączącą środek gw iazdy z ob se rw ato re m a k ie ­ ru n k ie m od śro d k a gw iazdy k u d an e m u m iejscu n a je j pow ierzchni. W poniższej tab elce podane są w ra z z b łę d am i śred n im i w arto śc i w spółczy n n ik a pociem nienia brzegow ego u d la w szy stk ich ty c h gw iazd, d la k tó ry ch został on w yznaczony z b łę ­ dem śred n im m n iejszy m niż ± 0,3.

Pow yższe w yniki, ogółem biorąc, w y ra źn ie nie zgadzają się z w arto śc iam i te o ­ retycznym i. Szczególnie niezgodny z p rze w id y w a n iam i te o rii je s t podany w pow yż­ szej tab elce w y n ik H u f f e r a (dotychczas nie o publikow any, p a trz [1]) dla AR Cas. Jeg o nadzw yczaj d o kładne o b serw acje w y k azu ją, że d la AR Cas A pociem nienie brzegow e w św ie tle żółtym je s t n ie w ą tp liw ie w iększe, niż w nieb iesk im lu b u ltr a ­ fioletow ym (dla A 3500A H u ffe r o trzy m ał u = 0,58 1 0,04).

Liczba gw iazd, dla k tó ry c h o trzym ano do k ład n e foto elek try czn e k rzy w e jasności, w z ra sta w o sta tn ic h la ta c h coraz szybciej. Od 1952 r. zb ad an o fo to elek try cz n ie p rze­ szło 90 gw iazd zaćm ieniow ych, z tego d la 37 gw iazd o trzy m an o k rzy w e jasn o ści w dw óch lu b w ięcej dziedzinach w id m a (większość ty c h p ra c je s t jeszcze nie op u ­ blikow ana).

O dczuw a się je d n a k b ra k now ych o b serw acji fo to elek try czn y ch n ie k tó ry c h j a ­ snych, w idocznych gołym okiem gw iazd zaćm ieniow ych, ja k np. o A ql, § O ri, A. Tau. O sta tn ie ob se rw ac je fo to elek try czn e tych gw iazd pochodzą z la t 1911—20. B ardzo po trze b n e są też elem en ty fotom etryczne dla gw iazd SW CM a, AO M on i TW Cet, d la k tó ry c h S tru v e w yznaczył elem enty sp e k tra ln e n a pod staw ie w idm obu gw iazd