Postępy Astronomii nr 4/1961

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

T O M I X — Z E S Z Y T 4

1

h

1

W A R S Z A W A • P A Ź D Z I E R N I K — G R U D Z I E Ń 1%1

SPIS TRF.SCI ZESZYTU 4

ARTYKUŁY

S. G r z ę d z i e l s k i , W ybrane aspekty m olekularne hydromagnetyki kosmicznej. Rozdz. I I I ... 193

Z P R A C O W N I I O R S F .R W A T O R IO W

G. D e m e t r e s c u , Obserwatorium w B u k a r e s z c i e ... 211 M. K a r p o u i i c z , Pole prędkości centroidów gwiazd typu B id Ukła­

dzie L o k a ln y m ... 217 M. K a r p o w i c z , K. R u d n i c k i , H. T o m a s i k , Próba wyznacze­

nia elipsoidy prędkości gwiazd w ę g l o w y c h ... 225 L. C i c h o w i c z , Wyznaczanie szerokości geograficznej łącznie z azy­

mutem miry z azymutalnych obserwacji gwiazd w pobliżu pierw­ szego w e rty k alu...227

Z LITERATURY NAUKOW I-l

S. G r z ę d z i e l s k i , O pewnej próbie konfrontacji teorii i obserwacji 235 K. R u d n i c k i , Teoria i obserwacje rotacji Galaktyki . 237 T. J a r z ę b o w-s k i, O możliwości synchrotronowego promieniowania

g w i a z d ... 239 B. P a c z y ń s k i , Wpływ zorientowania cząstek pyłu na

międzygwia-zdouią a b s o r p c j ę ... 243 K. S t ę p i e ń , O materii międzygwiazdowej w dużych odległościach

od płaszczyzny G a l a k t y k i ... 245

KRONIKA

W. Z o n n , Drugie Międzynarodowe Sympozjum COSPAR we Floren­ cji, kwiecień 1 % 1 ... 249

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

P O S T Ę P Y

ASTRONOMII

K W A R T A L N I K

T O M

I X — Z E S Z Y T 4

W A R S Z A W A • P A Ź D Z I E R N I K — G R U D Z I E Ń 1%1

KOLEGIUM R ED AK CYJN E

Członkowie: Józef Witkowski, Poznań Włodzimierz Zonn, Warszawa

Sekretarz Redakcji: Ludosław Cichowicz, Warszawa Adres Redakcji: Wurszawa, ul. Koszykowa 75 Obserwatorium Astronomiczne Politechniki

P rin te d in Poland

Państwowe Wydawnictwo Naukowe O ddział w Łodzi 1961

W y d a n ie I. N a k ła d 4IS + 152 egz. A rk . w y d. 4,7, nrk. d ruk . 1,75. Papier olfset. kl. III, 70 g 70 x 100. O d d a n o do d r u k u 10 X 1%1 r. D ru k u k o ń c z o n o w

listo pa dzie 1%1 r. / a n i. nr 383. L-ll. C e n a z ł 10,—

Zakład Graficzny PWN Łódź, ul. Gdańska 162

W Y B RA N E A S P E K T Y M O L E K U L A R N E H Y D R O M A G N E T Y K I K OS M I C Z N EJ

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

R o zd ział III

EFEKTY MOLEKULAR NE W SYTUACJACH ASTROFIZYCZNYCH

W rozdziałach I i II niniejszej serii artykułów omówiona została molekularna „ b a za ” równań hydromagnetyki; w szczególności wiele uwagi poświęcono dyskusji podstawowych założeń oraz przybliżeń, na których opiera się cały gmach dalszych wyników. Rozdział III (i ostatni) ma na celu powiązanie rozwa­ żań przeprowadzonych poprzednio z problemami mogącymi mieć znaczenie w astrofizyce.

Nie będziemy dyskutować zagadnień par excellence molekularnych (mikro­ skopowych), jak na przykład zagadnienie oddziaływania plazmy z promieniowa­ niem gwiazd, które nie są zresztą nowością w astrofizyce i przy których, metoda postępowania narzuca się sama przez się. Również tylko marginesowo wspom­ nimy o zjawiskach transportu w plazmie, zwłaszcza o przewodnictwie elektrycz­ nym, którego kluczowa rola wymagałaby dla pełnego omówienia conajmniej osobnego artykułu. Ograniczymy się więc przede wszystkim do tych fenomenów, które bądź to nie są objęte przez przybliżenie hydromagnetyczne, bądź są przez to przybliżenie w istotny sposób okaleczone. Ze względu na bogactwo zjawisk w dynamice plazmy dyskusja będzie bardzo daleka od kompletności. Omawiane przypadki mają przede wszystkim charakter przykładów.

Charakterystyczne długości. Dla zorientowania się w sytuacji celowe jest

przeprowadzenie klasyfikacji oddziaływań plazmowych opartej na względnej roli zderzeń między cząsteczkami i sprzężenia z makroskopowym polem elektro­ magnetycznym. Klasyfikację taką można przeprowadzić w oparciu bądź o skalę długości, bądź o skalę częstości. Wybieramy tu ewentualność pierwszą.

”W rozdziale I wprowadziliśmy cztery typowe skale długości: parametr zderze­ nia określający spotkania bliskie (pQ), średnią odległość między molekułami

(d), średnią drogę swobodną cząsteczek zjonizowanych wśród innych cząsteczek

zjonizowanych (A) oraz długość Debye’a (h). Obecność pola magnetycznego wymaga wprowadzenia nowej skali długości, będącej miarą sprzężenia np.elektro­ nu z polem magnetycznym. Za wielkość taką służyć może larmore’owski promień rotacji elektronu w polu magnetycznym (promień cyklotronowy), wyrażający się — jak wiadomo — formułą:

194

me c u c / y 2 f / 2

re “ --- — \ 2 k m e ) — ; (1)

e B

B

gdzie u o z n a c z a średnią kwadratową prędkość term iczną elektronu odpow iadającą

dwum stopniom swobody (ruch w p ła sz c z y ź n ie prostopadłej do lokalnego kierunku

pola B). Promień larmore’owski dla jonu o masie rr^ i ładunku Z j e s t w iększy

o czynnik

P la z m a w zagadnieniach astrofizycznych w ystępuje c z ę s to w stan ie niecałko­

witej jo n iz a c ji. Na przykład w obłokach H I g ę sto ść elektronów stanowi ułamek

rzędu od 10"4 do 10"2 g ę s to ś c i atomów niezjonizow anych. Sprzężenie między

składow ą zjonizowaną i nie zjonizow aną można o p isać przy pomocy kolejnej skali

długości, np. średniej drogi swobodnej (Aejj) elektronu wśród atomów niezjoni-

zowanego wodoru. P onadto wprowadzić trzeba sk a lę c h a ra k tery zu jącą samą s k ł a ­

dową niezjonizow aną, np. śre d n ią drogę swobodną

niezjonizowanego atomu

wodoru wśród niezjonizowanych atomów wodoru. Analogicznie definiuje się dal­

sz e sk a le w przypadkach bardziej skomplikowanych.

Z a le ż n o ść powyższych s k a l (z wyjątkiem p0 i d ) od temperatury kinetycznej

plazmy przedstaw iona j e s t na rysunku 8, d la dwóch typowych sy tu a c ji: chromo-

sfery

(ne = 10ł2/ c m 3) i ośrodka międzygwiazdowego (ne “ 1 — o b szar

H l i ­

ng “ 10'*, rag “ 1 — o b szar H I). Dla chromosfery przyjęto n a tężen ia pola magne­

tycznego równe 1 i 104 gausów, dla ośrodka międzygwiazdowego — 10 *5 gausa.

K la sy fik a c ja oddziaływań. W oparciu o ch arak tery s ty czn e sk a le długości

przeprowadzić można klasy fik ację oddziaływań w plazmie k o rzy stając z j a k o ś ­

ciowej dy sk u sji równania Boltzmanna. J e ż e li przyjmiemy na przykład, że s iły

makroskopowe s ą natury elektromagnetycznej (rozdz. II, form. 10), to równanie

na funkcję rozkładu dla gazu jonowego przyjmie p o stać (por. rozdz. II, form. 2):

- ^ • + w g r a < f / + — (<f + u) x B) gradv f - ( — )

1

(2)

dt cm dt z d e r z .

gdzie opuściliśmy w sz ę d z ie indeks i; gradv o z n a c z a gradient w przestrzeni

prędkości.

Wyraz zderzeniowy w powyższej formule aproksymować możemy p o s ta c ią

( f ) “ — '

Wybrane a s p e k t y molekularne hydro m agnety ki k o s m i c z n e j 195

i g d z i e r o z n a c z a śre d n i o d s tę p c z a s u m ię d z y dwoma z d e r z e n i a m i i w ią ż e s i ę ze ś r e d n i ą d ro g ą s w o b o d n ą jo n u w śród jo nów p o p r z e z z w ią z e k

A “ u t

J e ż e l i p r z e z l o z n a c z y m y ty p o w ą s k a l ę zm ian g ę s t o ś c i g a z u , to p o n ie w a ż n a ogół p r ę d k o ś c i m a kroskopow e v gaz u r ó ż n i ą s i ę o c z y n n ik r z ę d u k i l k a od pręd­ k o ś c i d źw ię k u , z w ią z e k

l - ut0

o k r e ś l a ty p o w ą s k a l ę c z a s o w ą ^ p rze p ły w u g a z u .

Mnożąc t e r a z ró w n a n ie (2) p r z e z c z y n n ik — otrzym uje s i ę p o s t a ć bezw ym

ia-row ą d w e ć l t 0 — In f + — l grad I n f + --- u g r a d v l n f + + — w x B — gradv l n f ~ - (— - l Y cm u X \ / ) u ł a t w i a j ą c ą s z a c o w a n i e rz ę d ó w w i e l k o ś c i p o s z c z e g ó l n y c h wyrazów . Wprowadza­ ją c pole e l e k t r y c z n e w u k ła d z ie p o r u s z a ją c y m s i ę w raz z gazem

£ « + v x B

i w s t a w i a j ą c prom ień la n n o r e ’o w sk i (1) do w yrazu z gradv l n f , o trzy m u je s i ę r ó w n a n ie p o s t a c i

«0 “ In f + — l grad I n f + —--- u g r a d j n f + — u x — grad l n f = — - l ) (3)

d t u e m u 2 r; B /

W zw ykłej g a z o d y n a m ic e n ie ma w yrazów e l e k tr o m a g n e ty c z n y c h o r a z l » A. Aby w ięc w yra z zd e r z e n io w y był te g o sa m eg o rzę du co le w a s t r o n a r ó w n a n ia (3), a w i ę c r z ę d u j e d n o ś c i , m usi z a c h o d z i ć :

196 S. Grządzielski

W przypadku plazmy — je ż e li zaniedbać efekty zw iązane z drganiami elektro­ statycznym i — rola pola £ sprowadza się zgrubsza do zapew nienia jednakowych przyspieszeń gazowi elektronowemu i jonowemu (dla u n ik n ię c ia znacznych roz­ su nięć ładunków). A zatem

jC r 2

ec m u

~ 9

c l

co ozn acza, że wyraz z polem £ je s t również rzędu jedności.

D rastyczna ró żn ic a w zachowaniu gazu pojaw ia się , gdy rozważymy wpływ wyrazu magnetycznego. Ju ż dla stosunkowo słabych pól B, gdy l » r,• » X, wy­ raz magnetyczny po lewej stronie ró w n a n ia .(3) przew aża nad pozostałym i. D la r,- = X wpływ pozostałych wyrazów z gradientami je s t już zupełnie znikomy, zaś dla r,- « A wyraz zderzeniowy nawet d la dużych odchyleń od rozkładu maxwel- lowskiego staje się zaniedbywalny i rozkład prędkości w granicznym przypadku zależy tylko od pola magnetycznego.

O dbija to się na zachowaniu takich w ielkości, jak c iś n ie n ie , przewodnictwo elektryczne, przewodnictwo cieplne itd. Na przykład dla rt- » X odcinki przebie­ gane przez cząste czk i naładowane między dwoma kolejnym i zderzeniam i są praktycznie prostoliniow e: ciśnie nie i przewodnictwo elektryczne możemy z do­ brym przybliżeniem aproksymować przez w ielkości skalarne. Z kolei dla « X c ząste czk a obiegnie wiele razy lin ię s ił nim zderzy się z ja k ą ś inną, zaś c iśn ie ­ nie i przewodnictwo m ają charakter anizotropowy i m uszą być opisywane przez w ielkości tensorowe. F izy c zn ie je s t to odbiciem znanego faktu, że w skrzyżo­ wanych polach elektrycznym i magnetycznym prędkość dryfu naładow anej czą­ steczki posiada składową prędkości prostopadłą do kierunku pola elektrycznego. Wektor prądu — jako ró żn ic a średnich prędkości gazu elektronowego i jonowego — będzie zatem również posiadał składow ą prostopadłą do kierunku pola <f, czyli prąd w ogólności nie będzie płynął w kierunku przyłożonego pola elektrycznego. O ddziaływ ania plazmowe możemy więc podzielić na trzy klasy: czysto zderzenio­ we (r,- > Z), m ieszane (I ^ rt- ^ X) i czysto magnetyczne (r{- « X). Efekty magne­ tyczne w k lasie czysto zderzeniowej, w zględnie efekty zderzeniowe w klasie czysto m agnetycznej, można traktować jako drobne perturbacje.

W astrofizyce spotykamy się zarówno z przypadkiem skalarnym , jak i tenso­ rowym. Z rysunku 8 w idać, że np. d la chromosfery o ne - 1012 i dla temperatur do 10*°K-re (a zatem tym bardziej rj) je s t znacznie w iększe od X w obsza­ rach o niew ielkim natężeniu pola magnetycznego. Aproksymacja skalarna je st więc uspraw iedliw iona. N atomiast w chromosferze nad plamami o silnym polu ma­ gnetycznym ma m iejsce bardziej skomplikowany przypadek tensorowy.

W materii m iędzygwiazdowej zachodzi w praktyce tylko przypadek tensorowy (por. rys. 8). Nie znajduje to, niestety, taależnego odb icia w w iększości prac poświęconych hydromagnetyce ośrodka międzygwiazdowego.

Wybrane a s p e k t y m o le k u la r n e h y d r o m a g n e t y k i k o s m i c z n e j

197

Rys. 8. C h a ra k te ry s t y c z n e dłu gości dla plazmy w warunkach as t ro fi z y c z n y c h . Wszystkie w ie lk o ś c i w j e d n o s tk a c h cgs. O z n a c z e n ia w te k ś c ie

J e ż e li obok gazu zjonizowanego występuje w plazmie w znacznych ilo ściach

również gaz neutralny, jak to ma m iejsce w obszarach

H

I, pojaw iają się do­

datkowe oddziaływ ania związane ze sprzężeniem ruchu gazu zjonizowanego

z neutralnym. Z rysunku 8 widać, że dla szerokiego zakresu temperatur XeH » X

nawet przy niew ielkich stopniach jo n iz a c ji rzędu tylko je dnego promille. Innymi

słowy składow a zjonizowana j e s t znacznie s iln ie j sp rzężo n a sam a z so b ą niż

z gazem neutralnym, mimo jego dużej obfito ści. O znacza to d użą autonomię po­

czynań gazu zjonizowanego. Może on przenosić fale elektrom agnetyczne, mogą

w nim s ię wzbudzać drgania elek tro sta ty c zn e bez większych przeszk ó d ze strony

składowej neutralnej.

198 S. Grzędzielski

Podwójna rola pola elektrycznego. Szacując wielkość pola elektrycznego

(w układzie poruszającym wraz z gazem) występującego w równaniu (3), skorzys­ taliśmy z faktu elektrycznej obojętności plazmy. Dla uzasadnienia oszacujemy odstępstwo od neutralności w sytuacji, gdy spodziewany efekt może być najwięk­ szy, mianowicie, gdy na plazmę działa jakieś intensywne wielkoskalowe pole sił, np. pole grawitacyjne.

Rozważymy przypadek stacjonarny i o niewielkiej prędkości przepływu, tak aby we wzorach (21) i (22) rozdziału II można było zaniedbać kwadraty prędkości w porównaniu z pozostałymi wyrazami. Biorąc diwergencję obu równań i korzys­ tając z równania div ^ * 4 n e c (ni -ne) otrzymujemy:

4 n e2{ni ~ne) - mi A f ~div ( —-—— ^j-divj---- >0 mej ) “ O

(divćg\ .1 c

4 n e (ni - ne) + me

Atf

gdzie Pie i Pei wyraziliśmy poprzez j (por. wyprowadzenie wzoru 25, rozdz. II). Korzystając dalej z faktu, że częstość zderzeń v jest proporcjonalna do gęstości i że w stanie stacjonarnym div j = O, oraz że dla niezbyt wielkich odstępstw

div fa div <J;e

o neutralności ---- « --- , otrzymujemy po dodaniu stronami n .

i

m

_i

_Acp

_GM

na powierzchni gwiazdy o masie U i promieniu R. Dla chromosfery Słońca mamy stąd

! 2 x 10*

a zatem wartość niezwykle małą. Jeszcze mniejsze wartości uzyskuje się dla materii międzygwiazdowej. Rozsunięcie ładunków osiąga więc tylko taką wartość, by powstałe pole elektryczne mogło skompensować różnicę s ił grawitacyjnych działających na jednostkę objętości gazu jonowego i gazu elektronowego.

Zupełnie inną rolę gra pole elektryczne w mechanizmie elektrostatycznych drgań plazmy.Dochodzi wówczas do znacznych drobnoskalowych rozsunięć ładun­ ków, a energia procesu wymienia się periodycznie między kinetyczną i połową postacią energii. Gaz elektronowy wykonuje wtedy drgania o częstości kołowej <Dp danej przez wzór (3) rozdziału II.

Wybrane a s p e k t y molekularne hydro m agnety ki k o s m i c z n e j

₁₉₉

P o l e e l e k t r y c z n e może za te m w ykonyw ać dw ie — w o g ó l n o ś c i s p r z e c z n e —r o le , Z je d n e j s tr o n y z a p e w n i a p la z m ie n e u t r a l n o ś ć , (w s e n s i e m a ł o ś c i ładunków p r z e s t r z e n n y c h ) , z d r u g ie j - um ożliwia i s t n i e n i e s i l n i e f lu k tu u j ą c y c h d r o b n o s k a lo - wych o d s t ę p s t w od e l e k t r y c z n e j o b o j ę t n o ś c i . Wzajemny s t o s u n e k obu ról j e s t w c h w il i o b e c n e j n ie z b y t z n a n y . R ów nie ż r a c z e j n i e j a s n e j e s t p o w ią z a n i e drgań e l e k t r o s t a t y c z n y c h z p ro p a g u ją c y m i s i ę p r z e z p la z m ę f ala m i e l e k t r o m a g n e t y c z ­ nymi. Wydaje s i ę je d n a k , ż e d r g a n ia e l e k t r o s t a t y c z n e mogą m ieć i s t o t n e z n a c z e ­ nie w p r z y p a d k u i n t e r p r e t a c j i p e w n y c h typów e m i s j i r a d io w e j S ło ń c a . W skazuje na to m ię d zy innymi z a k r e s c z ę s t o ś c i ty c h d r g a ń . Dla g ę s t o ś c i ch ro m o sfe ry c z - nych (ree _ 10lJ) c z ę s t o ś c i p la z m o w e s ą r z ę d u 1010, c o o d p o w ia d a falom c e n ty m e ­ trowym. I s t n i e j ą p r z e s ł a n k i , ż e p o d w y ż s z o n e p r o m ie n io w a n ie r a d io w e ak ty w n y c h o b s z a r ó w na S łońcu może być g e n e ro w a n e w ł a ś n i e p r z e z d r g a n ia e l e k t r o s t a t y c z n e g a z u e l e k tr o n o w e g o . N a t o m i a s t d la m a terii m ię d z y g w ia z d o w e j o ty p o w ej g ę s t o ś c i (n g = 1) otrzym uje s i ę z a k r e s fal k ilo m etro w y ch . J e d y n i e d l a b a rd z o g ę s ty c h o b s z a r ó w e m is y jn y c h , ja k np. M gław ica O rio n a , c z ę s t o ś c i p la z m o w e l e ż ą w o b s e r ­ w owanej c z ę ś c i widma r a d io w e g o (fa le k ilk u n a s to m e tr o w e i d ł u ż s z e ) .

Dy s y p a ć j a i g e n e r a c j a p ol a m a g n e t y c z n e g o . P o d s t a w o w ą w ł a s n o ś c i ą o ś r o d k a o dużym p r z e w o d n i c tw ie e l e k tr y c z n y m j e s t „ w m r o ż e n i e ” lin i i s i ł p o la m a g n e ty c z ­ n e g o w m aterię p r z e w o d z ą c ą . Z fa k tu te g o k o r z y s t a s i ę w h y d r o m a g n e ty c e n a każdym kroku. C z ę s t o ja k o d o d a tk o w e w y s u b t e l n i e n i e u w z g lę d n ia s i ę d y f u z ję lin i i s i ł p r z e z o ś r o d e k , o d p o w i a d a j ą c ą d y s y p a c j i p o la m a g n e ty c z n e g o ( w y d z i e l a ­ n ie s ię c i e p ł a J o u l e ’a w y w o ła n e g o p rzepływ em prądu p rz e z p rze w o d n ik o n ie zn i- k a j ą c e j o p o r n o ś c i) . W ówczas ró w n a n ie „ w m r o ż e n i a ” p r z y b i e r a p o s t a ć rot {v+ B) + -p- A fi, dt 4?7 g d z i e r; j e s t o p o r n o ś c i ą . R ó w n a n ia u z y s k a n e w r o z d z i a l e II p o z w a l a j ą n a p o s u n i ę c i e s i ę o krok d a l e j: r ó w n a n ie „ w m r o ż e n i a ” d o p u s z c z a w ó w c z a s n ie ty lk o d y s y p a c j ę , a l e i g e n e r a c j ę p o la m a g n e ty c z n e g o . J e ż e l i do r ó w n a n ia M a xw e lla dB — = - r o t ć dt

w sta w im y <? w yrażone z u o g ó ln io n e g o praw a Ohma ( r o z d z . II, w zór 24)

— (5 = v x fi — — j x fi + - — d iv \b . + --- P ie + D,

e n g ’ e n g ^ e en e ,e

200 S. Grzędzielski

oraz je ż e li wyraz — j x B wyeliminujemy przy pomocy równania ruchu (rozdz.II,

e

wzór 23), to otrzymamy

dB

— = rot (v x B) +■

_{! ----}

1

1

n

3

i/f,-\ n e e

_.

gdzie dla skrótu oznaczyliśm y z kolei d ---- ---— ( -L arad\i- + — .

(mi + me)e ^ e e K e n e T t

Zakładając dalej, że ciśnienie jest skalarem: div{f/{ = grad p,- = grad p

=

(^

5

}

dB

dt = rot (v x B) + ^ r o t ( ^ y — grad n e x grad T.

Wyraz — r o t(— —' ) ^ ° s^ orzystan*u z wzoru 25 (rozdz. II) i za ło że nia 77 = const, 3 2 e r0t\n )

e

sprowadza się do zwykłej postaci wyrazu dysypatywnego — A B .

4t7

-W uzyskanym równaniu ,,w m rożenia” występuje obecnie dodatkowy wyraz mogący w ogólności dać generację lub dysypację pola magnetycznego (zależy to od znaku skrzyżowanych gradientów). Wyraz ten nie znika, je ż e li powierzchnie jednakowej temperatury nie pokrywają się z powierzchniami jednakowej gęstości. Sytuacja taka w ośrodku międzygwiazdowym może łatwo pow stać. Nietrudno bowiem sobie w yobrazić, że rozkład gęstości gazu jest określony przede wszyst­ kim przez prędkości makroskopowe (ruchy obłoków), a rozkład temperatury—przez przestrzenną konfigurację ogrzewających gw iazd. Warto zauw ażyć, że je st to jedyny do tej pory znany mechanizm mogący g e n e r o w a ć wielkoskalowe po­ la magnetyczne w kosmosie. Wszystkie inne mechanizmy odnoszą się tylko do a m p l i f i k a c j i ju ż uprzednio powstałego, słabego pola magnetycznego.

Aby proces generacji przy skrzyżowanych gradientach prow adził do netto wzrostu pola, tempo generacji musi być większe od tempa dysypacji. Omówimy ten warunek szczegółow iej.

Warunkiem koniecznym (lecz nie dostatecznym) netto wzrostu pola jest, by stosunek

dysypacja ^

Wybrane aspekty molekularne hydromagnetyki kosmicznej

201

Je że li przyjmiemy, że charakterystyczna długość (skala zmian) pola B jest porównywalna z odpowiednimi długościami dla rozkładu gęstości i temperatury, to warunek powyższy co do rzędów wielkości będzie

^

L<

i-

Przyjmując za S p i t z e r e m , że dla gazu całkowicie zjonizowanego w silnym polu magnetycznym oporność

77

r) - 6.5 x 10“ — — 7

1 j i /2 (4)

gdzie A = ^ — ^(kreska oznacza średnią wartość), otrzymujemy oszacowanie górnej granicy natężenia pola dopuszczającego jeszcze przewagę generacji nad dysypacją:

S ^ 1 0

' 9

Zależność od gęstości w praktyce jest nieistotna, bowiem gęstość wchodzi tylko logarytmicznie poprzez A. Warunek powyższy jest spełniony w przypadku materii międzygwiazdowej, nie jest natomiast na ogół spełniony w atmosferze Słońca (por. tabela 1).

T a b e l a I

O z n a c z e n i a : T - temperatura, n - gęstość, l - charakterystyczna długość = skala obszaru, f lakt — aktualna (obserwowana) wartość natężenia pola, Bmax — maksymalna wartość pola dopuszczająca generację pola, AB /rok — generacja pola na rok, V ^ — pręd­ kość dyfuzji prostopadłej do pola, L d — droga dyfuzji przebyta w ciągu czasu życia obszaru Rodzaj obszaru H I H II Ramię spiralne Obszary chromosf. Jonosf. warstwa F Reaktory plazmowe T 10J 104 10J 104 10si 107

ne

czas życia obszaru

10 ps 107 lat 10 ps 107 lat 1 kps 10’ lat 10 M 0* 10 ^ l O ' 1 lat 10* 10? czas dysypacji

omicznej pola 6x10“ lat 6 x l0 24 lat 6X1025 lat 6x104 lat 20 godz. 1 minuta

B akt 3x10"6 3 x l0 '6 3x10“ 1 - 1 0 4 3x10-* 104 B Aff/rok AB/rokxczas życia lO-4 3x10'” 3x 10“ 10 3x10 24 3x10 '17 lO '4 3x10' 2* 3x10-*9 10 6x10‘ 1 (3x l0‘) Vd 3xl0"14 3xl0-,s 3xl0-,J io-‘ -1 2 x l0 's 30 10 102 104 3—3xl06

U w a g a : wszystkie wartości, przy których jednostki nie są wypisane wyrażono w układzie cgs.

202

Z danych tab eli I widać, że m ożliwa g e n e ra cja p o la m agnetycznego prowadzi w o k re sie ist n ie n ia obiektu do niezwykle małych natężeń pól. Wiadomo jedn akże, ż e s ł a b e pola magnetyczne mogą być wydajnie amplifikowane p rzez turbulencję o śro dk a międzygwiazdowego i — w m n ie jsz e j mierze — p rzez rotację różniczkow ą G alaktyki. Przy pewnych, trzeba przyznać s p e c ja ln ie korzystnie dobranych za­ łożen iach, można u z y sk a ć na tej drodze w ciągu c z a s u ż y c ia G alaktyki wzrost pola do w artości od 1 0 ' 6 do 1 0 ”5 gausów.

J e s t r z e c z ą ciekaw ą, ż e n a jp r o st sz y schem at gen era cji p o la poprzez me­ chanizm skrzyżowanych gradientów, prowadzi do pola m ając eg o linie zamknięte wewnątrz obłoku. Sytuację ilustruje rysunek 9. Obłok gazu m iędzygw iazdow ego

\

*

R ys. 9. Ilu strac ja mechanizmu gen eracji pola poprzez skrzyżow ane gradienty przesuw a s ię w pobliżu gwiazdy; gradient temperatury ma kierunek radialny (od gwiazdy), z a ś gradient g ę s t o ś c i j e s t wektorem skierowanym od środka obłoku na zewnątrz. Iloczyn wektorowy obu gradientów, reprezentujący kierunek genero­ wanego p ola m agnetycznego tworzy linie zamknięte.

J a k wiadomo, teoretyczne u za sad n ien ie p ow staw ania i w zględnej trw ałości obłoków materii m iędzygwiazdowej nie j e s t r z e c z ą p ro stą . Sprawa byłaby ła ­ tw i e js z a , gdyby is t n ia ł czynnik s p r z y ja ją c y zachowaniu id en tycz n ości fluktu- u a c ji materii rozproszonej i z w i ę k s z a ją c y ich wewnętrzną s p ó jn o ś ć . Nie wy­ kluczone, ż e rola zamkniętego, wewnętrznego pola m agnetycznego obłoku, po uprzedniej am p lifik a cji w p ro c e sie zderzeń z innymi obłokami, j e s t tu nie bez z n aczen ia.

J e s t r z e c z ą pow szechnie znaną, że c z a s d y sy p a c ji omicznej p ola w ośrod­ kach przewodzących ( c z a s spontanicznego zaniku pola) j e s t niezwykle długi, przede w szystkim ze względu n a olbrzymią s k a l ę liniową pól spotykanych w a s tr o fiz y c e . Odpowiednie lic zb y podane s ą w tab eli I. D y sy p a c ja omiczna na ogół lic z o n a j e s t w założeniu, ż e do oporności ośro dk a p rz y czy n iają s i ę tyl­ ko zd erzenia między jonami i elektronami. W o b sz a ra ch // I, o dużej o b fito ści atomów neutralnych, możnaby s ię sp o d z ie w a ć , że zd erz en ia między c z ą s t e c z k a

-Wybrane a s p e k t y molekularne hydro m agnetyki k o s m i c z n e j

203

mi zjonizowanymi i neutralnymi mogą s ię w istotny sp o só b przyczynić do wzrostu

oporności i sk ró c ić c z a s zaniku pola. Porównanie danych odnośnie odpowiednich

dróg swobodnych (por. rys. 8) w skazuje jednak, że dla n a jc z ę ś c ie j spotykanych

temperatur obłoków

H

I

X

« Aejj, a zatem c z ę s to ś ć zderzeń: elektron — jon j e s t

znacznie w ięk sza od c z ę s to ś c i zderzeń: elektron — atom neutralny. Odwrócenie

relacji n a s tę p u je przy temperaturach rzędu kilku ty się c y stopni, a zatem dodatko­

wy czynnik dysypujący energię magnetyczną może grać rolę w wąskim o b szarze

bezpośrednio za frontem fali uderzeniowej, p rzem iatającej obłok w wyniku zde­

rzenia z innym obłokiem. Nie wydaje się j e d n a k , by mogło to w sposób d ra sty c z ­

ny zmienić c z a s spontanicznego zaniku,

W przypadku, gdy pole magnetyczne wykazuje periodyczne zmiany o odpo­

wiednim o k re s ie , do pomyślenia j e s t bardziej wyrafinowany sposób dysypacji

oparty na redystrybucji energii między różnymi stopniami swobody ruchu c z ą s ­

t e c z e k . E nergia kinetyczna jonów i elektronów może być podzielona na c z ę ś c i

E

,| i

Ej,

odpow iadające odpowiednio ruchowi równoległemu do pola magnetycz­

nego i ruchowi odbywającemu s ię w p ła s z c z y ź n ie prostopadłej. W przypadku

ekwipartycji sto su n ek obu energii równa się 1:2, suma = 3 (w dowolnych jed n o s­

tkach). Warunek s ta ło ś c i momentu magnetycznego naładowanej c-ząsteczki krą­

żącej wokół linii s i ł wymaga, by

E±_

zmieniało s ię proporcjonalnie do pola. Wy­

obraźmy sobie, że nagle zwiększamy n a tę ż e n ie pola o czynnik 10. Otrzymujemy

£ j_ “ 20 i niezm ienione £ | ( “ 1. Suma " 21. Stan taki nie będzie trwał długo. Zde­

rzen ia szybko doprowadzą do ekwipartycji energii na każdy sto p ień swobody bez

zmiany całkowitej energii. Będzie zatem

E ^ m

14 i

E\\ m

7. J e ż e l i te ra z znów

nagle zmniejszymy n a tężen ie pola magnetycznego o czynnik 10, odpowiednie

wartości w yniosą 1 .4 i 7, a po redystrybucji zderzeniowej — 5.6 i 2.8. Energia

każdego s to p n ia swobody (a zatem i ogólna) w zrosła w r e z u lta c ie o czynnik 2.8.

Aby powyższy mechanizm mógł efektywnie zad ziałać, c z ę s t o ś ć zmian pola

magnetycznego musi być co najmniej porównywalna (lub w iększa) od c z ę s to ś c i

zderzeń. Dalej, c z ę s to ś ć ro ta c ji larmore’owskiej musi być w ięk sza od c z ę s to ś c i

zmian pola; w przeciwnym wypadku moment magnetyczny ro tu jącej c z ą s te c z k i

nie b ędzie zachowany. Warunki powyższe mogą być spełnione w koronie s ło n e c z ­

nej na w ysokości odpow iadającej g ę sto śc i

n

“ 107, je ż e li utożsamimy c z ę s to ś ć

propagujących się od fotosfery fal hydromagnetycznych z c z ę s t o ś c i ą granulacji

fotosferycznej (rzędu 10 _2,5/ s e k ) . Mechanizm ten może wtedy w sp o só b istotny

przyczynić się do ogrzew ania korony przez strumień fal a k ustycznych płynących

z fotosfery.

Kompresja gazu w silnym polu magnetycznym

. J e ż e li spełniony j e s t wa­

runek

re

« A, wówczas c z ę s to ś ć larmore’owska j e s t znacznie w ię k s z a od c z ę s ­

to ś c i zderzeń. Istn ie je silne s p rz ę ż e n ie między polem magnetycznym a prosto­

padłymi do pola składowymi prędkości c z ą s te c z k i, brak n ato m iast sp rz ę ż e n ia

zderzeniowego między stopniami swobody prostopadłymi i równoległymi do pola.

O znacza to również całkowitą n ie z a le ż n o ś ć pola od ruchu wzdłuż linii sil

(w ogólności z a le ż n o ść ta występuje niejaw nie poprzez c iś n ie n ie ). W tak iej sy­

tuacji te n s o r c iś n ie n ia kinetycznego (rozdz. II, wzór 7) redukuje się praktycznie

204

do wyrazów na głównej przekątnej. Jeżeli za kierunek pola magnetycznego przejmiemy kierunek osi x3 wówczas t/ru = ijj22 i ifr3i •

Załóżmy obecnie że przepływ jest adiabatyczny (-- Qijk “ 0) 1 że pole

Jxk

jest na tyle silne, iż efekt zderzeń jest do zaniedbania. Równanie przepływu ciepła (równanie przepływu ciśnienia kinetycznego — por. rozdz. II, wzór 15) redukuje się wówczas do następujących trzech równań skalarnych:

d

d \

dvk

dv

+

—

+ — Ł ^ łł + 2 —

- o

ł aT, "

Ponieważ </ru « i w i ę c musi zachodzić— - “ — Dodaj ąc dwa pierwsze

równania mamy

dxt

dx2

d

/

dv

dv, \

,

dv

2 ’Aj! + (4 + 4 — yl'n + 2 — '/'u “ 0

dt dx. dx. czyli dt dv dv. + 4 — -

_{K +}

l

Rozważmy najpierw przypadek skalarnego ciśnienia: “ i//33 ~ P, Mnożąc pierwsze z powyższych równań przez 2 i dodając do drugiego oraz korzystając z równania ciągłości postaci

1 dn

div v

---n dt

Wybrane aspekty m olekularne hydrom agnetyki k o sm ic zn e j 205

1 d p 5 1 d n P d t 3 n d t

% czyli równanie adiabaty o C p / c v “ 5/3; p ~ n ‘

Przypadek ogólniejszy i/r22 “ if i f i f j ^ rozważymy w dwu wariantach:

a) — kompresja odbywa się równolegle do pola b) — kompresja przebiega prostopadle do pola. W wariancie a) z równań (5) otrzymujemy

a ponieważ w ięc d d v —

+

3

— ^

=

0

,

W wariancie b) mamy odpowiednio

d , / d v , d v „ d t d , / di; <9i>\ ,

- <

+ 2 (— + ~ W

“ °

Z rozw iązań powyższych w idać, że kompresja gazu w silnym polu magne­ tycznym odbywa się tak, jak gdyby m olekuły gazu posiadały odpowiednio tylko jeden lub dwa stopnie swobody tra n s la c ji, w zale żności od kierunku sprężania. C iśnie nie wzrasta znacznie szybciej ze stopniem sprężania n iż w przypadku słabego pola. O czyw iście ro zw ażania powyższe odnoszą się do dostatecznie szybkich sprężeń, bowiem w procesach powolnej kompresji, nie znikające prze­ cież całkow icie zderzenia między cząsteczkam i potrafią w silny ch nawet polach magnetycznych doprowadzić do ekwipartycji energii m iędzy różnymi stopniami swobody. Warunki dostatecznie szy bkiej kompresji z warunkiem silnego pola magnetycznego spełnione są często w aktywnych obszarach powierzchni Słońca w pobliżu plam o dużym natężeniu pola magnetycznego. W materii

międzygwiaz-206 S. Gr z ę dz i e l s k i

dowej pole magnetyczne j e s t zaw sze d o sta te c z n ie s iln e w s e n s i e powyższych

rozważań (r « A), jednakże tempo kompresji j e s t na ogół zbyt wolne. Żądane

warunki s p ełn io n e s ą tylko w falach uderzeniowych. Tam z kolei grają one tak

is to tn ą rolę, że sam charakter z ja w isk a określony j e s t przez wzajemne zoriento­

wanie kierunku sp rę ż a n ia i kierunku pola magnetycznego.

Stabilność plazmy ograniczonej polem. O graniczanie gorącej plazmy przy

pomocy pola magnetycznego j e s t podstawowym problemem teorii reaktorów

plazmowych; ważną rolę odgrywa również w wielu kontekstach astrofizycznych.

Do zagadnień najbardziej typowych należy problem równowagi hydrostatycznej

tych obszarów plazmy sło n e c z n e j, w których panuje siln e pole magnetyczne,

oraz oddziaływ ania ekspandującej sfery Stromgrena wokół nowonarodzonej gwiaz­

dy wczesnego typu z o ta c z a ją c ą warstwą skomprymowanego neutralnego wodoru*

W pierwszym przypadku problem j e s t bezpośrednio narzucony przez obserw acje:

skok natężen ia pola między plamą a obszarami otaczającym i j e s t duży i łatwo

mierzalny. W drugim — opieramy s i ę na przesłankach natury teorety czn ej: je ż e li

pole początkowo było mniej więcej jednorodne, to e k s p a n s ja jednego obszaru

w p ołączeniu z kompresją s ą sied n ieg o musi doprowadzić do dużych różnic

w n a tężen iu pola, co więcej do różnic skokowych ze względu na , , uderzeniowy”

charakter zjaw iska.

O graniczenie gorącej plazmy przez pole magnetyczne s ta w ia od razu problem

trw ałości tak iej konfiguracji. Odpowiedź wymaga badania s ta b iln o ś c i takiego

ograniczenia ze względu na przyłożone zakłócenia. Ogólnie biorąc, obecność

pola magnetycznego w jakim ś utworze ze zjonizowanego gazu podw yższa s t a ­

biln o ść tego tworu. Jednak w przypadku ograniczenia plazmy p rzez pole łatwo

s ię przekonać, że pewne typy zaburzeń prowadzą natychm iast do n i e s ta b iln o ś c i.

Rozważmy s y tu a c ję przedstaw ioną na rysunku 10. Gorąca plazma zajm ująca

obszar pod o s ią z-ów ograniczona j e s t przez pole magnetyczne o kierunku osi

y-ów w ypełniające przestrzeń ponad o s ią z-ów. W cienkiej warstwie powierzchnio­

wej Sx płynie prąd j podtrzymujący skok pola B. J e ż e li prąd płynie w kierunku

osi z-ów (na prawo), to gaz elektronowy płynie w kierunku -z (na lewo). Gaz

jonowy płynie oc z y w iśc ie w stronę przeciwną. Załóżmy obecnie, że granica obu

obszarów zo sta ła zakłócona, jak na rysunku 10. Na skutek bezw ładności ruchu

elektronów (i jonów),w m iejscach zakreskowanych pojawią s i ę ładunki p rzestrzen ­

ne. Rozwój tych ładunków zahamowany z o sta n ie przez pole elektryczne ć , wy­

nikłe z ro zsu n ięcia ładunków. Dla „ w y b r z u s z e n ia ” takiego jak na rysunku 10,

pole elektryczne będzie przebiegało w kierunku ujemnego zwrotu o s i z-ów.

Jak wiadomo, w skrzyżowanych polach elektrycznym i magnetycznym c z ą s te c z k i

naładowane uzyskują prędkość dryfu V

n ie z a le żn ą od ładunku i o kierunku f x S .

W naszym przypadku prędkość ta j e s t skierow ana (średnio) do góry, a zatem

będzie p o w ięk szać „ w y b r z u s z e n ie ” . Można w ykazać, że prędkość dryfu spowodo­

wanego perturbacją x o siąg a maksimum w punktach z takich, gdzie perturbacja

.

dx

o s ią g a maksimum i w fazie zgodnej z p rędkością p erturbacji— . P e rtu rb a c ja

at

Wybrane aspekty molekularne hydromagnetyki kosmicznej 207

Rys. 10. N iestabilność plazmy ograniczonej polem magnetycznym. Pole skierowane jest prostopadle do płaszczyzny papieru, ku górze. Oznaczenia w tekście

Ograniczenie plazmy przez pole jest więc na ogół niestabilne. Zatem i w przy­ padku silnego pola magnetycznego neutralna otoczka wodorowa otaczająca eks­ pandującą sferę H II może si^ rozpaść na wiele fragmentów, z których powstają dalsze gwiazdy. Podobnie możliwa jest zmodyfikowana niestabilność Rayleigh’a- Taylora na granicy obszarów H II i // I w obecności silnego pola magnetycznego. Na Słońcu niestabilność ta faworyzować może procesy niestacjonarne w pobliżu plam.

Dyfuzja w silnym polu magnetycznym. Zagadnienie dyfuzji w polu magnetycz­

nym nie odgrywa roli pierwszorzędnej w sytuacjach astrofizycznych, wiąże się jednak na tyle silnie z problemem przewodnictwa termicznego i elektrycznego, że warto sobie zdać sprawę z rzędu wielkości efektu. Dla prostoty rozważań założymy, że pole magnetyczne jest silne i że można zaniedbać wpływ pola ciężkości oraz efekty związane z ładunkiem przestrzennym. Założymy również stacjonarność.

Równanie ruchu (rozdz. II, wzór 26) przybierze wtedy postać

grad p = j x B ,

z której wynika, że ciśnienie jest stałe wzdłuż każdej lin ii sił. Mnożąc powyższe równanie wektorowo przez B, otrzymuje się równanie na składową prądu prosto­ padłą do pola

208 S.Grzędz ielski

_ R x grad p (6)

h ~ B 2

Mnożąc dalej równanie Ohma (rozdz. II, form. 27)

£+ v x R = i) j --- grad p

e n e

wektorowo przez R, otrzymuje się równanie na składow ą prędkości prostopadłą do pola

- Ć x R c R x grad Pi „

v. = --- + ---- ---grad p (7)

R 2 en£ R* B 2 6 h

Jak widać, w stanie stacjonarnym, w obecności silnego pola R - role równań odw racają się: z równania ruchu wyznacza się prąd, z równania Ohma — prędkość. .Jest to jedna z charakterystycznych w łasności plazm y, odpow iedzialna między innymi za mało intuicyjne zachowanie się układów plazmowych.

Rozważmy teraz dyfuzję zjoni zowanego gazu w silnym zewnętrznym polu magnetycznym, tzn. w polu danym przez prądy płynące zewnątrz rozpatrywanego obszaru. Zakładamy przy tym, że pole je s t na tyle silne , że prądy (6) nie mo­ dyfikują jego struktury (zachodzi to wtedy, gdy grad p « grad B 2 ). O ile więc nie ma zewnętrznego pola <5, ze zw iązku (7) mamy

c B x g r a d Pi „

v'mzr—

---F

p'

Pierwszy wyraz po prawej stronie reprezentuje prędkość prostopadłą do pola i do gradientu ciśnienia. Prędkość ta skierowana je st w zdłuż izobar a zatem nie może zm ienić rozkładu gęstości w plazm ie. Prędkość dyfuzji wywołanej gradientem c iśnie nia sprowadza się więc do wyrazu dysypatywnego

_ 77 , 1.29 x 101S In A ,

— grad p --- --- grad p,

pochodzącego od zderzeń jonów z elektronami (zderzenia między cząsteczkam i tego samego rodzaju w pierwszym przybliżeniu nie d a ją dy fu zji), gdzie za 7/ pod­

staw iliśm y w ielkość ze zw iązku (4).

P ow yższy zw iązek je s t formalnym wyrazem głębokiego p ow iązania zjaw isk dyfuzji i przewodnictwa elektrycznego: mikroskopowo oba zjaw iska określone są przez ten sam mechanizm fizyczny — zderzenia elektronów z jonam i.

Prędkości dyfuzji w typowych sytuacjach astrofizycznych podane s ą w ta­ beli I. Z wyjątkiem reaktorów plazmowych są one całkow icie zaniedbywalne.

Wybrane a s p e k t y m o l e k u l a r n e h y d r o m a g n e t y k i k o s m i c z n e j

209

Podobnie ma się sprawa z drogą (Lrf) przebytą przez cząsteczki dyfundujące w poprzek pola magnetycznego w okresie życia danego utworu. Pewną rolę grać może dyfuzja jedynie w drobnych detalach chromosferycznych, gdzie wsprzy- jających okolicznościach

Lj może być rzędu procenta rozmiaru detalu.

Inaczej znów ma się rzecz w falach uderzeniowych. Dyfuzja w tym przy­ padku nie jest objęta omówionym przybliżeniem ze względu na nieliniowość zjawiska (niemożność zaniedbania kwadratów zmiennych w równaniu ruchu i Ohma). Może ona wtedy wydatnie zmienić strukturę frontu uderzeniowego.

L I T E R A T U R A

(Patrz ogólne uwagi dotyczące literatury zamieszczone we „W stępie” )

Monografie ogólne:

M. B a y et. Physique klictroniąue des gaz et des solides, Paris. 1958.

S. C h a n d r a s e k h a r , Plasma physics, Chicago. 1960.

J .L . D e l c r o i x , Introduction a la theorie des gaz ionises, Paris, 1959. J.G . L i n h a r t , Plasma Physics, Amsterdam, 1960.

R .F . P o s t , High — temperature plasma research and controlled fusion, Palo Alto, 1959. L . S p i t z e r , Physics of fu lly ionized gases. New York, 1956.

Monografie o charakterze astrofizycznym: A. A l f v e n , Cosmical electrodynamics.

T .G . C o w l i n g , Magnetohydrodynamics, New York, 1957. J.W. D u n g e y , Cosmic electrodynamics, Cambridge, 1958.

Sympozja:

Gas dynamics of cosmic clouds, Asmterdam, 1955. Magnetohydrodynamics, Stanford, 1957.

Proceedings of the third symposium on cosmical gas dynamics. Rev. of Modern Phys. 30,

No 3, 1958.

La thiorie des gaz neutres et ionises, Paris, 1960. Plasm a dynamics, London — Paris 1960

Rarefied Gas Dynamies, London 1960

Prace oryginalne: S. C h a n d r a s e k h a r , A p.J. 93, 255, 1941.

S. C h a n d r a s e k h a r , A p .J. 97, 285, 1943. T.G. C o w l i n g , Proc. Roy. Soc. A 183, 453, 1945. A. S c h l i i t e r , Z s. f. Naturforsch. 5a. 72, 1950. L . S p i t z e r , A p.J . 116, 299, 1952.

SPIS R Z E C Z Y CA ŁEGO OPRACOWANIA

W stęp... .. ... 85

Rozdział I. Plazma indywidualna i kolektywna... 85

Potencjały oddziaływ ania. ... 86

Parametry k lasyfikacji plazm y... 88

Model indywidualny i kolektywny... 92

Rozdział II. Mikroskopowe uzasadnienie podstawowych zw iązków ... 117

Równanie B o ltzm a nn a... .. ... 118

210 S. Grzędzielslti

Uśrednianie równania Boltzm anna... ... * • • 123 Równania dynamiki plazm y... 130 R ozdział III. Efekty molekularne w sytuacjach astrofizycznych...193 Charakterystyczne dług o ści. ... ... ...193 K lasyfikacja oddziaływ ań... ... ...194 Podwójna rola pola elektrycznego... .. ... ... 198 Dysypacja i generacja pola magnetycznego. ... .. ... • 199 Kompresja gazu w silnym polu magnetycznym. ... .. . . . 203 Stabilność plazmy ograniczonej polem . ... ... .. ... 206 Dyfuzja w silnym polu magnetycznym... • 207 Literatura . . ... .. ... . 209

Z PRACOW N I I O BSERW A T ORIÓW

Obserwatorium w Bukareszcie

Akademik Prof. G . D E M E T R E S C U , Członek Akadem ii R R L

1. Rys historyczny

Instytut, który pod nazwą Obserwatorium Bukareszteńskiego mieści się dzisiaj w Parku Wolności, w południowej części miasta, powstał w roku 1884 z inicjatywy i pod kierownictwem S t e f a n a H o p i t e s a w Szkole Rolniczej — Herastrau, skąd przeniesiony

został w roku 1888 do obecnej siedziby. Pod entuzjastycznym i umiejętnym kierownic­ twem swego dyrektora Instytut rozw ijał się stopniowo, mnożąc i udoskonalając swoje stacje meteorologiczne w dobrze zorganizowaną sieć, która zyskała w owych czasach pochlebną ocenę na międzynarodowych zjazdach meteorologicznych.

H o p i t e s starał się swoim dalekowzrocznym umysłem skierować prace Instytutu, którego był założycielem , również ku innym dziedzinom nauki. I tak na przykład: w roku 1889 zorganizował Wydział Miar i Wag z licznymi stacjami meteorologicznymi w kraju, w latach 1888—1892 Wydział Sejsmologiczny, przy czym stacje meteorologiczne służyły jako stacje makrosejsmiczne; w Bukareszcie założył, stację sejsmograficzną, wyposażo­ ną w kilka sejsmoskopow, wahadło Tacchiniego i dwa wahadła poziome Boscha (każde po 10 kg, nieamortyzowane i o am plifikacji), w roku 1889 zaś stację magne­ tyzmu ziemskiego. W roku 1892 zainstalował koło południkowe, które służyło mu do zorganizowania przy pomocy Administracji Kolejowej wydziału krajowej służby czasu. Również dla zapoczątkowania badań astronomicznych H e p i t e s zainstalował ekwatoriał 108/1650 mm, którego luneta służy dzisiaj do badań chromosfery Słońca przy pomocy filtru monochromatycznego Lyota.

Oto szerokie dzieło niestrudzonego pioniera Stefana H o p i t e s a . Skromna baza stworzona przez niego przy końcu ubiegłego stulecia stopniowo rozw ijała się coraz szerzej. Z tego zalążka wyrosły różne, dzisiaj już samodzielne instytuty, jak Centralny Instytut Meteorologiczny, Obserwatorium Bukareszteńskie, Instytut Metrologii, wydziały podlegające innym instytucjom, jak na przykład stała Stacja Magnetyzmu Ziemskiego Komitetu Geologicznego czy też Obwodowe Laboratorium Magnetyzmu Ziemskiego przy Instytucie Fizycznym w Bukareszcie.

Nie możemy tutaj zam ieścić rysów historycznych tych wszystkich instytucji. Uwa­ żaliśmy jednak za pożyteczne wspomnieć w krótkich słowach o dziele naszego wielkiego poprzednika, akademika Stefana H o p i t e s a i złożyć Mu wyrazy naszego podziwu i wdzięczności.

*

W roku 1908, po przejściu na emeryturę Stefana H o p i t e s a , Wydział Miar i Wag został zorganizowany jako jednostka samodzielna a Instytut Meteorologiczny, rozszerzo­ ny o Wydział Astronomiczny^ przyłączony pod nazwą Obserwatorium Astronomicznego i Meteorologicznego do Wydziału Matematyczno-Fizycznego pod kierownictwem profesora Nicolae C o c u l e s c u . W roku 1922 Wydział Meteorologiczny został odseparowany od Wydziału Astronomicznego, który funkcjonował w dalszym ciągu jako Obserwatorium Astronomiczne również przy Wydziale Matematyczno-Fizycznym, aby w r. 1951 przejść do Akademii Rumuńskiej Republiki Ludowej.

*

W roku 1908 profesor C o c u l e s c u przystąpił do gruntownej organizacji Wydziału Astronomicznego. Ponieważ, jak już powiedzieliśmy, pozostałe zalążk i naukowe

zaini-212 Z pracowni i obserwatoriów

cjowane przez H e p i t e s a rozwinęły się później w sposób niezależny, za datą powsta­ nia Obserwatorium Astronomicznego przyjmuje się w Rumunii rok 1908, a profesor C o c u l e s c u uważany jest za założyciela tej instytucji.

Świadom trudności, które miał napotkać, profesor C o c u l e s c u uważał za rzecz ostrożną ograniczyć się — przynajmniej na początku — do zorganizowania instytutu po­ święconego astronomii pozycyjnej. W celu sformowania kadry astronomów wysłał on trzech swoich młodych uczniów na studia i praktykę do różnych obserwatoriów zagra­ nicznych. W roku 1908 wszystko trzeba było zaczynać od początku. Przystąpiono do bu­ dowy pawilonu astronomicznego z kopułą, salą południkową, piwnicami dla wahadeł i sejsmografów, pokojami do pracy itd. Zamówiono już w roku 1908 podwójny ekwatoriał, wizualny i fotograficzny, o objektywach 380/6000 mm. W roku 1911 zamówiono koło po­ łudnikowe Gautier-Prin (190/2350mm) z dwoma kołami podziałowymi o średnicy po 1 m, odczytywanymi przy pomocy 6 mikroskopów. Następstwa pierwszej wojny światowej i inne trudności uniem ożliw iły aż do roku 1928 zainstalowanie tego instrumentu. Inne aparaty pomocnicze oraz zegar wahadłowy Leroy, podobnie jak różne zegary elektryczne, kamera fotograficzna z tripletem Zeissa 160/800 mm i inne instrumenty były stopniowo zdobywane, w miarę m ożliw ości budżetowych. W roku 1914 zakupiono dwa poziome wa­ hadła sejsmiczne G alitzina, które na skutek wspomnianych wyżej trudności czekały na uruchomienie do roku 1937.

Co się tyczy sejsm ologii, to w latach 1908—1921 i 1927—1935 funkcjonowały wa­ hadła Boscha, pozostawione przez H o p i t e s a . W roku 1935 zainstalowano dwa poziome wahadła sejsmiczne o masach 540 kg, skonstruowane w warsztacie Obserwatorium przez niżej podpisanego i mechanika M a r c o p o l a . W roku 1937 uruchomiono wahadło G ali­ tzina i wahadło pionowe Alfaniego, które zostało przysłane w darze od dyrektora Obser­ watorium Ximenian we Florencji.

W okresie 1908—1951, funkcjonując jako Instytut Uniwersytetu pod kierownictwem profesora N. C o c u l e s c u (1908—1937) i profesora C. P o p o v i c i (1937—1943 a następ­ nie w roku 1951), Obserwatorium Bukareszteńskie rozwijało swoją działalność, publiku­ jąc wyniki pomiarów gwiazd podwójnych, małych planet i komet, kilku prób fotometrii gwiazdowej, szczegółowych studiów szeregu problemów, m .in. Mapy Nieba. Warto rów­ nież wymienić szczegółowe badania błędów podziału kół instrumentu południkowego przy pomocy metody Brunsa, oraz udział w Międzynarodowej Operacji Długości w roku 1933. Praca ta została opublikowana przez Międzynarodową Unię Geofizyczną i Geodezyjną i Międzynarodową Unię Astronomiczną. Co się tyczy sejsm ologii, nie uważano za rzecz pożyteczną opublikować danych, zebranych przy pomocy małych wahadeł Boscha. Tak więc zapisy przez nie uzyskane są stracone. Jednak przynajmniej w jednej okoliczności zapisy wahadeł cieszyły się uwagą ze strony licznych wybitnych sejsmologów. Otóż, jak wiadomo, w roku 1934 znany sejsmolog H. J e f f r e y s , zdecydowany w yjaśnić za­ gadnienie m ożliw ości głębokich trzęsień, przystąpił do badania pięciu wstrząsów, uwa­ żanych za głębokie, m .in. z 1.X I .1929 r. w Rumunii, w miejscowości Cotul Carpitilor. Wszystkich, którzy byli w posiadaniu danych, dotyczących tych pięciu trzęsień, popro­ szono o zapisy. Nękani wątpliwościami wysłaliśmy wówczas materiał uzyskany przez skromne wahadła pozostawione przez H o p i t e s a . Zapisy te m iały swoją wartość, albowiem były jedynymi uzyskanymi z małej odległości od epicentrum głębokiego wstrzą­ su. Wiadomo, że w wyniku studium Some deep focus eartquakes opublikowanego przez J e f f r e y s a (M.N.Geogh.Suppl., 1934), redakcja wydawnictwa “ The International Seismological Summary” zdecydowała się dokonać wyznaczenia głębokości wszystkich wstrząsów. A więc zapomniane wahadła H o p i t e s a wniosły duży wkład do prowadzo­ nych badań.

Dopiero w styczniu 1935 roku, po zainstalowaniu wahadeł o masie 540 kg, Obserwa­ torium zaczęło publikować swój miesięczny biuletyn sejsm iczny, który od tej pory uka­ zuje się bez żadnej przerwy.

Uważaliśmy za pożyteczne przedstawić w znacznym skrócie zarys działalności Obserwatorium Bukareszteńskiego w latach 1908—1951, w okresie, w którym

funkcjo-Z pracowni i obserwatoriów 213

nował jako instytut uniwersytecki. Pokonując liczne trudności pochodzące z braku za­ interesowania nauką ze strony rządów, które znajdowały się u steru kraju, do chw ili wyzwolenia z faszystowskiego jarzma, Obserwatorium udawało się zawsze utrzymywać na liśc ie instytutów naukowych i zachować zespół 3—4 dobrze przygotowanych astro­ nomów, w oczekiwaniu lepszych dni, które, jak się zaraz przekonamy, nadeszły.

2. Rozwoj Obserwatorium Bukareszteńskiego jako Instytutu Akademii Rumuńskiej Republiki Ludowej

Po wyzwoleniu Rumunii, Obserwatorium w Bukareszcie przeszło pod opiekę Aka­ demii Rumuńskiej Republiki Ludowej. Od tej chw ili zaczął się zupełnie nowy okres w życiu tej instytucji, okres rozwoju, o którym założyciele sprzed pół wieku nie śmieli nawet marzyć. Personel i liczne instalacje instrumentalne zostały znacznie powiększone. Młode kadry wniosły swój młodzieńczy entuzjazm a tych 3—4 starszych pracowników dało doświadczenie i wiadomości, zdobyte w ciągu 20 lat spędzonych w służbie nauko­ wej placówki. W ciągu kilku lat personel Obserwatorium został udziesięciokrotniony i po­ dzielony na wydziały i sekcje o dokładnie opracowywanych programach. Obecnie Obser­ watorium posiada następujące Wydziały:

A s t r o n o m i c z n y , dzielący się na Sekcje: Czasu, Długości, Szerokości, Katalogów Południkowych, Astrometrii fotograficznej, Astrofizyki i Satelitów — oraz S e j s m o l o g i c z n y , posiadający Sekcje: Fal sejsm icznych, i Sejsmiczności.

Przy kompletowaniu swojego instrumentarium Obserwatorium kierowało się nastę­ pującymi założeniam i: ponieważ jego założyciel, profesor C o c u l e s c u , stworzył insty­ tut poświęcony astronomii pozycyjnej, uważano przede wszystkim za konieczne skom­ pletowanie instrumentarium potrzebnego dla rozwoju badań w tym zakresie.

Jeszcze w 1951 roku (data przemianowania Obserwatorium na Instytut Akademii Rumuńskiej Republiki Ludowej) postawiono zagadnienie zorganizowania Międzynarodo­ wego Roku Geofizycznego. Obserwatorium Bukareszteńskie, od wielu lat współpracujące z Międzynarodową Unią Astronomiczną i Międzynarodową Unią Geofizyczną i Geodezyjną, poczuło się w obowiązku uczynić niezbędne przygotowania do zaszczytnego udziału w tej wielkiej międzynarodowej kampanii. W tym celu zostały zainstalowane różne aparaty i akcesoria, spośród których cytujemy: zegar wahadłowy Rieflera, instrument przejściowy Zeissa (100/1000 mm) z lib e lą Talcotta, dwa zegary kwarcowe Belin, chronograf cy­ lindryczny Belin, chronograf elektronowy, pięć chronografów z generatorami kwarcowymi konstrukcji radzieckiej (w tym ofiarowane przez Akademię Nauk ZSRR), chronometr Ro- char dla mierzenia interwałów czasu o dokładności 10"6 sek i dla porównań częstotli­ wości, lunetę słoneczną Zeissa (130/1950 mm) i dwie małe kamery astrofotograficzne, filtr monochromatyczny Lyot-Ohmana, różne radioodbiorniki do odbioru sygnałów czasu, z których jeden ofiarowany przez AN ZSRR, 15 lunet ATI, kamerę fotograficzną NAFA ze stacyjką radioodbioilczą do sygnałów radiowych i niezbędnymi akcesoriami ofiaro­ wanymi przez AN ZSRR dla stacji obserwacji sztucznych satelitów Ziemi (do których używa się ponadto artyleryjskich lunet binokularowych), pionowe wahadło sejsmiczne Kiraosa konstrukcji radzieckiej, trzy wahadła sejsm iczne Vekig konstrukcji radzieckiej, kompletną stację sejsm iczną Hiller-Askania, sześć wahadeł sejsmicznych poziomych o masie 450 kg skonstruowanych w warsztacie Obserwatorium. W tym samym warsztacie odbudowano i przeinstalowano wahadła trzech prowincjonalnych stacji sejsmograficznych zniszczonych w czasie wojny.

3. Działalność naukowa

Przy pomocy zwiększonego personelu i zwiększonych środków Obserwatorium mo­ gło sprostać zadaniom związanym z udziałem w różnych przedsięw zięciach w ramach

214 Z pracowni i obserwatoriów

międzynarodowej współpracy. Nadmieńmy, że gdy w roku 1956 rząd naszego kraju posta­ nowił uczestniczyć w pracach Międzynarodowego Roku Geofizycznego, Obserwatorium Bukareszteńskiemu przypadło w udziale trudne zadanie przygotowania i skoordynowania prac pięciu uczestniczących instytutów rumuńskich a dyrektorowi Obserwatorium Bu­ kareszteńskiego powierzono przewodnictwo Komitetu Krajowego MRG.

Wydział Astronomiczny, Na wniosek Akademii Nauk ZSRR w roku 1953 rozpoczęła

się współpraca w zakresie wyznaczania układu odniesienia dla obiektów pozagalaktycz- nych, zagadnienia zainicjowanego przez Centralne Obserwatorium w Pułkowie pod ogól­ nie znaną nazwą Katalogu Gwiazd Słabych. Zawarta wówczas z Akademią Nauk ZSRR umowa stanowiła w ostatnich czasach pierwszy akt uznania naszego Obserwatorium jako ośrodka międzynarodowej współpracy. Za zaufanie, którym nas obdarzono ślemy gorące podziękowanie uczonym ze Stolicy Astronomii: akademikowi prof. A.A . M i c h a j ł o w o w i dyrektorowi Obserwatorium, prof esorom S. Z w i e r i e w o w i i N. D e j c z o w i oraz wszys­ tkim pozostałym tamtejszym naukowcom.

Nasza współpraca w tym szerokim dziale nauki w spółczesnej zmierza w czterech kierunkach: 1) Opracowanie katalogu południkowego słabych gwiazd; przydzielone nam zadanie sprowadza się do opracowania strefy równikowej od -10° do +10° w deklinacji; strefa ta zawiera 3766 gwiazd. Nasze koło południkowe pozwoliło nam, chociaż przyłą­ czyliśmy się z opóźnieniem, odzyskać utracony czas. Nasz u dział w opracowywaniu Katalogu 643 gwiazd fundamentalnych w strefie od -30° do + 90° został zakończony w roku 1956 i opublikowany w ,.Studiach i Badaniach Astronomicznych i Sejsm ologicznych" (Nr 2, 1957. tom II). Mamy także nadzieję ukończyć w terminie program dyferencjalnych obserwacji słabych gwiazd (po 4 obserwacje na każdą z gwiazd). 2) Wyznaczanie równika i równonocy na podstawie obserwacji małych planet. 3) Badania fotograficzne 153 pól obejmujących mgławice extragalaktyczne z listy ustalonej w Pułkowie. 4) Wykonanie k lisz dla uzyskania dokładnej pozycji 270, figurujących w programie, fundamentalnych słabych gwiazd położonych na powierzchniach mgławic. Gwiazdy te zostały wybrane z katalogu gwiazd, które zostały zaobserwowane przy pomocy koła południkowego i sfotografowane przy pomocy kamery fotograficznej 380/6000 mm.

W ramach Międzynarodowego Roku Geofizycznego nasze Obserwatorium uczestni­ czyło w następujących pracach, które również obecnie są kontynuowane:

1. Z a g a d n i e n i e c z a s u i d ł u g o ś c i , które wykonuje się według programu dłu­ gości MRG przy pomocy instrumentu przejściowego Zeissa, dwóch zegarów kwarcowych i innych akcesorii; nasze Obserwatorium jest włączone na listę współpracowników Mię­ dzynarodowego Biura Czasu. Uzyskane wyniki wysyła się regularnie do Światowych Ośrodków w Moskwie, Paryżu, Waszyngtonie oraz do innych 30 obserwatoriów.

2. B a d a n i a S ł o ń c a . Badania wizualne i fotograficzne fotosfery (plamy i grupy plam, pozycje heliograficzne, powierzchnie, klasyfikacja, ewolucja). Badania chromo- sfery Słońca przy pomocy filtra monochromatycznego w lin ii // « . Uzyskane wyniki są publikowane w “ Buletin Solaire” i wysyłane do międzynarodowego ośrodka w Zurychu, do ośrodków w Kisłowodsku, na Krymie, Freiburgu, Meudon, Climaxie oraz innych za­ interesowanych obserwatoriów. Na osobne podkreślenie zasługuje fakt ścisłej współpra­ cy z Obserwatorium Ondrejov w Czechosłowacji.

3. O b s e r w a c j e s z t u c z n y c h s a t e l i t ó w są wykonywane w Bukareszcie na stacji Nr 131 należącej do sieci Eurazjatyckiej z ośrodkiem dyspozycyjnym w Moskwie, dokąd dane obserwacyjne wysyła się telegraficznie.

Oprócz opisanej wyżej współpracy międzynarodowej, naukowcy Wydziału Astrono­ micznego wykonują różne prace własne oraz wyznaczają orbity gwiazd podwójnych me­ todami wizualnymi i fotometrycznymi, wyznaczają orbity komet, przeprowadzają badania instrumentalne itd; wyniki tych wszystkich prac publikowane są w “ Studiach i Badaniach Astronomicznych i Sejsmologicznych” , ukazujących się w tomach kwartalnych, liczących 200—220 stronic.

Wydział Sejsmologiczny. Krótki rys historyczny powstania i organizacji tego Wy­

Z pra cowni i obserwatoriów

215

Od s ty c z n ia 1935 roku p u b lik u je s ię re g u la rn ie T y m c z a s o w y b iu l e ty n s e j s m i c z n y , który p o d aje m ie s ię c z n ie z a p is y rum uńskich s t a c j i se jsm o g ra fic z n y c h .

Od trz e c h la t p u b lik u je s i ę c o ro c z n ie o s ta te c z n y B iu l e ty n s e j s m i c z n y oraz B iu l e ty n

ruchów m ik r o s e js m ic z n y c h .

B adania zap isó w s ta c ji se jsm o g ra fic z n y c h w Rumunii d oprow adziły — p rz e z do­ k ład n e w y z n aczen ie h ip o cen tró w — do w y ja śn ie n ia z a g a d n ie n ia s e js m ic z n o ś c i k ra ju , wy­ k a z u ją c p o p rzez różne p ra c e n aukow e, że w ielk ie tr z ę s ie n ia ziem i w k raju biorą sw ój po­ c z ą te k n a śred n iej g łę b o k o ś c i około 150 km w s tre fie V jan ce’a . R óżne b a d a n ia , dokona­ ne m etodą u w z g lę d n ia ją c ą pew ne im pulsy p o śred n ie w notow aniach w strząsó w w V rance’ a m iędzy falam i P i S — doprow adziły do w y z n a c z e n ia g ru b o ści w arstw sko ru p y z ie m sk ie j w ró żn y ch punktach k raju .

Na p o d sta w ie ró żn y ch zap isó w p rzestu d io w an o ta k ż e m echanizm w yw ołujący tr z ę ­ s ie n ia ziem i w R um unii, w y c ią g a ją c ró w n ież w nioski o w yzw olonej e n e rg ii s e js m ic z n e j. W ciągu o s ta tn ic h l a t p rzy stąp io n o do b ad a n ia z a g a d n ie n ia s e js m ic z n o ś c i kraju i do se jsm ic z n e g o p o d ziału na rejo n y .

N ie będziem y cytow ać danych b ib lio g ra fic z n y c h . P ra c e te z n a jd u ją s i ę w w ydaw nic­ tw ach A kadem ii RRL i O bserw atorium . Z anotujm y ty lk o , ż e O bserw atorium zo rg an izo ­ wało w B u k a re sz c ie : 1. n a ra d ę se js m o lo g ic z n ą w roku 1955 z udziałem naukow ców ZSRR i B u łg arii, 2. n arad ę sejsm o lo g ó w krajów s o c ja lis ty c z n y c h zw ołaną w p a ź d ziern ik u 1958 roku d la p rz e s tu d io w a n ia s e js m ic z n o ś c i s tre fy k a rp a c k ie j.

W ram ach MRG W ydział S ejsm o lo g iczn y w ykonał program ogólny, kom unikując sw o je w yniki Światowym Ośrodkom MRG, a n a s tę p n ie ośrodkom MRG w M oskw ie, S trassb u rg u , W aszyngtonie, o raz praw ie dw ustu innym in sty tu to m i stacjom sejsm o g rafic zn y m .