jak i promieniowania daje się całkowicie opisać za pomocą jednego parametru — temperatury. Stan ten jest idealizacją warunków panujących zwykle w przyrodzie, niemniej jednak stanowi bardzo dobre przybliżenie stanu, w jakim znajdują się materia i promieniowanie we wnętrzach gwiazd. Ułatwia to znacznie zrozumienie procesów towarzyszących przepływowi promieniowania przez gwiazdę. Wyobraźmy sobie dwie sąsiadujące ze sobą warstwy gwiazdy na tyle cienkie, by każdej można było przypisać pewną wartość temperatury. Jeżeli lokalnie spełniony jest warunek istnienia równowagi termodynamicznej, wówczas gęstość energii promienistej w każdym obszarze — zgodnie z prawem Stefana-Boltzmanna — jest proporcjonalna do czwartej potęgi temperatury. Kwanty promieniowania poruszają się we wszystkich kierunkach z prędkością światła, jednak średnio w jednostce objętości jest ich w każdym momencie tyle, ile wynika z prawa Stefana-Boltzmanna. Ponieważ obie rozpatrywane warstwy nie są ograniczone żadnymi rzeczywistymi ściankami, na granicy obu obszarów sytuacja nie będzie symetryczna: średnio z obszaru cieplejszego do chłodniejszego przepływać będzie więcej kwantów niż w kierunku przeciwnym. Istnienie różnicy temperatur albo — jak mówimy — gradientu temperatury pociąga za sobą pojawienie się strumienia promieniowania płynącego od temperatury wyższej do niższej. Można wykazać, że strumień ten, w warunkach niezbyt różnych od stanu równowagi termodynamicznej, jest wprost proporcjonalny do gradientu temperatury. Nasz opis zjawiska nie jest jeszcze pełny. Musimy bowiem uwzględnić fakt, że promieniowanie przepływające przez materię może być przez nią absorbowane. Zdolność materii do pochłaniania promieniowania opisujemy za pomocą współczynnika absorpcji określającego, jaka część strumienia ulega pochłonięciu na jednostkowej odległości. Wartość współczynnika absorpcji może zawierać się w granicach od zera do nieskończoności. Zero oznacza, że materia w ogóle nie pochłania danego promieniowania, natomiast nieskończoność odpowiada sytuacji, gdy całe promieniowanie jest pochłaniane na drodze nieskończenie krótkiej. W materii o dużym współczynniku absorpcji przepływ strumienia promienistego jest utrudniony i zawarta w nim energia nie może przenosić się swobodnie z miejsca na miejsce nawet pomimo istnienia dużych różnic temperatur. Dochodzimy więc do następującego stwierdzenia: strumień promienisty płynący przez gwiazdę jest wprost proporcjonalny do gradientu temperatury i odwrotnie proporcjonalny do współczynnika absorpcji. Stwierdzeniu temu możemy nadać postać równania (różniczkowego) wiążącego takie lokalne wielkości, jak strumień promieniowania, gęstość materii, temperatura i jej gradient. Równanie transportu promienistego uzupełnia układ równań budowy wewnętrznej gwiazdy. Jeżeli energia w gwieździe przenosi się wyłącznie na drodze promienistej, mówimy, że gwiazda znajduje się w równowadze promienistej. Pozostają nam jeszcze do rozważenia warunki, w jakich może odgrywać rolę trzeci sposób przenoszenia energii — konwekcja. Prostego przykła- 218 du konwekcji dostarcza nam np. ognisko. Reakcje chemiczne spalania drewna są stosunkowo wydajnym źródłem energii i prowadzą do szybkiego o-grzania się powietrza w sąsiedztwie płonących głowni. Ogrzany gaz rozpręża się, zmniejsza swoją gęstość i znajdując się w otoczeniu powietrza o większej gęstości — jako lżejszy unosi się do góry. Podczas bezwietrznej pogody płomienie strzelają wysoko, przenosząc — co jest tu dla nas najważniejsze — energię termiczną na znaczną wysokość. O ile w przypadku transportu promienistego materia była nieruchoma, a strumień energii pojawiał się tylko wskutek istnienia gradientu temperatury, o tyle w przypadku konwekcji energia przenoszona jest razem z zawierającą ją materią. Oczywiście procesy zachodzące we wnętrzach gwiazd są znacznie bardziej skomplikowane. Przede wszystkim musimy zastanowić się nad warunkami, w jakich może pojawić się konwekcja będąca przecież odstępstwem od przedstawionego wyżej stanu równowagi promienistej, w którym przez nieruchomą materię przepływa określony przez gradient temperatury i nieprzezroczy-stość materii strumień energii. Wyobraźmy sobie w tym celu dowolną warstwę gwiazdy znajdującą się w równowadze promienistej, w której dokonujemy następującego zakłócenia: niewielki element materii z warstwy o temperaturze Tl unosimy na wysokość, w której panuje nieco niższa temperatura T,. Ponieważ przewodnictwo cieplne materii gwiazdowej jest bardzo małe, możemy przyjąć, że nasz element próbny nie wymienia ciepła z otoczeniem, czyli — jak być może pamiętamy z lekcji fizyki — podlega przemianie adiabatycznej, natomiast w każdym miejscu dopasowuje swoje ciśnienie do ciśnienia otoczenia. Ponieważ, jak wynika z warunku równowagi hydrostatycznej, ciśnienie w warstwach wyższych jest niższe, unoszony element materii będzie się rozprężał. Znając związek między ciśnieniem i gęstością materii dla przemiany adiabatycznej, możemy bez trudu znaleźć gęstość gazu w uniesionym elemencie i porównać ją z gęstością gazu otaczającego. Jeżeli gęstość ta będzie większa niż gęstość otoczenia, wówczas nasz próbny element zacznie opadać i powróci na swoje dawne miejsce. Jeżeli jednak kierunek nierówności będzie przeciwny, wówczas nasz element, jak balon wypełniony rozrzedzonym powietrzem, uniesie się jeszcze wyżej. W pierwszym przypadku powiemy, że dana warstwa jest stabilna, a w drugim — że niestabilna względem konwekcji. Uzyskaliśmy w ten sposób kryterium niestabilności, które zastosowane w każdym miejscu gwiazdy pozwoli nam stwierdzić, czy konstruowany przez nas model promienisty jest dobry, czy też trzeba liczyć się z tym, że nawet niewielka przypadkowa zmiana położenia jakiegoś elementu materii gwiazdowej, o którą przecież nietrudno w takim ognisku, jakim jest gwiazda, może rozwinąć się w wielkoskałowy ruch w górę i w dół. Pojawienie się takiego ruchu nie pozostanie oczywiście bez wpływu na strukturę gwiazdy. Kryterium niestabilności konwektywnej można sformułować w następujący sposób: konwekcja pojawia się wówczas, gdy temperatura w gwieździe maleje na zewnątrz szybciej, niż ochładza się gaz unoszący się ku górze i rozprężający się w przemianie adiabatycznej. Zwróćmy też uwagę. 219 że wznoszenie się elementów gorących i opadanie elementów chłodnych musi prowadzić do zmniejszania się różnic temperatury między poszczególnymi warstwami, czyli do zmniejszania wartości gradientu temperatury. Powinniśmy więc oczekiwać ustalenia się gradientu adiabatycznego temperatury, przy którym konwekcja przestaje już w zasadzie zachodzić. W praktyce, jeżeli tylko stwierdzimy, że model promienisty byłby niestabilny konwektywnie, możemy przyjąć, że gradient temperatury w danym obszarze jest równy gradientowi adiabatycznemu. W warunkach równowagi konwektywnej ruchy materii są stosunkowo powolne i nie przeczą naszemu podstawowemu założeniu, że gwiazda znajduje się w stanie równowagi hydrodynamicznej. Dla ścisłości należy jednak dodać, że sprawa komplikuje się nieco w zewnętrznych warstwach gwiazdy, gdzie gęstość materii jest mała i o wydajności transportu konwektywnego zaczyna decydować odległość, na jaką przemieszczają się elementy konwektywne, czyli tzw. droga mieszania. Teoria zjawiska jest w tym przypadku bardzo niedoskonała, co, niestety, ma dość duży wpływ na dokładność niektórych modeli gwiazd. Na zakończenie omawiania zjawiska konwekcji zwróćmy uwagę na jeszcze jedną ważną, choć oczywistą konsekwencję jego pojawienia się w gwieździe: ruchy materii w obszarze konwektywnym, chociaż powolne, powodują w krótkim czasie dokładne wymieszanie materii w obszarze, w którym występują; warstwy gwiazdy znajdujące się w równowadze konwektywnej są zawsze jednorodne pod względem składu chemicznego. W naszym układzie równań brakuje jeszcze związku, który precyzowałby fizyczne właściwości materii tworzącej gwiazdę. Związek taki nosi w fizyce nazwę równania stanu. Dzisiaj nie ulega już wątpliwości, że gwiazdy mogą być zbudowane tylko z materii w stanie gazowym. Najprostszym równaniem opisującym zachowanie się materii w tym stanie jest równanie gazu doskonałego, które stwierdza, że ciśnienie jest wprost proporcjonalne do temperatury i gęstości. Jednak zastosowanie tego związku jest poprawne tylko w pewnych granicach parametrów fizycznych. Na szczęście, w przypadku materii gwiazdowej są one wystarczająco szerokie, by objąć większość przypadków, z którymi przyjdzie nam mieć do czynienia. Z fizyki wiemy, że gazy o stosunkowo małej gęstości w przybliżeniu zachowują się jak gaz doskonały. Nie dziwi nas też, że przybliżenie to jest bardzo dobre w atmosferach gwiazd, gdzie gęstości są rzędu 10~7 g/cm3. Wątpliwości mogą pojawiać się natomiast w odniesieniu do wnętrza, gdzie spodziewamy się bardzo dużych gęstości. Na szczęście, dużej gęstości towarzyszy zazwyczaj bardzo wysoka temperatura sprawiająca, że gaz jest całkowicie zjonizowany. Odstępstwa od gazu doskonałego, będące wynikiem dużych rozmiarów atomów, nie ujawniają się w gazie, który składa się z elektronów i jąder atomowych całkowicie pozbawionych rozległych powłok elektronowych. Niestety, w niektórych gwiazdach napotykamy inne jeszcze ograniczenie stosowalności równania gazu doskonałego. Decyduje o nim czysto kwantowy efekt tzw. degeneracji materii. Wynika on z zakazu Pauliego, który 220 stwierdza, że w pewnym określonym przedziale położeń \x i pędów A/J, takim że A/> • \x = h/2n (gdzie h oznacza stałą Plancka), w tzw. komórce kwantowej, mogą znajdować się co najwyżej dwie identyczne cząstki. Fakt ten w istotny sposób wpływa na rozkład prędkości cząstek, a tym samym również na związek między gęstością, temperaturą i ciśnieniem. Wyobraźmy sobie bowiem pewien niewielki obszar przestrzeni, do którego wprowadzamy stopniowo coraz to więcej cząstek materii. Wyróżnionemu przez nas obszarowi odpowiada skończona, choć bardzo duża, liczba komórek kwantowych, w których mogą znaleźć się cząstki o danej prędkości. W przybliżeniu klasycznym, gdy liczba cząstek jest niewielka, większość komórek kwantowych jest nie obsadzona i wszystkie cząstki obdarzone średnią prędkością (tych cząstek jest w gazie najwięcej), określoną przez wartość temperatury, bez trudu znajdą dla siebie miejsce. Rozkład prędkości cząstek jest maxwellowski i nie zmienia swego charakteru ani wskutek zmiany temperatury (która zmienia tylko wartość średniej prędkości), ani wskutek zmiany gęstości (która prowadzi tylko do zmiany liczby cząstek mających daną prędkość). Komplikacje rozpoczną się wówczas, gdy wskutek znacznego wzrostu gęstości większość komórek kwantowych zostanie zajęta. Najpierw zapełnią się komórki odpowiadające średniej prędkości. Dalsze zwiększanie gęstości (przy nie zmienionej temperaturze) spowoduje wyraźne odkształcenie pierwotnego rozkładu prędkości — cząstek o średniej prędkości nie będzie już przybywać, jedyne wolne komórki znajdą one tylko przy wartościach prędkości mniejszych lub większych od średniej. Przy jeszcze większych gęstościach zostanie osiągnięty stan, w którym zajęte będą wszystkie komórki odpowiadające prędkościom od zera do pewnej wartości granicznej. Taki stan nazywamy całkowitą degeneracją materii. Od tej chwili każda nowa cząstka wprowadzona do naszego umownego obszaru może zająć tylko komórkę odpowiadającą prędkości większej od granicznej, czyli stan o dużej energii kinetycznej. Ta dodatkowa energia kinetyczna musi być dostarczona cząstce z zewnątrz podczas zagęszczania gazu. Innymi słowy, gaz zdegenerowany jest znacznie mniej ściśliwy od gazu doskonałego. Równanie stanu gazu częściowo i całkowicie zdegenerowanego jest znane, choć — niestety — nie ma ono już tak przejrzystej postaci jak dla gazu doskonałego. Dodajmy też, że z powodów, którymi nie będziemy się tu bliżej zajmować, elektrony ulegają degeneracji wcześniej niż cząstki cięższe. W sytuacjach astrofizycznych, poza nielicznymi wyjątkami, gęstości konieczne do wystąpienia degeneracji jąder atomowych nie są osiągane i cząstki te zachowują się zawsze jak gaz doskonały. W warunkach degeneracji ciśnienie materii jest sumą ciśnienia pochodzącego od zdegenerowanego gazu elektronowego i gazu doskonałego złożonego z cząstek cięższych. Równanie stanu materii gwiazdowej „domyka" w sensie matematycznym układ równań budowy wewnętrznej gwiazd. Do jego efektywnego rozwiązania potrzebne są jeszcze dwie wielkości: współczynnik absorpcji oraz wydajność źródeł energii uwalnianej w gwieździe. 221 Procesy fizyczne oddziaływania promieniowania z materią są już dość dobrze poznane. W gwiazdach o nieprzezroczystości materii decydują następujące zjawiska: rozpraszanie na swobodnych elektronach, przejścia swobod-no-swobodne i przejścia związano-swobodne. Rozpatrzmy rozpraszanie na swobodnych elektronach. W najgłębszych warstwach gwiazdy, gdzie panuje bardzo wysoka temperatura, wszystkie atomy są całkowicie pozbawione powłok elektronowych. Elektrony i jądra atomowe istnieją praktycznie niezależnie od siebie. Kwant promieniowania elektromagnetycznego, który znajdzie się w takim obszarze, może spotkać na swej drodze tylko swobodne elektrony lub jądra atomowe. Jedynym zjawiskiem, jakie może wówczas wystąpić, jest zderzenie. Zderzenie takie wiąże się ze zmianą kierunku biegu kwantu i ewentualnie ze zmianą jego energii, jednak nie może doprowadzić do zniknięcia kwantu i przekazania całej jego energii cząstkom materii. Kwant przeżywa zderzenia i — jak mówimy — doznaje tylko rozproszenia. Dokładniejsza analiza zjawiska prowadzi do wniosku, że zderzenia z jądrami odgrywają niewielką rolę i dlatego mówimy o rozpraszaniach na swobodnych elektronach. W temperaturach nieco niższych, gdy materia jest jeszcze całkowicie zjoni-zowana, ale ruchy termiczne elektronów są na tyle powolne, że na ich drogi wywiera wpływ obecność naładowanych jąder atomowych, zaczyna grać rolę zjawisko przejść swobodno-swobodnych. Tym razem oddziaływanie kwantu promieniowania ze swobodnym elektronem ma charakter zasadniczo odmienny. Elektron znajdujący się w pobliżu jądra ma w stosunku do niego pewną energię. Spotykając się z kwantem promieniowania może go całkowicie pochłonąć i przejść do stanu, w którym jego energia względem jądra będzie większa dokładnie o energię pochłoniętego kwantu. W wyniku tego procesu kwant jest usuwany z pola promieniowania, a jego energia zostaje użyta do zwiększenia całkowitej energii termicznej elektronów. Ponieważ elektron nie jest związany, możliwe jest ciągłe pochłanianie energii. Oczywiście mogą zachodzić również procesy odwrotne: któryś z elektronów przebiegających w pobliżu jądra może spontanicznie zmniejszyć swą energię kinetyczną wysyłając przy tym odpowiedni kwant promieniowania. Wysłany kwant będzie miał na ogół inną energię i inny kierunek niż kwant pochłonięty. Mikroskopowe procesy absorpcji i emisji określają sposób, w jaki promieniowanie transportowane jest przez gwiazdę. Stan stacjonarny będzie zachowany, jeżeli ilość energii emitowanej będzie w każdym miejscu dokładnie równa energii pochłoniętej. Zwróćmy jednak uwagę, że kwanty wysyłane będą odpowiadały warunkom fizycznym panującym w miejscu ich emisji, natomiast kwanty w tym samym miejscu absorbowane będą miały cechy charakterystyczne dla materii znajdującej się w warstwach głębszych. Kolejne akty absorpcji i emisji, którym ulega kwant światła na swej drodze z wnętrza gwiazdy do jej powierzchni, sprawiają, że energia pojawiająca się w centralnych obszarach gwiazdy w postaci promieniowania gamma opuszcza gwiazdę w postaci promieniowania widzialnego. 222 Trzecim procesem, decydującym o nieprzezroczystości materii jeszcze chłodniejszej, są przejścia związano-swobodne. Mają one znaczenie wówczas, jeżeli w materii istnieją atomy neutralne lub niecałkowicie zjo-nizowane. Oddziaływanie kwantu promieniowania z napotkanym atomem lub jonem polega tym razem na przekazaniu energii kwantu jednemu ze związanych elektronów i oderwaniu go tym samym od jądra. Najmniejsza energia kwantu, który może spowodować oderwanie elektronu, jest równa energii jonizacji. Jeżeli kwant ma energię większą, jej nadwyżka zamienia się na energię kinetyczną uwolnionego elektronu. Możliwe są jeszcze przejścia związano-związane, polegające na wzbudzaniu elektronu w atomie z poziomu początkowego do któregoś ze stanów o większej energii. Procesy te prowadzą do powstania absorpcyjnych linii widmowych i odgrywają ważną rolę w atmosferach gwiazd. Pomimo że zjawiska fizyczne towarzyszące rozpraszaniu i pochłanianiu promieniowania przez materię są stosunkowo proste i dobrze poznane, to jednak konkretne obliczenia odpowiednich współczynników nieprzezroczystości są najżmudniejszym etapem konstruowania modeli. Konieczność uwzględnienia ogromnej liczby parametrów, takich jak odpowiednie stałe atomowe, stan wzbudzenia i jonizacji, temperatura, gęstość i skład chemiczny, sprawia, że sporządzanie odpowiednio obszernych i dokładnych, wielowymiarowych tablic nieprzezroczystości stanowi ciągle jeszcze przedmiot oddzielnych prac naukowych i zapewne nieprędko zostanie zakończone. Pozostaje nam jeszcze do omówienia sprawa wydajności procesów, które mogłyby być źródłem promieniowanej przez gwiazdy energii. Mówiąc najogólniej, gwiazda może czerpać energię z trzech źródeł: z energii potencjalnej, z energii termicznej zawartej w rozgrzanej materii wnętrza oraz z reakcji jądrowych. Do dwóch pierwszych źródeł gwiazdy sięgają tylko w niektórych fazach swojej ewolucji, natomiast reakcje jądrowe są tej ewolucji głównym motorem. Odkładając więc na później sprawę wykorzystania energii grawitacyjnej i termicznej, w tym miejscu zajmiemy się bliżej tylko źródłami jądrowymi. Obecnie znamy ogółem ponad 200 trwałych izotopów, które w odpowiednich warunkach mogą doznawać przemian jądrowych, prowadzących zarówno do wydzielania, jak i pochłaniania energii. Oczywiście rozważanie wszystkich możliwych reakcji pod kątem ich ewentualnej przydatności jako „paliwa" gwiazdowego byłoby dość trudne i na szczęście nie jest konieczne. Decydują o tym dwie okoliczności. Przede wszystkim przypomnijmy sobie warunki, w jakich może dojść do zapoczątkowania reakcji jądrowej. Otóż reakcja między dwoma jądrami może, choć nie musi, zajść tylko wtedy, jeżeli po pokonaniu bariery wzajemnego elektrostatycznego odpychania zdołają one zbliżyć się na odległość mniejszą od 10~13 cm, w której zaczynają działać siły jądrowe. Bariera ta zależy od iloczynu ładunków jąder i dla dwóch ładunków jednostkowych, np. dla dwóch protonów, jest rzędu 2-10"13 J, czyli około l MeV (milion elektrono- 223 woltów) Zapoczątkowanie reakcji jest więc tym łatwiejsze, im mniejsze są ładunki jąder. Wobec tego z góry możemy pominąć wszystkie możliwe reakcje między bardziej złożonymi jądrami, ograniczając się wyłącznie do kilku pierwszych pozycji układu okresowego pierwiastków. Po drugie, jak wiadomo, przeważająca część materii we Wszechświecie występuje w postaci wodoru i helu (protonów i cząstek alfa), co dodatkowo wzmacnia nasze poprzednie ograniczenie. W tej sytuacji wystarczy, jeżeli nasze poszukiwania źródeł energii jądrowej ograniczymy tylko do reakcji między protonami i cząstkami alfa. Najprostszą reakcją tego typu jest zderzenie dwóch protonów. Bariera ku-lombowska dla tej reakcji, choć najniższa z możliwych, jest jednak dość wysoka i wynosi około l MeV. Średnia energia protonów jest tego samego rzędu dopiero w temperaturze około 10 mld stopni, a więc w temperaturze znacznie wyższej od tych, jakich możemy oczekiwać we wnętrzach normalnych gwiazd. Jednakże już w temperaturach znacznie niższych pewna, bardzo mała część protonów ma energie wystarczające do pokonania wspomnianej bariery. Jeżeli gęstość materii jest przy tym dostatecznie duża, łączna liczba reakcji zachodzących w jestnostce objętości może stać się znacząca. Dzięki temu, że w gwiazdach reakcja łączenia się protonów przebiega znacznie poniżej swej maksymalnej wydajności, gwiazdy od miliardów już lat realizują w swych wnętrzach to, czego dotychczas nie udało się człowiekowi — kon^ trolowaną reakcję termojądrową. Powróćmy jednak do samej reakcji*. Zderzenie dwóch protonów zapoczątkowuje łańcuch reakcji, który nazywamy cyklem proton-proton lub krócej — cyklem pp: cyklu węglowo-azotowo-tlenowym, zwanym też cyklem CNO. Składają się nań następujące reakcje: W pierwszej reakcji w wyniku oddziaływania dwóch protonów 'H powstaje jądro ciężkiego wodoru 2D, pozyton e+ oraz neutrino v. Pozyton natychmiast ulega anihilacji z pierwszym napotkanym elektronem, czemu towarzyszy wysłanie dwóch kwantów gamma (7). Neutrino, niezwykle słabo oddziałujące z materią, przebiega swobodnie przez całą gwiazdę unosząc ze sobą bezpowrotnie pewną część energii wydzielonej w reakcji. Jądro ciężkiego wodoru po niedługim czasie zderza się z protonem tworząc lekki izotop helu 3He. Wydziela się przy tym również pewna ilość energii, która dzieli się między jądro lekkiego helu i kwant gamma. Ostatnia reakcja, zachodząca między dwoma jądrami lekkiego helu, prowadzi do powstania jądra zwykłego helu 4He i dwóch nie związanych protonów. Jak widzimy, wynikiem cyklu pp jest utworzenie jednego jądra helu z czterech jąder wodoru. Ten sam wynik można osiągnąć na innej drodze, w tzw. Katalizatorem tego cyklu reakcji jest jądro trwałego izotopu węgla I2C. Po zakończeniu cyklu jądro to jest odzyskiwane, a nowym produktem końcowym jest jądro helu. Powstające po drodze izotopy azotu 13N, 14N i 15N, węgla 13C i tlenu 15O istnieją tylko przejściowo i nie mają wpływu na końcowy skład chemiczny materii. Ponieważ w obu cyklach wynik ostateczny jest taki sam — połączenie czterech jąder wodoru w jedno jądro helu, uzyskiwana energia jest też taka sama. Jest ona równa energii wiązania jądra helu, czyli około 4-10"'2 J. Energia ta — po uwzględnieniu niewielkiej części unoszonej przez neutrina — pozostaje w miejscu przebiegu reakcji w postaci promieniowania gamma i energii kinetycznej produktów końcowych. Jest ona wydzielana stopniowo w kolejnych reakcjach obu cykli. Warunkiem zachodzenia cyklu CNO jest obecność w materii gwiazdowej jąder 12C. Szczegółowe rachunki prowadzą do wniosku, że wskutek dużego prawdopodobieństwa wchodzenia jąder węgla w reakcje z protonami, cykl CNO staje się wystarczająco wydajny już przy śladowych ilościach tego pierwiastka w materii. Możemy również spodziewać się, że ze względu na większą wartość bariery potencjału między jądrem węgla i wodoru, cykl CNO rozpocznie się w temperaturach wyższych niż cykl pp. Drugim pierwiastkiem lekkim, który ze względu na mały ładunek jądra i duże rozpowszechnienie powinien być również wzięty pod uwagę jako możliwe paliwo jądrowe, jest hel. Reakcja, której może on ulegać, nosi nazwę c y k l u 3oc i składa się z dwóch etapów: 4He+4He ±5 8Be + y — energia 8Be +4He-»12C + y + energia Pierwszy polega na utworzeniu z dwóch cząstek alfa jednego jądralzotopu berylu (8Be). W odróżnieniu od reakcji omawianych poprzednio, pierwsza reakcja jest endotermiczna, tzn. wymaga wniesienia do układu pewnej — niewielkiej zresztą — energii. Powstały w jej wyniku izotop berylu jest nietrwały i rozpada się ponownie na dwie cząstki alfa. Konkurujące ze sobą procesy łączenia i rozpadu powodują jednak ustalenie się stanu równowagi statystycznej, w którym pewna liczba jąder berylu istnieje stale i może uczestniczyć w drugiej reakcji kończącej się powstaniem trwałego jądra węgla (12C). Całkowity zysk energetyczny z zamiany trzech jąder helu w jedno jądro węgla jest równy około 10~12 J. Możliwość zachodzenia opisanych wyżej reakcji nie oznacza jeszcze, że stanowią one źródło energii emitowanej przez gwiazdy. Wielkością decydującą jest współczynnik ich wydajności, czyli ilość energii uwalniana w ciągu sekundy z l cm3 materii gwiazdy. Pomijając szczegółowe rozważania, które pozwalają na jej określenie, zauważmy tylko, że wielkość ta musi zależeć od gęstości, temperatury i względnej obfitości pierwiastków będących elementami wyjściowymi dla wymienionych cykli. Dla typowych warunków panujących we wnętrzach gwiazd otrzymujemy przebieg współczynnika wydajności omawianych cykli taki jak na rysunku. Wydajność energetyczna cykli jądrowych w funkcji logaryt-mu temperatury. Wydajność cyklu CNO została obliczona dla zawartości węgla w stosunku do wodoru równej 0,005 Obecnie posiadamy już wszystkie wiadomości konieczne do skonstruowania modelu gwiazdy. W zasadzie model taki powinien wyniknąć z rozwiązania układu równań budowy wewnętrznej, który zawiera tyle równań, ile jest niewiadomych funkcji określających przebieg poszczególnych parametrów fizycznych od środka do powierzchni gwiazdy, i może być wobec tego rozwiązany w sposób jednoznaczny. Uzyskanie konkretnego rozwiązania wymaga sprecyzowania tzw. warunków brzegowych, czyli wartości poszczególnych wielkości fizycznych w pewnym punkcie gwiazdy, np. w jej środku lub na powierzchni. Pewną niedogodnością matematyczną jest to, że część tych warunków jest określona w centrum, a część na powierzchni. Ze zrozumiałych względów, w środku gwiazdy zarówno masa, jak i strumień energii są równe zeru. I to jest już wszystko, co wiemy o środku gwiazdy. Natomiast powierzchnię gwiazdy możemy wystarczająco dokładnie zdefiniować jako miejsce, w którym do zera spada wartość temperatury i ciśnienia. Odległość powierzchni od środka jest równa promieniowi gwiazdy. Zupełnie dowolnym, ale również wymagającym sprecyzowania parametrem naszych rozwiązań jest skład chemiczny. Z matematycznego punktu widzenia nasz układ jest w pełni określony przez warunki brzegowe w środku i na powierzchni oraz przez podanie jednej wielkości globalnej (promień, jasność energetyczna, masa) i składu chemicznego. Rozwiązanie układu jednoznacznie określi pozostałe wielkości. Z astrofizycznego punktu widzenia nie jest jednak obojętne, którą wielkość globalną wybierzemy. Zwróćmy bowiem uwagę, że z punktu widzenia gwiazdy wielkością, która jest jej dana w sposób niejako „absolutny", jest masa. Gwiazda może dopasować się do konfiguracji równowagi przez zmianę strumienia energii, promienia itd., ale nie może w żaden sposób zmienić masy. Z tego też względu przystępując do konstruowania modelu gwiazdy będziemy precyzować jej masę oraz skład chemiczny otrzymując pozostałe parametry (w tym również globalne, tj. promień i energetyczną jasność absolutną albo jasność absolutną i temperaturę efektywną) z rozwiązania modelu. Umiejętność konstruowania modeli gwiazd jest bezcenną pomocą we współczesnych badaniach astrofizycznych, zwłaszcza wobec postępu, jaki ostatnio dokonał się w technice obliczeń numerycznych. Ponieważ samo konstruowanie modelu gwiazdy w celu wyznaczenia parametrów fizycznych jej wnętrza ma już dzisiaj drugorzędne znaczenie, o wynikach rachunków modelowych będziemy mówić nieco bliżej omawiając kolejne etapy ewolucji gwiazd. Jest bardzo mało prawdopodobne, by gwiazdy istniały „od początku świata", cokolwiek byśmy przez to wyrażenie rozumieli. Ich obecna złożona struktura wewnętrzna jest raczej wynikiem jakiegoś procesu ewolucyjnego. Co więcej, istnienie zarówno nietrwałych asocjacji oraz niezwykle trwałych gromad kulistych sugeruje dość wyraźnie, że procesy te mogły rozpocząć się dla różnych gwiazd w różnym czasie, w każdym razie dla asocjacji — dość niedawno. Niezależnie jednak od momentu powstania gwiazdy, proces jej formowania się powinien być zasadniczo taki sam. Wszystko, co wiemy o historii naszej Galaktyki, wskazuje, że jedynym tworzywem wyjściowym dla procesów formowania się gwiazd była i jest materia rozrzedzona. Obecnie występuje ona w postaci materii międzygwiazdowej. Warunki fizyczne panujące w materii międzygwiazdowej oraz przebiegające tam procesy są ciągle przedmiotem intensywnych i, dzięki nowym technikom obserwacyjnym, coraz rozległej szych badań. Ich wyniki są wystarczająco obszernie opisane w Części 4 pt. „Układ Drogi Mlecznej" i nie ma potrzeby przytaczania ich w tym miejscu. Z naszego punktu widzenia, cechą materii międzygwiazdowej wymagającą szczególnego podkreślenia jest jej tendencja do tworzenia izolowanych obłoków gazowo-pyłowych — mgławic. Największe spośród nich maja średnic:: r/edu kilkudziesięciu lat świetlnych i masy rzędu tysięcy mas Słońca, najmniejsze zaś są niewielkimi zgęszc/eniami materii o masach wielokrotnie mniejszych od masy Słońca. Materia tworząca przeciętny obłok ma aestość rzędu kilkudziesięciu atomów w l cnr' i temperaturę 100-150 K. Obłok rozrzedzonej i chłodnej materii jest wyjściową konfiguracją we wszelkich rozważaniach, które mają odpowiedzieć na pytanie, jak powstają gwiazdy. Niestety, jak na razie rozważania te maja głównie charakter jakościowy. Ich punktem wyjścia jest jedynie możliwe założenie, że decydującą rolę w powstawaniu gwiazd odgrywają siły samograwitacji. Nawet w warunkach znacznego rozrzedzenia poszczególne cząstki materii wzajemnie przyciągają się. Wynikającej stąd tendencji obłoku do kurczenia się przeciwstawiają się jednak bezładne ruchy termiczne cząstek. O trwałości obłoku decyduje stosunek jego energii grawitacyjnej do zawartej w nim energii termicznej. W typowych obłokach materii międzygwiazdowej obie te wielkości są tego samego rzędu i dlatego nie należy oczekiwać, by kurczyły się one bardzo chętnie, dając początek nowym gwiazdom. Spełnienie warunku koniecznego do zapoczątkowania procesu kurczenia się obłoku wymaga zwiększenia albo jego całkowitej masy, albo gęstości. Poszukiwania mechanizmów powstawania gwiazd koncentrują się na tych właśnie dwu możliwościach. Przybliżone oceny, dokonane w przypadku pierwszym, prowadzą do wniosku, że obłok, w którym gęstość i temperatura byłyby takie jak w materii międzygwiazdowej, mógłby być nietrwały grawitacyjnie, gdyby jego całkowita masa była większa od kilkuset tysięcy mas Słońca. Pomijając już fakt, że obłoków takich nie obserwuje się obecnie w Galaktyce, to gdyby one nawet kiedyś istniały, nie mogłyby być konfiguracjami wyjściowymi dla normalnych gwiazd, których masy, jak mówiliśmy, nie przekraczają około 100 mas Słońca. Gwiazdy mogłyby powstać tylko wówczas, gdyby w czasie kurczenia się obłoku-giganta wystąpiły w nim zjawiska fragmentacji prowadzące do powstania nowego pokolenia obłoków, ale tym razem gęstszych i o masach zawierających się w obserwowanym przedziale mas gwiazdowych. Przyczyn fragmentacji nie potrafimy wyjaśnić, jednak możliwości takiej nie odrzucamy, widząc w niej wyjaśnienie istnienia takich układów gwiazdowych, jak np. gromady. Warunki sprzyjające pojawieniu się zagęszczeń w materii przedgwiazdowej mogą wystąpić również wówczas, gdy wędrujący przez Galaktykę obłok materii międzygwiazdowej znajdzie się w bliskim sąsiedztwie jednej lub kilku gwiazd gorących. Wzmożone promieniowanie nadfioletowe pochodzące od gwiazd spowoduje szybką jonizację i wzrost temperatury materii w części obłoku. Wywołany wzrostem temperatury skok ciśnienia na granicy obszaru ogrzanego i chłodnego zacznie przemiatać nie zakłóconą dotychczas część obłoku w postaci fali uderzeniowej. Fala ta wzmocni wszystkie napotkane po drodze fluktuacje gęstości, powodując w korzystnych warunkach powstanie izolowanych „kropli" materii gęstej i chłodnej, otoczonej ze wszystkich stron rzadkim, ale gorącym gazem zjonizowanym. „Krople", w których gęstość Typowa mgławica złożona z gazu i pyłu międzygwiazdowego. Ciemne plamy widoczne na lewo i w gorę -od środka mgławicy są obszarami zagęszczonego pyłu i chłodniejszego gazu, zwanymi globulami jest wystarczająca do pojawienia się niestabilności grawitacyjnej, stają się protogwiazdami. O ile mechanizm powstawania protogwiazd jest tylko przedmiotem domysłów, o tyle dalsze ich losy są znane nieporównywalnie dokładniej. Zgodnie z naszą definicją, protogwiazda jest obiektem, w którym energia grawitacyjna jest większa od energii termicznej. Ponieważ ciśnienie gazu nie jest w stanie przeciwstawić się tendencji do spadania materii ku środkowi, proto- gwiazda jako całość zaczyna się kurczyć. Uwalniana w ten sposób energia grawitacyjna zamienia się w energię termiczną, co prowadzi do stopniowego podgrzewania materii. Ponieważ jednocześnie wzrasta jej gęstość, a tym samym i nieprzezroczystość, promieniowanie pojawiające się w obrębie proto-gwiazdy ma coraz większe trudności z wydostaniem się na zewnątrz; temperatura w obszarach centralnych rośnie szybciej niż na powierzchni. Obiekt, który wewnątrz jest już dość gorący, oglądany z zewnątrz jest jeszcze stosunkowo chłodny i duży. Protogwiazda o masie rzędu jednej masy Słońca ma w tej fazie rozmiary większe niż dzisiejszy Układ Słoneczny i temperaturę na powierzchni rzędu kilkuset kelwinów. Możliwość dalszej kontrakcji zależy teraz od tego, czy znajdzie się sposób na pozbycie się przez obłok odpowiednio dużej części uwalnianej energii grawitacyjnej (dokładnie jej połowy, gdyż druga połowa jest wykorzystywana na zwiększenie energii termicznej) w sytuacji, gdy chłodzenie materii przez promieniowanie jest mało wydajne ze względu na dużą nieprzezroczystość i niewielki jeszcze gradient temperatury. Jak się wydaje, istotną rolę odgrywa w tym przypadku stan, w jakim znajduje się materia kurczącego się obłoku. Stosunkowo niedawne obserwacje materii międzygwiazdowej prowadzą do wniosku, że w obszarach chłodnych znaczna część wodoru występuje w postaci cząsteczkowej. Wprawdzie oceny zawartości uzyskujemy tylko na drodze pośredniej (cząsteczka wodoru ma bardzo ubogie widmo absorpcyjne i emisyjne, co praktycznie uniemożliwia jej bezpośrednie obserwacje), to jednak fakt istnienia wodoru cząsteczkowego wydaje się niewątpliwy. Obecność cząsteczek wodoru ułatwia znacznie proces kontrakcji: w temperaturach nieco niższych od 2 tyś. K ulegają one rozpadowi (dysocjacji) na dwa swobodne atomy wodoru. Reakcja ta jest endotermiczna i stanowi ujście dla nadmiaru wyzwalanej energii. Dysocjacja wodoru tak skutecznie absorbuje energię, że kontrakcja gwiazdy nie napotyka żadnych oporów wewnętrznych. Przebiega w sposób gwałtowny, przypominający nagłe zapadnięcie się protogwiazdy. Całkowita dysocjacja cząsteczek nie oznacza jeszcze zahamowania zjawiska. Gdy temperatura osiągnie wartość kilkunastu tysięcy stopni, miejsce dysocjacji zajmuje jeszcze bardziej energochłonny proces jonizacji — najpierw wodoru, a następnie helu. Zapadanie się protogwiazdy o masie Słońca trwa niewiele ponad 100 lat i prowadzi do ponad 100-krotnego zmniejszenia promienia. Zjawisko kończy się utworzeniem obiektu, który nie ma już cech obłoku i zaczyna przypominać normalną gwiazdę o temperaturze i ciśnieniu malejących wyraźnie od środka ku powierzchni. Istnienie gradientu temperatury, jak pamiętamy, pociąga za sobą pojawienie się strumienia promieniowania opuszczającego protogwiazdę. Dzięki temu, że struktura protogwiazdy może być w tej fazie dość dobrze odtworzona teoretycznie, wiemy, iż temperatura w częściach centralnych jest jeszcze zbyt mała, by mogły tam na dużą skalę zachodzić reakcje jądrowe. Jedynym źródłem uzupełniającym straty promieniste pozostaje w dalszym ciągu energia grawitacyjna. Protogwiazda kurczy Dwa zdjęcia tego samego obszaru nieba wykonane w odstępie kilku lat. Strzałki wskazują nowe obiekty, które najwyraźniej zdążyły w tym czasie powstać. Prawdopodobnie udało się w tym przypadku zaobserwować szybko ewoluujące obiekty przed-gwiazdowe się dalej — choć znacznie wolniej — co poza oczywistym zmniejszaniem się promienia powoduje dalszy wzrost temperatury obszarów środkowych. Czas trwania tej fazy zależy od energetycznej jasności absolutnej protogwiazdy i może być stosunkowo łatwo oszacowany. Przyjmijmy na chwilę (jak to zresztą sądzono niegdyś), że Słońce znajduje się w tej właśnie fazie i jego świecenie zachodzi na koszt energii grawitacyjnej. Ocenę czasu, na jaki zapas ten wystarczy, uzyskamy dzieląc całkowitą energię grawitacyjną materii słonecznej przez energetyczną jasność absolutną. Jest on rzędu 50 min lat. Dla gwiazd masywnych i gorących, o bardzo dużych jasnościach absolutnych, czas ten jest rzędu kilkudziesięciu tysięcy lat, a dla gwiazd o małych masach i niewielkich jasnościach może sięgać nawet miliardów lat. Wprawdzie podane liczby odnoszą się do gwiazd już istniejących i mogą być nieco inne dla protogwiazd, to jednak określają one pewną skalę czasową, informującą jak długo obiekt typu gwiazdowego może świecić na koszt zawartej w nim energii grawitacyjnej bez odwoływania się do źródeł jądrowych. Struktura protogwiazdy w tej fazie może już być dość dokładnie odtworzona na drodze teoretycznej. Ponieważ obiekt znajduje się w stanie równowagi hydrostatycznej, podstawowe równania modeli gwiazd powinny być spełnione, z tą tylko różnicą, że ze względu na niewystarczające temperatury centralne wydajność procesów jądrowych jest praktycznie równa zeru, a wydzielanie się energii jest konsekwencją bardzo powolnego zmniejszania się rozmiarów. To ostatnie zjawisko jest też motorem ewolucji protogwiazdy w tym stadium. Łatwo zrozumieć, że zmniejszanie się promienia przy niezmien- nej masie będzie prowadzić do wzrostu przyspieszenia grawitacyjnego na powierzchni, a tym samym wzrostu parcia wywieranego przez kolejne warstwy protogwiazdy na warstwy leżące poniżej. Konieczność zrównoważenia coraz to większej siły nacisku musi oczywiście wywołać wzrost ciśnienia wewnątrz protogwiazdy, tzn. wzrost gęstości i temperatury w obszarach środkowych. Protogwiazda ewoluuje w podanej wyżej skali czasu — zwanej skalą Helmholtza-Kelvinalub skalą termiczną — zmniejszając nieco swoje rozmiary oraz zwiększając temperaturę we wnętrzu. Jej jasność absolutna pozostaje praktycznie niezmienna. Gwiazdy ciągu głównego Stały wzrost temperatury w centrum kurczącej się protogwiazdy wytworzy w pewnym momencie warunki sprzyjające zapoczątkowaniu reakcji termojądrowych. Moment ten utożsamiamy z narodzinami gwiazdy. Zwróćmy uwagę, że „zapalenie" wodoru w centrum następuje dość łagodnie. Reakcje jądrowe „włączają się" powoli, poczynając od temperatury rzędu miliona stopni, a wydzielana w nich energia coraz to wydajniej zastępuje energię grawitacyjną, aż do całkowitego zahamowania kontrakcji. Jednocześnie przebieg temperatury w gwieździe dopasowuje się w sposób ciągły do nowych warunków termicznych. Konfiguracje równowagi mogą być oczywiście odtworzone przez budowę odpowiednich modeli, z których wynikną w szczególności takie wielkości, jak energetyczna jasność absolutna, promień i temperatura efektywna. Parametrem zmiennym dla tych modeli będzie masa oraz skład chemiczny, który w momencie narodzin gwiazdy będzie w przybliżeniu taki sam w całej jej objętości. Dla uproszczenia przyjmijmy również jednakowy skład chemiczny dla wszystkich modeli, co będzie odpowiadało ograniczeniu rozważań do grupy gwiazd należących do tej samej populacji. Wyniki uzyskane dla gwiazd z dość szerokiego przedziału mas możemy odłożyć na ,»teoretycznym" wykresie H-R, którego współrzędnymi są energetyczna jasność absolutna oraz temperatura efektywna. Ze względu na stosunkowo duże zakresy, w jakich mogą zawierać się obie te wielkości, tradycyjnie obie współrzędne wyraża się w skali logarytmicznej. Punkty odpowiadające nowo narodzonym gwiazdom układają się na wykresie H-R wzdłuż cienkiej linii, która pokrywa się dość dokładnie z ciągiem głównym na „obserwacyjnym" wykresie H-R. Linię tę nazywamy ciągiem głównym wieku zerowego, podkreślając przez to fakt, że jest to ciąg, na którym rodzą się gwiazdy. Teoretyczny wykres H-R przedstawiony jest na rysunku. Dla kilku punk- OBA F G K IV) typ widmowy Ciąg główny wieku zerowego i prowadzące do niego drogi ewolucyjne kilku proto-gwiazd o różnych masach. Końcowe odcinki zaznaczone linią ciągłą odpowiadają świeceniu gwiazdy na koszt energii grawitacyjnej w fazach bezpośrednio poprzedzających zapalenie wodoru we wnętrzu. Podany jest również czas, przez który protogwiazdy przebywają w tych fazach. Przez w0 oznaczono masę Słońca tów podane są odpowiadające im wartości mas. Jednocześnie, dla podsumowania tego, co mówiliśmy poprzednio o protogwiazdach, zaznaczone są schematycznie ich drogi ewolucyjne zmierzające do ciągu głównego wieku zerowego. Zwróćmy uwagę, że ciąg główny jest ograniczony zarówno od strony mas bardzo dużych (czyli bardzo dużych jasności), jak i bardzo małych. Gwiazdy o masach mniejszych od około 0,1 masy Słońca nigdy nie dochodzą do ciągu głównego: temperatura ich wnętrza nie osiąga wartości umożliwiających zapoczątkowanie reakcji jądrowych. Przez całe swoje „życie" istnieją one w postaci zimnych i bardzo słabych obiektów wyświecających powoli zawartą w nich energię grawitacyjną. Są one przy tym tak słabe, że prawdopodobnie nie jesteśmy w stanie w ogóle ich zauważyć, nawet ze stosunkowo niewielkiej odległości. Przyczyny ograniczenia ciągu głównego od strony gwiazd najmasywniej-szych są odmienne. Wynikają z dość osobliwego przebiegu grawitacyjnego kurczenia się obłoków o bardzo dużych masach. Nie wchodząc w szczegóły bardzo trudnych, a jednocześnie dość jeszcze niepewnych rozważań hydrody- namicznych, zwrócimy tylko uwagę na jedną cechę konfiguracji będącej końcowym stadium kurczącego się obłoku: składa się on z niewielkiego jądra zbliżonego pod wieloma względami do normalnej gwiazdy oraz z rozległej otoczki rozrzedzonej materii gazowo-pyłowej, która nie zdążyła jeszcze dobiec do obszarów centralnych. Otoczka ta istnieje zwykle jeszcze wówczas, gdy w środku jądra zaczynają już przebiegać reakcje jądrowe. W obłokach o stosunkowo małych masach zapoczątkowanie reakcji w jądrze nie zmienia zasadniczo przebiegu kontrakcji; ostatecznie cała materia zawarta w otoczce opada na gwiazdę. Inaczej jest jednak, gdy w chwili rozpoczęcia reakcji jądrowych masa jądra jest rzędu kilkunastu lub kilkudziesięciu mas Słońca. Silne promieniowanie pojawiające się w obszarach wewnętrznych, a także efekty hydrodynamiczne związane ze skokiem gęstości na granicy jądra i otoczki mogą całkowicie zahamować dalsze opadanie materii, a nawet odwrócić kierunek jej ruchu. Inaczej mówiąc, tylko niewielka część materii pierwotnego obłoku zostaje użyta do wytworzenia gwiazdy, reszta pozostaje w dalszym ciągu w postaci rozproszonej i po pewnym czasie traci związek z nowo powstałą gwiazdą. Masa, promień i energetyczna jasność absolutna są odniesione do Słońca Teoretyczne odtworzenie przebiegu ciągu głównego na wykresie H-R było dużym sukcesem teorii budowy wewnętrznej gwiazd. W szczególności pozwoliło ono na wyjaśnienie tzw. zależności masa-jasność. Wyniki obserwacji odnoszące się do mas i jasności absolutnych gwiazd prowadziły do wniosku, że między tymi dwiema wielkościami istnieje jednoznaczna zależność: gwiazdy o większych masach mają większe jasności. Zależność masa-jasność spełniona jest jednak nie dla wszystkich gwiazd, a tylko dla ich określonych grup. W tym miejscu interesuje nas ona tylko w odniesieniu do gwiazd ciągu głównego. Istnienie takiej zależności dla ciągu głównego wieku zerowego wynika — przynajmniej w sposób jakościowy — z danych przedstawionych na teoretycznym wykresie H-R: gwiazdy o większych masach mają jednocześnie większe jasności. Konieczność ilościowej zgodności między obserwowaną i teoretyczną zależnością masa-jasność jest dodatkowym testem poprawności założeń przyjętych przy konstruowaniu modeli. Chociaż ciąg główny wieku zerowego jest rzeczywiście „ciągłą" linią (masy gwiazd mogą zmieniać się w sposób ciągły), to jednak w sposób naturalny można go podzielić na dwie dość wyraźne części, które nazywamy górnym i dolnym ciągiem głównym. Granica podziału przebiega w pobliżu dwu mas Słońca i odpowiada przejściu od cyklu pp do cyklu CNO jako głównego źródła energii jądrowej. Jest intuicyjnie zrozumiałe — i potwierdzone przez rachunki modelowe — że temperatura w obszarach centralnych gwiazdy jest tym wyższa, im większa jest całkowita masa. Inaczej mówiąc, temperatura centralna rośnie wzdłuż ciągu głównego wraz ze wzrostem masy. Ponieważ względny udział każdego z cykli w produkcji energii zależy od temperatury, zakres mas od 1,5 do 2,5 mas Słońca odpowiada sytuacji, w której cykl pp traci swą przewagę nad cyklem CNO. Nie ma to wprawdzie żadnego wpływu na globalne charakterystyki gwiazd, wpływa jednak bardzo wyraźnie na ich strukturę wewnętrzną. Jak wynika z rysunku na str. 226, cykl CNO wykazuje znacznie silniejszą zależność od temperatury niż cykl pp i jeżeli już zachodzi, to z wydajnością odpowiednio dużą. We wnętrzach gwiazd górnej części ciągu głównego ilość produkowanej energii jest tak duża, że nie może być usunięta na zewnątrz tylko na drodze promienistej. Pojawia się konwekcja obejmująca części wewnętrzne — jądro, podczas gdy pozostała część gwiazdy — otoczka -— pozostaje w równowadze promienistej. Inaczej jest w gwiazdach dolnej części ciągu głównego. Cykl pp produkuje stosunkowo niewiele energii, która cała może być usunięta z jądra przez transport promienisty. Promieniowanie to, jeszcze przed opuszczeniem gwiazdy, natrafia jednak na chłodną i tym samym mało przezroczystą materię otoczki. Duży współczynnik absorpcji w otoczce zmniejsza wydajność transportu promienistego, który wobec tego zostaje zastąpiony transportem konwektywnym. Gwiazdy dolnej części ciągu głównego składają się więc z promienistego jądra i konwek-tywnej otoczki, natomiast gwiazdy masywne mają konwektywne jądro i promienistą otoczkę. Różnica ta ma zasadnicze znaczenie dla dalszej ewolucji gwiazd obu grup. Gwiazdy ciągu głównego świecą kosztem przemiany wodoru w hel. Niezależnie od tego, który cykl przemiany dominuje, końcowym efektem jest zamiana pewnej części masy spoczynkowej materii na energię promienistą. Dokładniej mówiąc, około 0,007 masy reagujących cząstek wydziela się w postaci energii. Nie jest to oczywiście wiele, jednak np. Słońce dla podtrzymania swej jasności energetycznej zużywa w ciągu sekundy około 5 min ton materii. Znajomość wydajności energetycznej procesów jądrowych pozwala ocenić tzw. skalę jądrową, czyli czas, przez który gwiazda może świecić na koszt danej reakcji jądrowej. Wystarczy w tym celu podzielić cały zapas energii, równy — zgodnie z wzorem Einsteina i z tym, co wiemy o ubytku masy związanym z reakcją przemiany wodoru w hel — 0,007 Mc2, przez energetyczną jasność absolutną gwiazdy. Dla Słońca otrzymujemy czas bliski 100 mld lat! Uzyskany wynik zależy przede wszystkim od jasności gwiazdy, ponieważ masy gwiazd zawierają się w znacznie węższych granicach niż ich jasności. I tak, jądrowa skala czasowa, równa zaledwie kilku milionom lat dla gwiazd najjaśniejszych, wzrasta do wielu tysięcy miliardów lat dla gwiazd najsłabszych. Rzeczywista prędkość, z jaką następują zmiany budowy wewnętrznej oraz zmiany parametrów lokalnych, jest oczywiście nieco inna i może być wyznaczona na podstawie szczegółowych rozważań modelowych. Jednak nawet nie odwołując się do konkretnych modeli, a dokonując tylko przybliżonych oszacowań, uzyskaliśmy informacje o ogromnych różnicach, jakich należy oczekiwać w tempie ewolucji różnych gwiazd ciągu głównego. Jest oczywiste, że postępujące zmiany składu chemicznego materii nie mogą pozostawać bez wpływu na strukturę gwiazdy i są też zasadniczą przyczyną jej początkowej ewolucji. Znajomość zaś modeli gwiazd na ciągu głównym wieku zerowego pozwala zrozumieć, dlaczego przebieg procesów ewolucyjnych zależy silnie od masy gwiazdy. Jak mówiliśmy wyżej, gwiazdy o dużych masach mają jądra konwektywne, w których materia ulega ciągłemu mieszaniu. Powstający w centrum hel jest rozprowadzany po całym jądrze, a na jego miejsce dostarczany jest wciąż świeży wodór z warstw leżących wyżej. Skład chemiczny jądra pozostaje w całej jego objętości stale taki sam, choć oczywiście zawartość wodoru ciągle maleje, a zawartość helu rośnie. Jednocześnie promienista otoczka zachowuje całkowicie nie zmienioną, pierwotną zawartość wodoru. Dokładniejsze rachunki prowadzą do wniosku, że granica między jądrem a otoczką nie jest ostra i zawartość -wodoru wzrasta w sposób ciągły od wartości charakterystycznej dla jądra do wartości charakterystycznej dla otoczki. Wzrost zawartości helu w jądrze (czyli zwiększenie ciężaru cząsteczkowego znajdującej się tam materii) powoduje jego stopniowe kurczenie się, a tym samym wzrost jego temperatury i wzmożenie procesów jądrowych. Zwiększenie tempa wydzielania energii pociąga za sobą odpowiednie rozdęcie otoczki. Gwiazda stopniowo staje się coraz jaśniejsza i większa, a jej temperatura efektywna nieco maleje. Proces ten jest bardzo powolny. Dopiero po wypaleniu około 80% wodoru w jądrze jasność energetyczna wzrasta dwukrotnie. Na wykresie H-R gwiazda opuszcza ciąg wieku zerowego, ale pozostaje w obrębie ciągu głównego. Opisywany proces kończy się wytworzeniem całkowicie helowego jądra. Do takiego samego stanu, choć w nieco inny sposób, dochodzą również gwiazdy dolnej części ciągu wieku zerowego. Ich jądra są stabilne względem konwekcji i hel pozostaje w miejscu swego powstania. Zawartość wodoru w konwektywnej otoczce zachowuje swoją początkową wartość i maleje stopniowo w obrębie jądra aż do minimalnej wartości w jego środku. W pewnym momencie zawartość wodoru w centrum spadnie do zera i zacznie się rozbudowywać czysto helowe jądro. Spowoduje to podobne efekty jak w przypadku gwiazd masywnych: jasność gwiazdy i jej promień nieco wzrosną, natomiast temperatura efektywna po początkowym okresie wzrostu zacznie maleć. Typowym przykładem gwiazdy w tej fazie ewolucji jest Słońce, które w 236 ciągu ostatnich 5 mld lat wypaliło w centrum około 2/3 swego wodoru, zwiększając w tym czasie swa jasność o około 50%. Z punktu widzenia obserwatora zewnętrznego, początkowa ewolucja wszystkich gwiazd przebiega bardzo podobnie. W tak zwanej fazie ciągu głównego gwiazda pozostaje na wykresie H-R w pobiiżu miejsca swych narodzin, co znaczy, że jej parametry globalne zmieniają się niewiele. Natomiast długość trwania tej fazy zależy silnie od masy. Gwiazda o masie 15 mas Siońca spędza na dć>gv. Równym tylko około 10 min lal, gwiazda o 3 masach Słońca — już 200 min lat, a Słońce będzie na nim przebywać aż około 10 mld lat. Budowa wewnętrzna gwiazd z obszaru przejściowego (1,5-2,5 mas Słońca), w których energia produkowana jest zarówno w cyklu ĆMO, jak i w cyklu pp, jest nieco bardziej złożona. W małym, wewnętrznym obszarze jądra o dostatecznie dużej temperaturze, gdzie przeważa cykl ĆMO, zachodzi mieszanie konwektywne. Wyżej rozciąga się warstwa jądra pozostająca w równowadze promienistej, w której przewagę ma cykl pp. To złożone jądro otoczone jest warstwą pozbawioną już źródeł energii, ale znajdującą się jeszcze w równowadze promienistej. Nad nią, aż do powierzchni, rozciąga się konwektyw-na część otoczki. Pomimo tych komplikacji budowy, również w tym przypadku gwiazda przebywa w obrębie ciągu głównego aż do chwili utworzenia się całkowicie helowego jądra. Omawiana faza ewolucji jest już obecnie poznana bardzo dokładnie. Zmiany w budowie gwiazdy zachodzą bardzo powoli, co umożliwia śledzenie ich za pomocą konstruowania ciągów ewolucyjnych modeli. Stosowana procedura jest w zasadzie prosta. Na podstawie wyjściowego, jednorodnego chemicznie modelu wieku zerowego określamy tempo zachodzenia reakcji jądrowych, czyli ilość helu wytwarzanego w jednostce czasu w każdej odległości od środka gwiazdy. Tym samym łatwo możemy określić nowy rozkład składu chemicznego wewnątrz gwiazdy po upływie niezbyt długiego czasu. Rozkładowi temu będzie odpowiadał nowy rozkład parametrów występujących w równaniach budowy wewnętrznej, który określi nowy model, na ogół niewiele różniący się od poprzedniego. Traktując teraz drugi model jako model wyjściowy i stawiając następny „krok" czasowy, uzyskujemy trzeci model, który posłuży nam do konstrukcji czwartego modelu, itd. Postępowanie to możemy powtarzać tak długo, dopóki nie osiągniemy żądanej fazy ewolucji lub nie uzyskamy modelu nie spełniającego któregoś z warunków równowagi (termicznej lub hydrostatycznej). Oczywiście każdy model z ciągu ma określoną jasność absolutną i temperaturę efektywną, co pozwala umieścić go na wykresie H-R. Ewolucyjnemu ciągowi modeli odpowiada na wykresie H-R ciąg punktów, które definiują tzw. drogę ewolucyjną gwiazdy. Należy jeszcze zwrócić uwagę na dwie sprawy. Mówiąc o modelach na ciągu głównym wieku zerowego, zakładaliśmy, że są one jednorodne chemicznie, nie precyzowaliśmy jednak bliżej obfitości poszczególnych pierwiastków. Oczywiście możliwe jest konstruowanie modeli o dowolnym składzie che- 237 micznym, choć sens mają tylko takie modele, które odpowiadają obiektom rzeczywiście istniejącym. W szczególności skonstruowano ciągi wieku zerowego dla obu populacji gwiazd, tzn. dla gwiazd składających się praktycznie tylko z wodoru i helu (populacja II) oraz dla gwiazd zawierających również domieszkę pierwiastków cięższych (populacja I). Ciągi te są względem siebie nieco przesunięte, przy czym ciąg dla populacji II (gwiazdy stare) leży nieco poniżej ciągu dla populacji I (gwiazdy młode, zawierające pierwiastki ciężkie). Odpowiada to rzeczywiście obserwowanej różnicy położeń ciągów głównych dla gromad otwartych i gromad kulistych. Gwiazdy ciągu głównego II populacji tworzą wspominaną już grupę podkarłów klasy jasności VI. Wynikające z odmienności składu chemicznego różnice w budowie i ewolucji gwiazd obu populacji, choć dające się stwierdzić teoretycznie i obserwacyjnie, są jednak na tyle małe, że nie ma potrzeby omawiania ich tu bardziej szczegółowo. Należy również pamiętać o dwu założeniach, które przyjmowaliśmy milcząco w dotychczasowych rozważaniach; po pierwsze, że poza konwekcją nie ma żadnych innych zjawisk, które mogłyby doprowadzić do wymieszania materii w całej gwieździe lub w jej istotnej części, i po drugie, że ewolucja na ciągu głównym odbywa się bez zmiany masy. Pierwsze założenie może nie być poprawne np. dla gwiazd szybko rolujących. Drugie założenie oznacza, że gwiazdę traktujemy jak układ izolowany, który nie może ani utracić materii, ani jej znikąd uzyskać. Przybliżenie takie jest z pewnością uzasadnione dla gwiazd pojedynczych podczas ewolucji na ciągu głównym, choć — jak przekonamy się dalej — nie zawsze tak jest również w innych fazach. Zupełnie odrębnym problemem jest ewolucja ze zmienną masą gwiazd będących składnikami ciasnych układów podwójnych. Pamiętając o powyższych ograniczeniach, nasze wiadomości o ewolucji gwiazd na ciągu głównym możemy podsumować następująco: od chwili swego powstania na ciągu wieku zerowego gwiazdy uzupełniają swe straty promieniste kosztem energii wydzielanej w reakcjach przemiany wodoru w hel. Wynikająca stąd zmiana składu chemicznego materii gwiazdowej pociąga za sobą stopniowe zmiany w budowie wewnętrznej gwiazdy. Ich parametry globalne zmieniają się jednak niewiele i gwiazdy, niezależnie od masy i tempa ewolucji, pozostają na wykresie H-R w obrębie ciągu głównego. Ewolucja gwiazd na ciągu głównym kończy się wytworzeniem w ich wnętrzach jąder zbudowanych praktycznie całkowicie z helu. Jest to jednoznaczne z wyczerpaniem się w jądrach dotychczasowych źródeł energii jądrowej. Jedynym innym natychmiast dostępnym źródłem energii jest energia grawitacyjna jądra. Gwiazda wchodzi ponownie w fazę kontrakcji, która — choć może to wydawać się paradoksalne — doprowadza ją na wykresie H-R do obszaru czerwonych olbrzymów. Dlaczego tak się dzieje, postaramy się wyjaśnić w następnym rozdziale. 238 Faza czerwonego olbrzyma Wygaśnięcie reakcji termojądrowych we wnętrzu gwiazdy pozbawia ją źródła energii koniecznej do zrównoważenia sił samograwitacji. Jądro gwiazdy musi się więc kurczyć. Proces ten ma dwie konsekwencje. Po pierwsze, temperatura w obszarach wewnętrznych wzrasta. Po drugie, wewnętrzne części otoczki, bezpośrednio sąsiadujące z jądrem, są poddawane coraz większym przyspieszeniom grawitacyjnym, co powoduje wzrost ich gęstości i temperatury, aż do momentu, gdy temperatura osiągnie wartość wystarczającą, by mógł ponownie rozpocząć się proces przemiany wodoru w hel. Pojawienie się nowego źródła energii zasilającego strumień promieniowania płynący przez gwiazdę powoduje jednocześnie rozdęcie i dalsze rozrzedzenie zewnętrznych części otoczki; całkowity promień wzrasta, a temperatura powierzchniowa odpowiednio maleje. Na wykresie H-R gwiazda przesuwa się w prawo od ciągu głównego — w kierunku olbrzymów. Dalszy przebieg procesu ewolucji oraz zmiany następujące w strukturze wewnętrznej gwiazdy zależą w zasadniczy sposób od jej masy. Zacznijmy od najmniej skomplikowanego przypadku gwiazd o bardzo małej masie — mniejszej od 0,5 masy Słońca. Temperatury w środkach tych gwiazd nigdy nie były bardzo duże — wystarczały zaledwie do podtrzymania przebiegu cyklu pp. Tym samym niezbyt wysoka jest również temperatura helowego jądra. Jego kurczenie się prowadzi wprawdzie do jej wzrostu, ale wzrastająca jednocześnie gęstość prowadzi stosunkowo szybko do wystąpienia zjawiska degeneracji materii, która jest tym łatwiejsza do osiągnięcia, im niższa jest temperatura i im większa jest gęstość. W gwieździe tworzy się więc stosunkowo „sztywne" zdegenerowane jądro otoczone cienką warstwą, w której przebiegają reakcje jądrowe. Ponieważ zdegenerowane jądro jest odporne na dalsze kurczenie się, gwiazda żyje jeszcze tak długo, jak długo ma zapasy paliwa wodorowego. Reakcje jądrowe w otoczce przebiegają z niewielką wydajnością i nie powodują jej nadmiernego rozdęcia; gwiazda nigdy nie staje się dużym olbrzymem. Pod sam koniec tej fazy otoczka nawet kurczy się, co powoduje chwilowy wzrost jasności i temperatury powierzchniowej. Jest to zarazem ostatni przejaw aktywności gwiazdy, która szybko wchodzi w ostatnią fazę swej ewolucji — w fazę białego karła. Przemiany te zachodzą w skali kilkudziesięciu miliardów lat i jest wątpliwe, czy jakiekolwiek gwiazdy istniejące w Galaktyce, nawet najstarsze, zdołały już zakończyć opisany cykl ewolucyjny. Znacznie bardziej urozmaicone są losy gwiazd, które należą wprawdzie do dolnej części ciągu głównego, ale mają masy większe od około 0,75 masy Słońca. Początkowo ewolucja przebiega podobnie jak w przypadku opisanym wyżej: w środku powstaje zdegenerowane jądro helowe otoczone warstwą, w której przebiegają reakcje palenia wodoru. W miarę upływu czasu jądro helowe powiększa się, a warstwa palenia wodoru przesuwa się coraz 239 bliżej powierzchni. Jednocześnie zewnętrzna otoczka konwektywna rozbudowuje się coraz bardziej w głąb — gwiazda przesuwa się w obszar czerwonych olbrzymów. Jądro helowe nie może jednak nieograniczenie zwiększać swej masy. Nawet mimo degeneracji elektronów, energia ruchów termicznych jąder helu może stać się wystarczająca do zapoczątkowania cyklu 3a. Od tej chwili rachunki modelowe — niestety — stają się niemożliwe, ale jakościowy obraz zjawisk wydaje się zrozumiały. Zwróćmy bowiem uwagę na różnicę, jaka zachodzi między reakcją na pojawienie się nowych źródeł energii w jądrze zdegenerowanym i niezdegenerowanym. W zwykłym gazie lokalny wzrost temperatury spowoduje natychmiast odpowiedni wzrost ciśnienia, który pociągnie za sobą rozprężenie się gazu i jego dopasowanie do nowych warunków. Taki właśnie proces decyduje w szczególności o stanie równowagi, w którym znajdują się gwiazdy na ciągu głównym: zdolność do kontrakcji lub ekspansji wyrównuje natychmiast wszelkie wahania w tempie wydzielania się energii. Inaczej jest jednak w przypadku materii zdegenerowa-nej, znacznie mniej podatnej na zmiany objętości pod wpływem zmian ciśnienia. Wzrost temperatury wywołany ewentualnym rozpoczęciem się reakcji 3a nie jest kompensowany przez odpowiednią ekspansję; podwyższona temperatura zwiększa intensywność procesów jądrowych, co z kolei jeszcze bardziej podnosi jej wartość. Temperatura wzrasta więc lawinowo aż do wartości, w której zostaje zniesiona degeneracja i przywrócona zdolność materii do zmiany objętości. Oczywiście „oddegenerowane" jądro gwałtownie przyjmuje nowy stan równowagi. Zjawisko to nazywamy błyskiem helowym. Teoretyczne prześledzenie błysku helowego jest niezwykle trudne. Z powodu szybkiego przebiegu nie można skorzystać z serii modeli znajdujących się w stanie równowagi hydrostatycznej. Zjawisko przypomina bowiem raczej wybuch bomby termojądrowej niż kontrolowaną przemianę jądrową, z którą mieliśmy dotychczas do czynienia. Eksplozja jądra gwiazdy naruszy oczywiście jej strukturę wewnętrzną, nie potrafimy jednak powiedzieć, czy materia gwiazdy ulegnie przy tym gruntownemu wymieszaniu, czy też jądro i otoczka zachowają swój odmienny skład chemiczny. Niestety, dalsza ewolucja gwiazdy zależy od tego, z którym z tych przypadków mamy do czynienia. Dlatego też pominiemy dokładniejsze omawianie obu możliwości, ograniczając się tylko do stwierdzenia, że w obu przypadkach gwiazda w stosunkowo krótkim czasie przywędruje na wykresie H-R ponownie w pobliże ciągu głównego i równie szybko powróci w obszar czerwonych olbrzymów, zachowując przez cały czas swoją stosunkowo dużą jasność absolutną. Źródłem jej energii w tym czasie będzie przemiana helu w węgiel oraz częściowo — przemiana wodoru w hel. Wynikiem końcowym tych przemian będzie wytworzenie jądra węglowego. Przez opisaną wyżej fazę błysku helowego przechodzą gwiazdy o masach nie przekraczających około 2,5 masy Słońca. Gwiazdy o masie większej, ale nie przekraczającej 4—6 mas Słońca, ze względu na mniejszą gęstość i wyższą temperaturę w centrum nie wytwarzają zdegenerowanego jądra helowego. Schematyczny przebieg dróg ewolucyjnych dla gwiazd o różnych masach. Gwiazdy o bardzo dużych masach, których końcowym produktem jest gwiazda neutronowa lub czarna dziura, znikają z naszego wykresu po przejściu przez wybuch supernowej Kurczące się jądro helowe zwiększa swą temperaturę stopniowo aż do wartości, w której może rozpocząć się synteza węgla. Zapaleniu helu nie towarzyszy jednak błysk helowy, co oszczędza nam ewentualnych komplikacji wynikających z mieszania się materii. Po zapaleniu helu i dopasowaniu się do nowych warunków energetycznych gwiazda ewoluuje szybko w obszar n a d -olbrzymów. Jej wnętrze jest przez pewien czas rozwarstwione: w samym środku narasta jądro węglowo-tlenowe, wokół niego rozciąga się stosunkowo cienka warstwa palenia helu, nad nią położona jest grubsza warstwa helowa, w której reakcje nie zachodzą, otoczona następną cienką warstwą, w której wodór zamienia się w hel. Zewnętrzna rozległa otoczka składa się w dalszym ciągu głównie z wodoru. W miarę upływu czasu warstwy te przesuwają się ku górze, a we wnętrzu rozbudowuje się jądro węglowo-tlenowe. Ostatecznie, czerwony olbrzym o masie z tego przedziału składa się ze zdegenerowanego jądra weglowo-tlenowego i rozległej, stosunkowo słabo z nim związanej otoczki wodorowej. Temperatura i ciśnienie w jądrze są jednak nie wystarczające do zapoczątkowania dalszych przemian jądrowych i ewolucja jądra ulega zakończeniu. Tworzenie zdegenerowanych jąder węglowych jest cechą charakterystyczną czerwonych olbrzymów aż do mas około 8 mas Słońca. Dla gwiazd z przedziału 4-8 mas Słońca (granice te są dość niepewne i zależą od zjawisk utraty masy, o których będzie jeszcze mowa), w odróżnieniu od przypadku poprzedniego, zdegenerowane jądra węglowe mogą osiągać masy wystarczające do zniesienia degeneracji i zapoczątkowania dalszych reakcji. Podobnie jak to miało miejsce w przypadku błysku helowego, „detonacja" węgla przebiega w sposób niezwykle gwałtowny. Do jej skutków jeszcze powrócimy. Nieco odmiennie przebiega ewolucja gwiazd masywnych, tzn. o masach większych od około 8 mas Słońca. Ze względu na duże tempo produkcji energii, ich wnętrzu nie grożą komplikacje związane z degeneracją materii i synteza węgla nie oznacza jeszcze zakończenia możliwych przemian jądrowych. Jądra helu zderzając się z jądrami 12C mogą tworzyć tlen 16O. W temperaturze około 600 min stopni i przy gęstości rzędu 10 tyś. g/cm3 możliwe są reakcje między jądrami węgla, których wynikiem są jądra tlenu, neonu, magnezu lub azotu. W zakresie temperatur 1-3 mld stopni liczba innych reakcji, prowadzących do tworzenia coraz to cięższych jąder, jest już ogromna. Końcem możliwości uzyskiwania energii z syntezy jąder ciężkich jest wytworzenie żelaza. Jakkolwiek reakcje syntezy jąder jeszcze cięższych są możliwe, to jednak jako endotermiczne prowadziłyby do zmniejszania zasobów energetycznych materii gwiazdy. Włączanie się kolejnych reakcji przemian jądrowych doprowadzi więc w przypadku gwiazdy masywnej do wytworzenia w samym środku jądra żelaznego, otoczonego ewentualnie warstwami zbudowanymi z takich pierwiastków, jak krzem; magnez i krzem; magnez, krzem i siarka; tlen i magnez; tlen, neon i magnez; węgiel i tlen; hel i wodór. Kolejne warstwy będą się na siebie nakładać podobnie jak warstwy przekrojonej w poprzek cebuli. Dokładne położenie gwiazdy na wykresie H-R jest w tej fazie nieznane, można tylko przypuszczać, że z biegiem czasu, w miarę powstawania coraz większego jądra żelaznego, gwiazda będzie zwiększać swą temperaturę powierzchniową. Mówiąc o zmianach następujących w budowie gwiazd w fazie czerwonego olbrzyma nie określaliśmy tempa ich zachodzenia. Wprawdzie w przypadku gwiazd masywnych możliwe jest konstruowanie odpowiednich ciągów ewolucyjnych modeli, ale jednak na prędkość zmian duży wpływ ma poprawne uwzględnienie energii unoszonej przez neutrina. O cząstce tej wspominaliśmy opisując bliżej reakcje przemiany wodoru w hel, zwracaliśmy uwagę na jej znikome oddziaływanie ż materią, które sprawia, że opuszcza ona — poruszając się prawie z prędkością światła — bez przeszkód miejsce swego powstania w gwieździe i unosi bezpowrotnie przypadającą na nią energię. W 242 reakcjach palenia wodoru i helu neutrina nie odgrywają większej roli w bilansie energetycznym: praktycznie cała energia reakcji może być wykorzystana przez gwiazdę. Sytuacja ulega jednak zmianie począwszy od reakcji przemiany węgla w jeszcze cięższe pierwiastki: neutrina zaczynają unosić duża część energii, która staje się stracona dla gwiazdy. Ponieważ obniża to efektywną wydajność reakcji, podtrzymanie jasności gwiazdy wymaga znacznego przyspieszenia ich tempa. Dla ilustracji wpływu neutrin na prędkość ewolucji przytoczymy wyniki uzyskane dla gwiazdy o masie 30 mas Słońca. Potrzebuje ona około 10 tyś. lat, by kurczenie się protogwiazdy doprowadziło ją do ciągu wieku zerowego. Około 5 min lat żyje na koszt wodoru i następne pół miliona lat — na koszt helu. Przy braku strat neutrinowych zasoby węgla wystarczyłyby jej na około 10 tyś. lat, unoszenie energii przez neutrina skraca ten czas do zaledwie 100 lat! Podobnemu, a niekiedy nawet jeszcze większemu przyspieszeniu ulegają również następne reakcje jądrowe. Wspominamy o tym dlatego, że jak z powyższego przykładu widać, dokładność, z jaką jesteśmy w stanie podać tempo ewolucji gwiazd w fazie czerwonego olbrzyma, zależy od tego, jak dalece znamy bilanse energetyczne dla zachodzących wówczas reakcji. Niestety, nasza wiedza w tej dziedzinie jest jeszcze z pewnością bardzo niekompletna*. Końcowe fazy ewolucji W poprzednim rozdziale, mówiąc o ewolucji gwiazd o masach mniejszych od około 0,5 masy Słońca, wspomnieliśmy, że swój długi i nieciekawy żywot kończą one w postaci stosunkowo chłodnej kuli zbudowanej ze zdegenerowa-nego helu, w którym nie mogą przebiegać żadne procesy energotwórcze. Obiekty takie identyfikowaliśmy z białymi karłami, czyli gwiazdami klasy jasności VII. Gwiazd tego rodzaju znamy dość dużo i — uprzedzając dalsze wypadki — poświęcimy im w tym miejscu nieco więcej uwagi. Nazwą białe karły obejmujemy gwiazdy o bardzo małych jasnościach absolutnych, leżące znacznie poniżej ciągu głównego. Przymiotnik „białe" użyty w ich nazwie nie jest zbyt szczęśliwy, gdyż ich temperatury powierzchniowe, a tym samym i barwa, mogą być bardzo różne: od 40 tyś. stopni do kilku tysięcy stopni. Inne obserwacje wskazują, że masy białych karłów zawierają się w przedziale od około 0,2 do 1,5 masy Słońca, promienie są rzędu 0,01 promienia Słońca, a typowe jasności absolutne (energetyczne) są od *Bardzo dziękuję dr. Januszowi Ziółkowskiemu za informacje na temat najnowszych wyników dotyczących ewolucji czerwonych olbrzymów. 243 i00 do 10 tyś. ra/.y mniejsze od jasności słonecznej. Mamy więc do czynienia z gwiazdami o masach wprawdzie nie/byt dużych, ale mieszczących się w „normie", i o rozmiarach znacznie poniżej średnich. Znaczy to, że ich średnie gęstości są bardzo duże — rzędu milionów ton na l m3! Nasuwa się w związku z tym przypuszczenie, że materia białych karłów jest całkowicie lub częściowo zregenerowana, l rzeczywiście, odwołanie się do równania stanu materii ^degenerowanej pozwoliło w zaskakująco prosty sposób skonstruować teoretyczne modele białych karłów, których parametry globalne pozostają w zgodzie z obserwowanymi. Okazało się przy tym, że warunki panujące we wnętrzach białych karłów nie sprzyjają zachodzeniu jakichkolwiek reakcji jądrowych, niezależnie od tego czy zbudowane są one wyłącznie z helu, czy zawierają również znaczne ilości pierwiastków ciężkich. Jedynym źródłem promieniowanej energii może być w tej sytuacji tylko energia termiczna zawarta w materii wnętrza. Energia grawitacyjna nie wchodzi w rachubę, ponieważ zdegenerowana gwiazda — jak już wspominaliśmy — odznacza się stosunkowo dużą „sztywnością" i jest odporna na kontrakcję. Z drugiej strony, materia zdegenerowana — w odróżnieniu od zwykłego gazu — charakteryzuje się dużym przewodnictwem cieplnym. Białe karły świecą więc dlatego, że tworząca je materia po prostu powoli stygnie: straty promieniste — zresztą niewielkie — są uzupełniane przez strumień przewodzony od środka do powierzchni. To, co powiedzieliśmy o białych karłach, wiąże je w sposób naturalny z opisaną poprzednio fazą czerwonego olbrzyma, która kończy się wytworzeniem się bardzo gęstego i, po ustaniu reakcji jądrowych, zdegenerowanego jądra oraz rozległej i rzadkiej otoczki. Nie wiemy jeszcze dokładnie, w jaki sposób czerwony olbrzym zamienia się w białego karła. Potrafimy jednak, przynajmniej jakościowo, opisać procesy, które do tego mogą prowadzić. Powróćmy w tym celu do gwiazd lewej części ciągu głównego, które pozostawiliśmy w fazie czerwonego olbrzyma, kiedy ich jądro składało się z wielu warstw o rozmaitym składzie chemicznym, a energia była czerpana z kilku reakcji przebiegających jednocześnie, ale w różnych odległościach od środka. Wygasanie kolejnych reakcji powodowało odpowiednie kurczenie się jądra, wzrost temperatury w jego wnętrzu i inicjowanie następnych reakcji. Proces ten nie może jednak przedłużać się w nieskończoność. Naturalnym ograniczeniem jest wytworzenie jądra żelaznego, w którym nie mogą przebiegać już żadne reakcje. Inne ograniczenie wynika z masy gwiazdy: jeszcze przed pojawieniem się żelaza reakcje jądrowe mogą zostać wygaszone dlatego, że kurczące się jądro nie zdoła wytworzyć temperatury wystarczająco dużej do zapoczątkowania kolejnej reakcji. W takiej sytuacji, po wygaśnięciu ostatnich źródeł jądrowych, jądro szybko zmieni się w opisanego wyżej białego karła, którego skład chemiczny będzie zależał od początkowej masy gwiazdy. Wyjaśnienia wymagają jeszcze tylko dwie sprawy. Po pierwsze, białe karły — jak wiemy z obserwacji — nie mają rozległych otoczek gazowych. Wręcz przeciwnie, ich atmosfery są bardzo cienkie, co pozostaje w zgodzie z Mgławica planetarna w gwiazdozbiorze Wodnika. Otoczka mgławicowa jest w tym przypadku wyjątkowo regularna i jej związek ze znajdującą się w środku gwiazdą wydaje się nie ulegać wątpliwości dużą wartością przyspieszenia grawitacyjnego na ich powierzchni. Przejście od czerwonego olbrzyma do białego karła wymaga więc albo całkowitego „skonsumowania" materii otoczki przez reakcje jądrowe i włączenia jej do jądra, albo pozbycia się jej w jakiś inny sposób. Ta druga możliwość jest zresztą bardzo prawdopodobna, zwróćmy bowiem uwagę, że w miarę kurczenia się jądra i ekspansji otoczki obie te części gwiazdy stają się ze sobą coraz mniej związane. Jakiekolwiek zachwianie równowagi gwiazdy jako całości, nie angażujące nawet dużych ilości energii, może tę otoczkę łatwo „zdmuchnąć". Drugi problem, który należy wyjaśnić, wiąże się z masami białych karłów: obserwacje wskazują, że nie mogą one być większe od około 1,5 masy Słońca. Granica ta znajduje nieskomplikowaną interpretację teoretyczną: zdegenerowana materia nie może utrzymać na sobie masy większej od 1,44 masy Słońca. Inaczej mówiąc, nie można zbudować trwałego modelu białego karła o masie większej od tej masy granicznej. Z drugiej strony pamiętamy, że gwiazdy mogą zaczynać swoją ewolucję z masami znacznie większymi. Dla wielu gwiazd przejście od fazy czerwonego olbrzyma do stanu białego karła musi być związane z utratą nadwyżki masy. Wydaje się też, że proces ten zachodzi rzeczywiście, a jego wynikiem jest powstanie tzw. mgławic planetarnych. Mgławice planetarne (nie mające zresztą nic wspólnego z planetami i nazwane tak tylko na podstawie czysto powierzchownego podobieństwa teleskopowych obrazów obiektów obu rodzajów) są charakterystycznymi obiektami składającymi się z gorącej gwiazdy i otaczającej ją kolistej mgławicy. Gwiazdy centralne mgławic planetarnych układają się na wykresie H-R w obszarze, który wydaje się łączyć ze sobą gałąź czerwonych olbrzymów z ciągiem białych karłów. Oceny masy zawartej w mgławicowej otoczce wskazują, że może ona być rzędu nawet kilku mas Słońca. Końcowe stadia ewolucji gwiazd o masach nie przewyższających kilku mas Słońca możemy więc wyobrazić sobie następująco. Czerwony olbrzym, którego jądro nie przekroczyło jeszcze granicznej masy 1,44 masy Słońca, staje się w pewnym momencie niestabilny i odrzuca rozrzedzoną otoczkę. Przez pewien czas istnieje ona jeszcze w postaci mgławicy planetarnej: jej gwiazdą centralną jest obnażone jądro o stosunkowo dużej temperaturze powierzchniowej, odrzucona zaś otoczka rozpływa się powoli w otaczającej przestrzeni. Po wygaszeniu ostatnich reakcji jądrowych, gwiazda centralna ewoluuje szybko w kierunku białych karłów. Prawdopodobnie taki również los czeka po upływie kilku miliardów lat nasze Słońce, wkrótce po wytworzeniu węglo-wo-tlenowego jądra. Losy gwiazd masywniejszych są znacznie bardziej burzliwe. Ich jądra, nawet pomimo ewentualnej utraty masy w początkowej fazie czerwonego olbrzyma, mogą przekroczyć krytyczną wartość około l ,4 masy Słońca. Jak mówiliśmy, gwiazdy o masach nie większych od około 8 mas Słońca wytwarzają zdegenerowane jądro węglowo-tlenowe, które po osiągnięciu odpowiednio dużej masy przestaje być stabilne. Błysk węglowy ma jednak tak gwałtowny charakter, że całkowicie niszczy dotychczasową strukturę gwiazdy. Ogromna ilość wydzielonej energii powoduje silne zagęszczenie zewnętrznych warstw gwiazdy, w których zaczynają lawinowo przebiegać reakcje syntezy aż do tworzenia jąder żelaza włącznie. W krótkim czasie jasność energetyczna wzrasta do wielu milionów, a nawet miliardów jasności Słońca. Zjawisko takie, jeżeli uda nam się je zaobserwować, nazywamy wybuchem gwiazdy supernowej. Zewnętrzne części gwiazdy zostają wyrzucone z prędkościami wielu tysięcy kilometrów na sekundę, tworząc w miejscu poprzedniej gwiazdy ekspandującą mgławicę, tzw. pozostałość po wybuchu supernowej. Nie jest zupełnie jasne, co stanie się z materią, która uniknie wyrzucenia z gwiazdy. Prawdopodobnie utworzy ona bardzo gęsty obiekt, który nazywamy gwiazdą neutronową. Obecnie wydaje się, że gwiazdy neutronowe są naturalnym wynikiem ewolucji gwiazd o masach większych od 8 mas Słońca. Gwiazdy te unikają przedwczesnej degeneracji materii i stosunkowo spokojnie dożywają momen- 246 tu wytworzenia żelaznego jądra, a tym samym wyczerpania się wszystkich możliwych źródeł energii. Mimo to nie mogą uniknąć ostatecznej katastrofy — gwałtownej implozji żelaznego jądra, jeżeli jego masa przekroczy wartość krytyczną. Zapadnięcie się gwiazdy wyzwoli ogromne ilości energii grawitacyjnej. Jej część, podobnie jak poprzednio, zostanie wykorzystana do ogrzania i wyrzucenia otoczki w bardzo silnym wybuchu supernowej. Reszta energii zostanie zużyta do ponownego rozbicia jąder atomowych na ich podstawowe składniki — protony i elektrony, a następnie do połączenia siłami jądrowymi dodatnich protonów i ujemnych elektronów w obojętne elektrycznie neutrony. Materia neutronowa, w której nie ma odpychania kulombowskie-go między cząstkami, może osiągać bardzo duże gęstości. Z wybuchającej gwiazdy wyłoni się więc gwiazda neutronowa o masie rzędu 1-2 mas Słońca zawartej w kuli o promieniu nie większym od 10 km. Jeden metr sześcienny wnętrza takiej gwiazdy osiąga masę 1015 ton. Podczas zapadania się jeszcze większych mas do głosu dojdą ponadto efekty relatywistyczne. Z ogólnej teorii względności wynika, że dużych mas nie można bezkarnie zagęszczać w zbyt małych objętościach. Przekroczenie pewnych krytycznych mas i rozmiarów pociąga za sobą „zniknięcie" zgęszczonej materii z naszego świata, czyli powstanie tzw. czarnej dziury. Taki też jest najprawdopodobniej koniec gwiazd o największych masach. Końcowe produkty ewolucji gwiazd Powyżej przedstawiliśmy, w koniecznym uproszczeniu oczywiście, stan naszej obecnej wiedzy na temat dróg ewolucji gwiazd o różnych masach, prowadzących od pierwotnych obłoków materii międzygwiazdowej do białych karłów, gwiazd neutronowych i czarnych dziur. Choć nie wszystkie fazy ewolucyjne znane są już wystarczająco dokładnie, to jednak łącznie dają one obraz spójny i zgodny z obserwacjami. Nie wymaga chyba szerszych komentarzy to, co uważni Czytelnicy sami zapewne już stwierdzili: opisane drogi ewolucyjne gwiazd o różnych masach pozwalają wyjaśnić wygląd obserwowanego wykresu H-R. Gwiazdy rodzą się na ciągu wieku zerowego i przebywają w jego pobliżu przez długi czas zachodzenia w ich wnętrzach przemiany wodoru w hel. Długa skala czasowa tej fazy ewolucji sprawia, że gwiazd, które przez nią przechodzą, jest najwięcej. Ponieważ po opuszczeniu ciągu głównego gwiazdy stosunkowo szybko — i to tym szybciej, im większa jest ich masa — przechodzą w obszar olbrzymów lub nadolbrzymów, między ciągiem głównym i olbrzymami obserwujemy bardzo mało gwiazd — i to tym mniej, im większe są ich jasności absolutne, a tym samym i ich masy. W fazie olbrzymów gwiazdy przebywają nieco dłużej, dlatego tworzą na wykresie H-R dość liczną grupę. Pewnego wyjaśnienia wymaga natomiast stosunkowo niewielka liczebność znanych białych karłów, sprzeczna z wynikającym z 247 poprzednich rozważań wnioskiem, że stan białego karła jest końcowym etapem ewolucji większości gwiazd. Sprzeczność ta jest jednak tylko pozorna. Mała liczba obserwowanych białych karłów jest wynikiem oczywistej selekcji obserwacyjnej: ze względu na swą niewielką jasność absolutną mogą one być obserwowane tylko ze stosunkowo niewielkiej odległości. Ponadto odgrywa tu pewną rolę również efekt ewolucji samych białych karłów. Biały karzeł, choć gospodaruje swoją energią bardzo oszczędnie, traci ją jednak nieustannie. Stygnąc zmniejsza swą jasność i przesuwa się na wykresie H-R w prawo w dół — wzdłuż ciągu białych karłów, w kierunku coraz to mniejszych jasności i coraz to niższych temperatur, aż po upływie czasu rzędu miliardów lat przechodzi w stan czarnego karła, obiektu zupełnie niewidocznego. Materia tworząca czarne karły jest zupełnie zimna i prawdopodobnie przechodzi w fazę krystaliczną. Stan ten jest trwały i nie ulega już dalszej ewolucji. O dalszych losach gwiazd neutronowych niewiele możemy obecnie powiedzieć. Obiektów, które jesteśmy w stanie identyfikować z gwiazdami neutronowymi, znamy jeszcze zbyt mało. Ale nawet te nieliczne, które od kilkunastu lat są przedmiotem intensywnych obserwacji, dowodzą istnienia rozlicznych form aktywności gwiazd neutronowych. Świecenie termiczne, dzięki któremu możemy obserwować gwiazdy w ciągu całego ich życia, w przypadku gwiazd neutronowych albo nie odgrywa żadnej roli, albo przybiera dość niecodzienne formy. Mechanizmy, dzięki którym gwiazdy neutronowe dają nam znać o swoim istnieniu, są dość osobliwe i zasługują na kilka słów wyjaśnienia. Z katastrofy, jaką jest wybuch supernowej, gwiazda neutronowa wynosi jednak nieco zapasów energii. Jest ona teraz zmagazynowana w postaci energii ruchu obrotowego oraz energii pola magnetycznego. Zgodnie z powszechnie obowiązującą zasadą zachowania momentu pędu, zmniejszenie rozmiarów rolującej gwiazdy musi spowodować wzrost prędkości obrotu. Wprawdzie w czasie wybuchu wyrzucona materia unosi ze sobą część momentu pędu, to jednak to, co pozostaje, wystarcza, by znacznie przyspieszyć obrót gwiazdy neutronowej. Zarówno oceny teoretyczne, jak i obserwacje zgodnie prowadzą do wniosku, że okres obrotu gwiazd neutronowych powinien być rzędu sekund lub ułamków sekund. Zmniejszenie promienia gwiazdy do kilku lub kilkunastu kilometrów powinno pociągnąć za sobą odpowiedni wzrost natężenia pola magnetycznego. Gwiazda o niewielkim nawet polu magnetycznym — taka jak np. Słońce — skurczona do rozmiarów gwiazdy neutronowej miałaby na powierzchni pole o natężeniu miliardów er-stedów. Takich też pól należy oczekiwać dla gwiazd neutronowych. Pole to powinno mieć charakter dipolowy, czyli powinno być pod względem geometrycznym podobne do ziemskiego pola magnetycznego. Nie wszystkie konsekwencje obecności tak silnych pól magnetycznych, jakie mają gwiazdy neutronowe, zostały już poznane. Nie ulega jednak wątpliwości, że pole to wywołuje wyraźne asymetrie ruchów naładowanych cząstek 248 wokół gwiazdy. Cząstki takie mogą swobodnie poruszać się w górę i w dół w obszarach biegunowych pola, wzdłuż linii sił, natomiast ich ruchy w poprzek linii są utrudnione. Gwiazda neutronowa, a dokładniej — jej powierzchnia jest źródłem cząstek o dużych energiach. Cząstki te, pojawiające się w obszarach biegunowych, są przyspieszane przez szybko rolujące pole magnetyczne, co powoduje wysyłanie przez nie promieniowania elektromagnetycznego w obrębie stosunkowo wąskiego stożka wokół osi dipola magnetycznego. Jeżeli stożek ten, przedłużony do nieskończoności, przetnie przypadkowo Ziemię, wówczas promieniowanie to odbieramy w postaci krótkich błysków, następujących po sobie z okresem równym okresowi obrotu gwiazdy neutronowej. Obserwowany obiekt nazywamy wówczas pulsarem. Promieniowanie wysyłane przez przyspieszane cząstki może obejmować całe widmo elektromagnetyczne, od promieniowania radiowego do promieniowania rentgenowskiego, np. gwiazda neutronowa w mgławicy Krab jest pulsarem radiowym, optycznym i rentgenowskim. Strumień szybkich, opuszczających pulsar cząstek oddziałuje z materią rozproszoną, pozostałą po wybuchu supernowej, powodując jej ogrzanie oraz świecenie. W ten sposób energia ruchu obrotowego gwiazdy jest zamieniana w energię kinetyczną cząstek, a następnie w promieniowanie zawarte w błyskach i w promieniowanie mgławicy. Straty energii pociągają za sobą spowalnianie obrotu pulsara, a tym samym wydłużanie się jego okresu. Zjawisko to rzeczywiście obserwuje się, co oznacza, że straty energii są dość znaczne i jej zapasy nie wystarczą na długo. Błyski pulsara są już ostatnim, desperackim znakiem życia gwiazdy. Po wyhamowaniu rotacji przestanie ona już być dostrzegana. Nasze obecne wiadomości o trzecim możliwym produkcie ewolucji gwiazd — czarnych dziurach — są jeszcze skromniejsze. Przede wszystkim samo ich istnienie pozostaje ciągle jeszcze w sferze hipotez i nie znalazło pewnego potwierdzenia obserwacyjnego. Zresztą wykrycie czarnej dziury jest z powodu jej istoty bardzo trudne. Czarna dziura jest bowiem obszarem czasoprzestrzeni otoczonym powierzchnią, przez którą do pozostałej części Wszechświata nie mogą przeniknąć żadne sygnały przenoszone przez fale elektromagnetyczne. Czarnej dziury nie może również opuścić żadna cząstka materii, która raz do niej się dostała. Komunikacja w kierunku przeciwnym jest natomiast możliwa. Materia znajdująca się w sąsiedztwie czarnej dziury, która z otoczeniem oddziałuje tylko grawitacyjnie, może być przez nią wychwytywana. Z tym też zjawiskiem możemy wiązać jedyne nadzieje na obserwacyjne wykrycie pojedynczych czarnych dziur. Przyspieszenie grawitacyjne w pobliżu granicy czarnej dziury jest ogromne. Spadająca materia rozpędza się więc do ogromnych prędkości. Energia kinetyczna ruchu ku czarnej dziurze może w sprzyjających warunkach zamienić się w energię termiczną odpowiadającą temperaturze miliardów stopni. Materia ogrzana do takiej temperatury wysyła promieniowanie, którego maksimum wypada w dziedzinie twardego promieniowania rentgenowskiego lub w dziedzinie promieniowania gamma. Wykrywanie czarnych dziur mogłoby więc polegać na detekcji sil- 249 nych i krótkich błysków twardego promieniowania rentgenowskiego lub promieniowania gamma, wysyłanych przez obłoki rozrzedzonej materii, „połykane" przez czarne dziury. Błyski takie rzeczywiście obserwuje się, jednak ich związek z czarnymi dziurami nie został jeszcze przekonywająco udowodniony. Jeśli chodzi o dalsze losy czarnej dziury, to do pomyślenia są dwie możliwości. Jeżeli w jej otoczeniu znajduje się dużo innej materii, wówczas w sposób opisany poprzednio może ona stale zwiększać swą masę kosztem otoczenia. Czy istnieją jakieś granice tego procesu — nie wiadomo. Jednak do pomyślenia jest również zjawisko odwrotne, prowadzące do zanikania czarnej dziury. Wprawdzie w skali makroskopowej materia nie może wydostawać się z czarnych dziur, ale możliwy jest taki proces w skali mikroskopowej, w której do głosu dochodzą efekty kwantowe. Skutkiem nieoznaczoności położenia, cząstka przebiegająca w pobliżu granicy czarnej dziury może nagle znaleźć się po jej drugiej stronie i jeżeli ma wystarczającą energię — nawet opuścić niebezpieczną strefę, w której grozi jej ponowne schwytanie. Jak wydajny jest taki proces „parowania" czarnych dziur, trudno jest w tej chwili powiedzieć. ,' Astrofizyczne zastosowanie teorii ewolucji gwiazd Najistotniejszym z astrofizycznego punktu widzenia osiągnięciem teorii budowy i ewolucji gwiazd jest uzyskana dzięki niej umiejętność stosunkowo dokładnego odtwarzania struktury wewnętrznej gwiazd we wszystkich ważnych fazach ich ewolucji. Jak się okazało, fakt ten odgrywa kluczową rolę dla wyjaśnienia przyczyn tzw. pulsacyjnej niestabilności gwiazd, czy też mówiąc ogólniej — wyjaśnienia przyczyn istnienia gwiazd zmiennych wszelkich typów. Dla uniknięcia nieporozumień dodajmy, że mówiąc o gwiazdach zmiennych mamy na myśli gwiazdy pojedyncze (o gwiazdach podwójnych będzie mowa nieco dalej), które w krótkiej, nieewo-lucyjnej skali czasowej zmieniają nieco swoje parametry globalne, takie jak jasność absolutna, promień czy temperatura efektywna. Szczególnego rodzaju gwiazdami zmiennymi są np. poznane już przez nas gwiazdy supernowe. Ich zmienność jest wyraźnie aperiodyczna i stanowi gwałtowne przejście od jednej fazy ewolucyjnej do następnej. Istnieją jednak gwiazdy, które, co prawda, wykazują wyraźne zmiany, np. jasności, ale średnio pozostają takie same — przynajmniej w skali czasowej, w jakiej jesteśmy w stanie je obserwować. Nie ulega wątpliwości, że w wielu przypadkach zmienność gwiazdy jest związana z ustalaniem się w niej warunków równowagi właściwej dla danej fazy ewolucyjnej. Naturalnymi kandydatami na takie gwiazdy zmienne są np. gwiazdy zbliżające się do ciągu głównego wieku zerowego. Zmiana źró- 250 del energii — tzn. zastępowanie energii grawitacyjnej energią jądrową — może odbywać się w sposób dość burzliwy, a w każdym razie na tyle niespokojny, by wywołać dające się zauważyć odstępstwa od doskonałej równowagi dynamicznej. Wynikające stąd zmiany jasności są zupełnie przypadkowe i niemożliwe do przewidzenia na drodze teoretycznej. Przykładem takich obiektów są najprawdopodobniej zmienne typu T Ta u r i. Na wykresie H-R leżą one blisko ciągu głównego, na niebie występują w postaci asocjacji związanych z wyraźnie widoczną materią rozproszona, a w ich widmach obserwuje się charakterystyczne osobliwości, jak np. obecność cząsteczek wodoru. Cechy te doskonale zgadzają się z naszymi wyobrażeniami o gwiazdach rodzących się z kurczących się obłoków materii międzygwiazdo-wej. Innych przykładów gwiazd zmiennych tego typu dostarczają nam gwiazdy bardzo gorące, a więc zarazem bardzo masywne, które oprócz nieregularnej zmienności wykazują również cechy widmowe świadczące o dość dużej utracie materii z powierzchni. W tych przypadkach mamy prawdopodobnie do czynienia z gwiazdami, które utraciły już w zasadzie łączność z materią pierwotnego obłoku i „dopasowały" niejako ilość produkowanej energii do swojej masy. Jakościowo odmienną grupę gwiazd stanowią natomiast gwiazdy pulsujące, których zmienność ma charakter ściśle periodyczny. Klasycznym przykładem takich zmiennych są gwiazdy typu 8 Cephei, zwane też inaczej cefeidami. Już stosunkowo proste obserwacje zmian jasności, barwy i prędkości radialnych wskazują, że gwiazdy te dokładnie okresowo zmieniają swoje rozmiary, tzn. jako całość kolejno kurczą się i rozszerzają. W zasadzie takie same są zjawiska towarzyszące zmienności innych typów gwiazd zmiennych, choć wielkość zmian i ich szczegółowy charakter są różne dla gwiazd różnych typów. Pomijając drugorzędne z naszego punktu widzenia różnice w charakterze zmienności gwiazd, spójrzmy na problem pulsacji w sposób możliwie ogólny. Podsumowując istniejące, bardzo zresztą obszerne dane obserwacyjne możemy nasze wiadomości o gwiazdach zmiennych sprowadzić do następujących prostych stwierdzeń: pulsacje gwiazd są związane z kilkupro-centowymi zmianami promienia i całkowitego strumienia energii opuszczającej gwiazdę, gwiazdy pulsujące — choć zdarzają się zarówno wśród olbrzymów, jak i wśród białych karłów — występują na wykresie H-R tylko w określonych pasach niestabilności. Okresy zmienności zawierają się w granicach od kilku minut do kilku lat, przy czym obok gwiazd o jednym okresie występują również obiekty, których zmienność jest wynikiem nałożenia się na siebie kilku okresowości. Współczesna teoria pulsacji gwiazd jest w stanie wyjaśnić przyczyny zachodzenia powyższych prawidłowości. Rozumowanie, które leży u podstaw tej teorii, nie jest skomplikowane i warto je tu przytoczyć, posługując się analogią do struny. Otóż z doświadczenia wiemy, że wysokość tonu, jaki możemy ze struny wydobyć, zależy od warunków fizycznych, w których struna się znajduje, tzn. od jej napięcia, długości itp. Ponieważ wysokość tonu zależy 251 od częstości drgań struny, powyższy fakt formułujemy w języku fizyki następująco: częstość własna drgań struny zależy od jej budowy. Podobną częstość własną ma zresztą każde ciało sprężyste, o czym możemy łatwo przekonać się uderzając w stół czy w ścianę, których dudnienie, choć nie dostarczy takich wrażeń estetycznych jak dobrze nastrojona struna, będzie jednak świadczyć o wzbudzeniu charakterystycznych drgań o częstości zależnej od fizycznych własności stołu lub ściany. Gwiazda jest oczywiście układem odmiennym niż struna. W szczególności siły decydujące o powstawaniu drgań są innej natury: w przypadku struny są to siły sprężystości, natomiast w gwieździe są to siły ciśnienia oraz grawitacji. Niemniej jednak również dla gwiazdy można z góry określić częstości własne drgań, jeżeli tylko dość dokładnie znamy szczegóły budowy wewnętrznej. Informacji dostarcza nam właśnie teoria budowy i ewolucji gwiazd. Nietrudno zrozumieć, że różnice w budowie np. małego i gęstego białego karła oraz rozdętego czerwonego olbrzyma odbiją się na wartościach częstości własnych. Co więcej, jeżeli nasza znajomość budowy obu rodzajów gwiazd jest poprawna, to częstości otrzymane na drodze teoretycznej będą zgadzać się z częstościami obserwowanymi. I rzeczywiście, okresy przewidywane teoretycznie dla różnych typów gwiazd pulsujących są takie, jakie obserwujemy. Analogię do struny można posunąć nawet dalej. Muzycy dobrze wiedzą że struna oprócz częstości podstawowej ma również tzw. częstości harmoniczne, decydujące o barwie dźwięku. Podobne częstości harmoniczne istnieją również w przypadku gwiazd, co wyjaśnia, dlaczego w pewnych przypadkach w zmienności gwiazdy istnieje kilka okre-sowości. Stosunki okresów (lub częstości) harmonicznych do okresu podstawowego zależą również od budowy gwiazdy i ich poprawne odtworzenie jest niewątpliwym sukcesem zarówno teorii pulsacji, jak i teorii budowy wewnętrznej. Stwierdzenie, że gwiazda może pulsować z danym okresem, jest jednak dopiero połową sukcesu. Struna pozostawiona sama sobie nie zadźwięczy, a raz szarpnięta lub uderzona — szybko rozproszy dostarczoną energię i zamilknie. Pulsacje gwiazd są zaś zjawiskiem niewątpliwie trwałym, przynajmniej w skali czasowej, w jakiej gwiazda przebywa w pasie niestabilności na wykresie H-R. Nasuwa się więc pytanie, skąd gwiazda czerpie energię konieczną do podtrzymania pulsacji? Okazuje się, że istotną rolę odgrywa tu strumień energii promienistej płynący przez gwiazdę, który w pewnych obszarach gwiazdy może być siłą napędową swoistej „maszyny cieplnej". Wystarczy jeżeli, podobnie jak to ma miejsce np. w silniku samochodowym, energia będzie dostarczana w fazie największej kompresji materii. W cyklicznie kurczącej i rozszerzającej się gwieździe sytuacja taka może mieć miejsce w tych warstwach, w których wodór i hel są w stanie częściowej jonizacji. Kompresja takiej warstwy zmniejszy stopień jonizacji, a tym samym spowoduje wzrost współczynnika nieprzezroczystości i zablokowanie części strumienia promieniowania płynącego na zewnątrz. Energia wewnętrzna gazu w tych obszarach 252 zwiększy się o wartość pochłoniętego strumienia i będzie mogła być użyta aa wykonanie pewnej pracy w fa/ie rozkurczania się. Chociaż mechanizm laki może działać we wszystkich gwiazdach mających warstwy częściowej jonizacji, to jednak nie dla wszystkich gwiazd jest on -'/ystarczająco wydajny. .Zwróćmy bowiem uwagę, że pulsacje są wzmacniane iylko w jednej, stosunkowo cienkiej warstwie, podczas gdy wszystkie pozostałe warstwy gwiazdy działają na pulsacje hamująco, rozpraszając energię kinetyczną makroskopowego ruchu pulsacyjnego materii. Pulsacje będą trwałe tylko wówczas, gdy energia zyskiwana w warstwie napędzającej będzie w stanie zrównoważyć straty energii zachodzące w pozostałych częściach gwiazdy. Dokładniejsze rachunki wykazują, że sytuacja taka jest możliwa tylko w dość szczególnych przypadkach gwiazd, w których warstwy częściowej jonizacji materii są wystarczająco rozległe i występują na dokładnie określonych głębokościach pod powierzchnią. Konieczność spełnienia obu tych warunków sprawia, że pulsować mogą tylko te gwiazdy, których struktura wewnętrzna odpowiada określonemu pasowi niestabilności na wykresie H-R. Przedstawiony tu ogólny obraz pulsacji gwiazd jest z pewnością poprawny, choć nie wszystkie jego szczegóły zostały odtworzone z pożądaną dokładnością. Jest przy tym oczywiste, że nasza wiedza o pulsacjach gwiazd jest ściśle związana z tym, co wiemy o budowie i ewolucji gwiazd. Związek ten jest na tyle jednoznaczny, że pozwala niejako na odwrócenie tej zależności i potraktowanie wyników odnoszących się do gwiazd zmiennych, często stosunkowo łatwych do uzyskania na drodze obserwacyjnej, jako swoistej sondy pozwalającej wniknąć do ukrytych przed nami warstw podpowierzchniowych gwiazd. Dotychczas przedstawialiśmy teorię budowy i ewolucji gwiazd w jej „najczystszej" postaci, odnoszącej się do obiektów całkowicie izolowanych od swojego otoczenia i przeżywających okres swej energetycznej aktywności bez jakichkolwiek wpływów z zewnątrz. Dzięki temu ograniczeniu, przyjętemu zresztą w sposób świadomy, teoria ewolucji gwiazd potrafiła wyodrębnić spośród wszystkich możliwych zjawisk i procesów tylko te, które są istotne dla samej ewolucji, bez względu na okoliczności, w jakich ewolucja ta może przebiegać. Uzyskane przy tym wyniki wyjaśniają zadowalająco ewolucję gwiazd pojedynczych oraz dostarczają podstaw do konstruowania modeli gwiazd o różnym stopniu zaawansowania ewolucyjnego. Gwiazdy pojedyncze stanowią jednak tylko około połowy wszystkich gwiazd w naszej Galaktyce. Osobnego rozważenia wymaga więc wpływ, jaki na ewolucję gwiazdy może mieć fakt, że znajduje się ona w polu grawitacyjnym drugiej gwiazdy. Astrofizyka obserwacyjna zna bardzo dużą liczbę typów gwiazd podwójnych, różniących się między sobą stosunkiem mas poszczególnych składników, rozmiarami orbit, okresami obiegów i — najogólniej mówiąc — aktywnością. Już stosunkowo proste rozważania dynamiczne prowadzą do wniosku, że jakichkolwiek osobliwości w ewolucji poszczególnych składników można spodziewać się tylko w ciasnych układach podwójnych, 253 tzn. takich, w których odległości gwiazd są rzędu ich rozmiarów. W pozostałych przypadkach, w tzw. parach szerokich, ewolucja składników przebiega praktycznie niezależnie od siebie i ich obecne położenie na wykresie H-R jest zgodne z przebiegiem odpowiednich dróg ewolucyjnych dla gwiazd pojedynczych. Przyczyną zakłóceń w poznanym dotychczas przebiegu zmian ewolucyjnych gwiazd jest w ciasnych układach podwójnych możliwość wymiany materii między składnikami. Istotną rolę odgrywa przy tym specyficzny rozkład potencjału grawitacyjnego. Pole grawitacyjne pochodzące od gwiazdy pojedynczej ma symetrię sferyczną, a kolejnym wartościom energii potencjalnej odpowiadają kolejne powierzchnie kuliste otaczające gwiazdę. Obecność drugiej gwiazdy i obieg obu składników wokół siebie powoduje deformację potencjału polegającą na wydłużaniu się powierzchni jednakowego potencjału wzdłuż linii łączącej obie gwiazdy oraz pojawieniu się wokół każdego składnika wyróżnionej powierzchni. Wyróżnionej, tzn. o tej własności, że cząstka materii, która znajduje się na zewnątrz tej powierzchni, nie jest związana grawitacyjnie z danym składnikiem, ale z całym układem podwójnym. Innymi słowy, w ciasnym układzie podwójnym rozmiary gwiazd nie mogą być dowolnie duże. Ich maksymalne rozmiary zależą od wspomnianych powierzchni granicznych, które nazywamy powierzchniami Roche'a. Łatwo teraz już zrozumiemy, na czym polega zasadnicza różnica między ewolucją gwiazdy pojedynczej i gwiazdy w układzie podwójnym. Wyobraźmy sobie dwie gwiazdy o różnych masach, tworzące ciasny układ podwójny i startujące z ciągu wieku zerowego. Obie są wówczas karłami i ich rozmiary są znacznie mniejsze, niż wynikałoby to z odpowiednich powierzchni Roche'a. Gwiazda masywniejsza ewoluuje jednak szybciej i wcześniej zacznie zwiększać swoje rozmiary. W pewnym momencie jej ekspandująca otoczka wypełni całkowicie obszar wewnątrz powierzchni granicznej, w związku z czym zewnętrzne warstwy gwiazdy praktycznie utracą z nią wszelki kontakt i — jak wykazują dokładniejsze rozważania — spłyną w strefę Roche'a otaczającą drugi składnik. W ten sposób znaczna część materii składnika pierwotnie masywniejszego zostanie przeniesiona do składnika mniej masywnego, przy czym możliwe jest nawet odwrócenie pierwotnego stosunku mas. Oczywiście utrata masy przez jedną gwiazdę i wzrost masy drugiej odbiją się na tempie ich ewolucji oraz na ich strukturze i parametrach globalnych. Szczególnie interesujące zjawiska towarzyszą przepływowi materii w układach, w których jeden ze składników znajduje się w późnych fazach ewolucji, tzn. jest białym karłem, gwiazdą neutronową lub hipotetyczną czarną dziurą. Wszystkie te obiekty ze względu na swoje bardzo małe rozmiary charakteryzują się bardzo dużą wartością przyspieszenia grawitacyjnego na powierzchni. Materia wypływająca z drugiego składnika, jeżeli wypełnia on swoją powierzchnię Roche'a, opadając na powierzchnię składnika mniejszego może zapoczątkować procesy, w których wydzielają się ogromne ilości energii. Na przykład gromadzenie się na powierzchni białego karła dużych ilości materii bogatej w wodór może doprowadzić do wytworzenia się tam stosunkowo cienkiej, ale gęstej i zdegenerowanej warstwy wodorowej. Po przekroczeniu pewnej grubości krytycznej w warstwie tej mogą rozpocząć się reakcje termojądrowe przemiany wodoru w hel. Ponieważ reakcje te będą przebiegać w materii zdegenerowanej, gwałtowne wydzielanie się energii nie będzie kompensowane przez odpowiednie rozprężania się gazu i zebrana na powierzchni białego karła nowa warstwa materii wybuchnie w gigantycznej eksplozji termojądrowej. Na krótki czas na niebie rozbłyśnie gwiazda nowa. Wybuch taki zwiększy gwałtownie jasność gwiazdy o czynnik rzędu kilkuset tysięcy, nie zmieni jednak zasadniczych cech układu podwójnego. Zjawisko może powtarzać się co jakiś czas (rzędu 100-1000 lat), dopóki większy składnik będzie dostarczał nowej materii. Biały karzeł, który jako gwiazda pojedyncza ginąłby powoli, w układzie podwójnym przedłuża znakomicie czas swej gwiazdowej świetności, choć czyni to kosztem swego towarzysza. Równie efektowne zjawiska mogą zachodzić w układzie, którego mniejszy składnik jest gwiazdą neutronową otoczoną silnym polem magnetycznym. Materia wypływająca z normalnej gwiazdy nie może na ogół opaść bezpośrednio na powierzchnię gwiazdy neutronowej i więźnie w jej polu magnetycznym, tworząc — prawdopodobnie nad obszarami biegunowymi — stale zwiększające się skupiska. Gdy łączny ciężar zebranej materii wzrośnie wystarczająco, by przełamać opór linii sił pola magnetycznego, jej część spada gwałtownie na powierzchnię gwiazdy neutronowej. Wydzielona energia grawitacyjna podgrzewa gaz do temperatury wielu miliardów stopni, co staje się źródłem krótkotrwałego i silnego błysku promieniowania rentgenowskiego i promieniowania gamma. Po krótkiej chwili wszystko wraca do stanu wyjściowego i nad biegunami gwiazdy neutronowej zaczynają zbierać się nowe chmury materii, by po upływie następnych niewielu minut doprowadzić do nowego rozbłysku. Dla ścisłości wypada jednak zaznaczyć, że opisany tu mechanizm rozbłysków nie jest jedynym możliwym. Równie dobrze może on być związany z wybuchami termojądrowymi na powierzchni gwiazd neutronowych, podobnymi do tych, o jakich mówiliśmy w przypadku gwiazd nowych. Różnica polega tylko na tym, że wskutek olbrzymiego przyspieszenia grawitacyjnego na powierzchni gwiazdy neutronowej warstwa wodoru zebranego z drugiej gwiazdy jest poddana znacznie większemu ciśnieniu i wybucha przy znacznie mniejszej grubości. Niemniej jednak, obiekty zwane rozbłyskowymi źródłami rentgenowskimi zostały wykryte wkrótce po podjęciu systematycznych obserwacji rentgenowskich. Okazało się też, że energia zawarta w błyskach może być porównywalna z całkowitą energią wysyłaną przez Słońce w ciągu roku! I błyski takie powtarzają się co kilkanaście minut. Gwiazdy neutronowe wyraźnie przewyższają białe karły w rozrzutności energetycznej. Zwróćmy uwagę, że zarówno późne, jak i końcowe stadia ewolucyjne gwiazd o stosunkowo dużych masach wiążą się z utratą dużych ilości materii. Część tej materii uczestniczyła w takiej lub innej formie w przemianach jądrowych i jej skład chemiczny jest już inny niż skład wodorowo-helowej materii, od której rozpoczęliśmy nasze rozważania. Zawiera ona teraz znacznie więcej pierwiastków ciężkich, wytworzonych w rozmaitych fazach nu-kleosyntezy. Materia ta, wyrzucana z gwiazd w fazie czerwonego olbrzyma, mgławicy planetarnej, supernowej, nowej itp. powraca do swego źródła — do materii międzygwiazdowej, wzbogacając ją coraz bardziej w pierwiastki ciężkie. Z materii tej w sprzyjających okolicznościach powstają gwiazdy nowej generacji, które wytwarzają nowe jądra ciężkie i wnoszą dalsze zmiany do składu chemicznego materii rozproszonej. Proces ten trwa już od wielu miliardów lat i nic nie wskazuje na to, by wkrótce został zakończony. Czytelnik, który zapoznał się z budową Układu Słonecznego oraz przyswoił sobie wiadomości na temat powstawania gwiazd, jest dostatecznie przygotowany do zawarcia znajomości z gigantycznym układem gwiezdnym — naszą Galaktyką. Skupisko to liczy kilkaset miliardów gwiazd i widoczne jest na niebie nocnym w postaci nieregularnej wstęgi Drogi Mlecznej, rozdzielającej się na dwie gałęzie. Warto od razu na wstępie wyjaśnić, że słowo „nasza" pochodzi stąd, iż Słońce wraz ze swą rodziną planetarną jest członkiem Układu Drogi Mlecznej. Galaktyka nasza to bynajmniej nie jedyny tego rodzaju twór we Wszechświecie. Oprócz niej w przestrzeni obserwujemy jeszcze kilkaset milionów innych galaktyk, które dla odróżnienia od naszej, „ojczystej", będziemy pisać z małej litery. W skład Galaktyki wchodzą obok gwiazd również obłoki gazu i pyłu rozsianego w przestrzeni między gwiazdami. Jakkolwiek ilość tej materii nie przekracza kilku procent ogólnej masy Galaktyki, jej rola w procesie rozwoju lub — jak przywykli mówić astronomowie — „ewolucji" Galaktyki jest bardzo istotna, jako że stare gwiazdy u schyłku żywota wyrzucają znaczne ilości swego tworzywa w przestrzeń międzygwiazdową. Ze wzbogaconej w ten sposób materii międzygwiazdowej powstają z kolei nowe gwiazdy, dziedzicząc niektóre cechy swych poprzedniczek (np. skład chemiczny)*. Przypuszcza się, że nasza Galaktyka powstała przed około 10 lub 20 mld lat. Powstała — to znaczy wyodrębniła się z reszty tworzywa Wszechświata. Jak to się stało — tego jeszcze dobrze nie wiemy. Do niedawna panował powszechnie wśród astronomów pogląd, że w procesie nieustannych zmian gęstości materii, jakie zachodzą we Wszechświecie, siły przyciągania uzyskały w pewnym obszarze przewagę nad siłami rozrywającymi: ciśnieniem gazu, ciśnieniem promieniowania i ciśnieniem magnetycznym. Materia w tym obszarze uległa zgęszczeniu i z gigantycznego obłoku gazowego powstała Galaktyka. W minionym dwudziestoleciu dokonano wielu ciekawych obserwacji różnych galaktyk, a w szczególności ich części centralnych, tzw. jąder. Zaob- *Była o tym mowa w Części 3 zatytułowanej „Budowa i ewolucja gwiazd". 258 serwowano, że w jądrach pewnych galaktyk zdarzają się wybuchy, w których olbrzymie ilości materii wyrzucane są z prędkościami setek i tysięcy kilometrów na sekundę na zewnątrz. Natura tych zjawisk nie jest na razie znana, ale wielu astronomów przypuszcza, że wybuchy te mają jakiś związek z procesem powstawania galaktyk. Sądzą oni, że w jądrach galaktyk wyzwala się duża ilość energii przejawiającej się w postaci cząstek elementarnych i jąder atomowych biegnących z prędkościami przyświetlnymi. Źródłem energii mógłby być spływ materii na masywną, centralna czarną dziurę, która stanowiłaby hipotetyczny „zarodek" galaktyki. Jakikolwiek byłby mechanizm powstania Galaktyki, jest rzeczą pewną, że swą dzisiejszą „spójność" Galaktyka zawdzięcza siłom grawitacji, a swą dzisiejszą strukturę — prawdopodobnie współdziałaniu sił grawitacji i innych sił, głównie elektromagnetycznych. ! tu znów niepoślednią rolę odgrywa materia międzygwiazdową, przypuszcza się bowiem, że siły elektromagnetyczne w Galaktyce są ściśle uzależnione od systemu prądów elektrycznych płynących w gazie między gwiazdowym. Gwiazdy w naszej Galaktyce nie są jednakowe. Różnią się masami, składem chemicznym, jasnością, temperaturą powierzchniową i wieloma innymi cechami. Różnią się też wiekiem. W Galaktyce obok siebie występują gwiazdy powstałe z materii międzygwiazdowej przed 10 mld lat i przed kilkudziesięciu tysiącami lat — co oznacza właściwie wiek „niemowlęcy" w skali życia Galaktyki. Gwiazdy najstarsze zbudowane są, praktycznie biorąc, z czystego wodoru. Taki skład miała prawdopodobnie cała Galaktyka w najwcześniejszym stadium swego istnienia. W gwiazdach młodych, niedawno powstałych, stwierdzić można niewielkie domieszki innych pierwiastków. Nie ma w tym nic dziwnego, bowiem cała materia międzygwiazdowa wykazuje obecnie zawartość pierwiastków cięższych niż wodór. Gwiazdy nie są równomiernie rozmieszczone w przestrzeni. Niektóre ich typy gromadzą się bliżej środka Układu Drogi Mlecznej, inne — w pobliżu peryferii. Często występują w gromadach, mniej lub bardziej licznych oraz mniej lub bardziej trwałych. Niektóre z tych gromad, liczące po setki tysięcy członków, tworzą wewnątrz naszej Galaktyki jak gdyby miniaturowe układy galaktyczne. Ich trwałość mierzy się dziesiątkami miliardów lat. Inne, liczące po kilkaset gwiazd, rozpadają się już po niewielu milionach lat. Nasza Galaktyka jest według wszelkiego prawdopodobieństwa galaktyką spiralną. Rozumiemy przez to, że znaczna część najjaśniejszych gwiazd układa się wzdłuż jednej do kilku gigantycznych spirali. Nie można tego bezpośrednio zobaczyć na niebie, bowiem Ziemia tkwi wewnątrz tego właśnie systemu. Podobne trudności miałby człowiek usiłujący ocenić rozmiary i rozczłonkowanie jakiegoś lasu bez opuszczania zagubionej w nim leśniczówki. Znacznie łatwiej i prędzej uczynić to można z samolotu. Niestety, w przypadku Galaktyki tego rodzaju podróż jest nie do urzeczywistnienia. Wiedzę o Galaktyce musimy więc zdobywać badając klisze naświetlone w ogniskach wielkich teleskopów, ściślej — licząc na nich zagęszczenie gwiazd 259 dla różnych widzianych z Ziemi obszarów Drogi Mlecznej. Wiele danych dostarcza też badanie ruchów i własności fizycznych gwiazd. Nie jest to wszakże jedyna droga. Wbrew temu, co było przed chwilą powiedziane, możemy cały „las" objąć jednym rzutem oka — spójrzmy w tym celu na str. 260. Oto galaktyka spiralna w całej swej krasie. Obok widzimy inną, nie mniej okazałą galaktykę spiralną, z tym że oglądamy ją tym razem nie en face, lecz nieco z boku. Oczywiście nie są to zdjęcia naszej Galaktyki, lecz dwu innych galaktyk, odległych od nas o około 2 min lat światła. Na kliszach fotograficznych, naświetlonych w ogniskach dużych teleskopów, zarejestrowano miliony galaktyk, z których każda liczy miliardy i setki miliardów gwiazd. Tylko najbliższe prezentują się tak okazale jak pokazane wyżej. Dalekie, a tych — rzecz jasna — jest najwięcej, wyglądają na kliszach jak niepozorne plamki, które trudno odróżnić od gwiazd. Mówiąc o galaktykach najbliższych, należy pamiętać, że jest to pojęcie względne: przeciętne odległości między sąsiednimi galaktykami wyrażają się milionami lat światła i tego właśnie rzędu jest oddalenie galaktyk widocznych na obu fotografiach. Obserwacje innych galaktyk są bardzo pomocne w badaniu Układu Drogi Mlecznej. Wiele przemawia za tym, że nasza Galaktyka jest podobna do galaktyki pokazanej na str. 261. Jesteśmy więc co prawda uwięzieni w środku lasu,- ale mamy też fotografie innych kompleksów, których struktura jest prawdopodobnie wielce zbliżona do struktury naszego lasu. Oprócz układów spiralnych występują we Wszechświecie i inne typy galaktyk — galaktyki eliptyczne i nieregularne. Większość wchodzi prawdopodobnie w skład tworów wyższego rzędu — gromad galaktyk i gromad gromad galaktyk. Tak więc pojedyncza galaktyka odgrywa rolę tej maleńkiej cegiełki składowej, jaką stanowi indywidualna gwiazda w strukturze naszej Drogi Mlecznej. Zagadnienia te jednak wykraczają poza zakres tematyki tej części książki. Odległość! obiektów galaktycznych Jeśliby pytać przypadkowo spotkanych przechodniów, co każdy z nich na podstawie własnych obserwacji powiedzieć może o świecie gwiazd, jedna odpowiedź przewijałaby się na pewno nieustannie: „Gwiazd jest dużo, bardzo dużo i nie wszystkie świecą jednakowo jasno". Fakt ten znany jest ludzkości, odkąd po raz pierwszy człowiek spojrzał świadomie na gwiaździste niebo. Cóż wynika z tego prostego stwierdzenia? Otóż można przypuszczać, że bądź wszystkie gwiazdy są jednakowo oddalone od Ziemi, a różnią się swym rzeczywistym blaskiem, bądź gwiazdy w istocie świecą jednakowo jasno, ale leżą na różnych odległościach, bądź wreszcie, że niejednakowy widomy blask 262 gwiazd wynika zarówno z różnic ich rzeczywistych jasności, jak i z różnic w ich oddaleniu od Ziemi. Aczkolwiek takie postawienie sprawy ma charakter jak najbardziej elementarny, warto sobie uświadomić, że przez kilka tysięcy lat uprawiania astronomii nie sposób było rozstrzygnąć, która z tych ewentualności jest słuszna. Nie było po prostu danych obserwacyjnych przemawiających na korzyść którejkolwiek z wymienionych hipotez. Mimo podejmowania rozmaitych prób nie udawało się dokonać pomiaru odległości ani jednej gwiazdy. Problem ten został rozwiązany dopiero, gdy się udało wprowadzić do astronomii znaną w geodezji metodę triangulacji. Każdy z nas potrafi ocenić z mniejszą lub większą dokładnością odległość do niezbyt oddalonego drzewa czy domu, i to nie ruszając się z miejsca. Podobnie, trzymając w ręku igłę, nietrudno ocenić nawet bez pomocy podziałki centymetrowej, czy jest ona odległa o 25 czy też 75 cm. Zauważmy jednak, że z chwilą zamknięcia jednego oka ocena odległości staje się bardzo niepewna. Trafienie nitką w uszko igły nie będzie łatwe — możemy się pomylić nawet o 10 cm. Dla oceny odległości nie jest zatem obojętne, czy patrzymy jednym okiem, czy obojgiem oczu. Patrząc obojgiem oczu na koniec igły musimy nieco zezować, tym więcej, im bliżej oczu znajduje się igła. Stopień zeza, wyczuwany przez napięcie mięśni kierujących gałkami ocznymi, informuje nas o odległości igły od oczu. Tego rodzaju metoda pomiaru odległości ma dużo większe znaczenie, niżby to się mogło wydawać. Na przykład na froncie trzeba również oceniać odległości do obiektów, które mają być ostrzelane z dział, a nie zawsze odległości te są znane. Stosuje się w tym celu tzw. dalmierze, czyli dwie lunetki rozsunięte o kilkadziesiąt centymetrów jedna od drugiej. Gdyby obiekt, do którego odległość chcemy zmierzyć, leżał bardzo daleko, np. w odległości kilkudziesięciu kilometrów, to obie wycelowane weń lunetki byłyby praktycznie równoległe do siebie. Jeżeli leży on niedaleko — np. w odległości kilometra — to lunetki nie będą już równoległe, lecz utworzą między sobą pewien mały kąt, tym większy, im bliżej leży nasz cel. Dalmierz będzie więc zezował — przy czym rolę oczu przejmują teraz lunetki. Mierząc kąt, jaki tworzą ze sobą lunetki, i znając ich rozstawienie możemy z powstałego trójkąta wyliczyć odległość od naszego obiektu. Na tym właśnie polega triangulacja. Pomiar odległości będzie tym dokładniejszy i do tym dalszych obiektów będziemy mogli sięgnąć, im większe będzie rozstawienie lunetek, czyli im większa będzie długość tzw. bazy. Cóż więc należy uczynić, by zmierzyć w ten sposób odległość do Księżyca lub Słońca? Należy po prostu posłużyć się „dalmierzem" o bardzo dużej bazie. Takim „dalmierzem" astronomicznym mogą być np. dwa obserwatoria odległe od siebie o kilka tysięcy kilometrów, w których jednocześnie naprowadza się lunety na ten sam punkt powierzchni Księżyca. Znając dokładnie odległość między obserwatoriami i mierząc kąt, jaki tworzą ze sobą lunety — 263 i tu jest właśnie najdelikatniejszy punkt całej metody — możemy wyliczyć interesującą nas odległość. Powyższa metoda, stosowana do pomiaru odległości w Układzie Słonecznym, przyniosła piękne wyniki. Zawodzi jednak zupełnie, jeśli stosować ją do gwiazd. Po prostu leżą one tak daleko i kąt n (patrz rysunek) jest tak mały, że jego pomiar nie ma żadnych szans realizacji. Ażeby więc móc wyznaczyć odległość do gwiazd, musimy dysponować znacznie większą bazą niż średnica kuli ziemskiej. Znając bazę i dwa przyległe kąty, można obliczyć boki trójkąta ABC, a zatem szukaną odległość w terenie Natura dała nam tę możność. Przecież Ziemia okrąża Słońce po prawie kołowej orbicie o średnicy 300 min km. Zatem wynikające z tego przemieszczenie Ziemi w przestrzeni wynosi też 300 min km. Jeżeli więc pewnego dnia Ziemia znajduje się w punkcie A (rysunek), to po pół roku będzie już w punkcie 5, odległym od A o 300 min km. Jeśli więc nasz trójkąt na rysunku oprzemy na dwu punktach A i B, odległych o 300 min km, uzyskamy w ten sposób bazę o olbrzymiej długości. W praktyce pomiar taki wygląda następująco: przy użyciu dostatecznie dużego teleskopu uzyskujemy zdjęcie wycinka nieba, w którym znajduje się interesująca nas gwiazda. Zdjęcie to powtarzamy po pół roku, gdy obserwatorium oddaliło się od swego poprzedniego położenia w przestrzeni o 300 min km (średnica orbity Ziemi). Na obu zdjęciach można wtedy stwierdzić przesunięcie naszej gwiazdy w stosunku do „nieruchomych" gwiazd dalekich. Zmierzywszy to przesunięcie oraz znając średnicę orbity Ziemi — łatwo wyliczamy kąt n, a co za tym idzie — odległość gwiazdy. Pomiary oparte na tej zasadzie dokonywane były systematycznie już w XVI w. przez astronoma duńskiego Tychona Brahe. Dopiero jednak w pierwszej połowie XIX w. ich dokładność wzrosła na tyle, że można było obliczyć odległości niektórych gwiazd. Przekonano się wtedy, że gwiazdy różnią się zarówno blaskiem rzeczywistym, jak i odległością od Ziemi. Średnica orbity Ziemi jako baza dla pomiarów odległości gwiazd Okazało się jednocześnie, że odległości, z którymi mamy do czynienia w układzie planetarnym, są zaniedbywalnie małe w stosunku do odległości mię-dzygwiazdowych. Na przykład najbliższa z gwiazd jest przeszło 250 tyś. razy bardziej oddalona od Ziemi niż Słońce. A przecież odległość Ziemi od Słońca też wyraża się niebagatelną liczbą 150 min km. Gdyby zmniejszyć proporcjonalnie rozmiary naszej planety i Słońca oraz dzielącą je odległość, to Ziemia przybrałaby postać ziarnka maku obiegającego jabłko o średnicy 10 cm (Słońce) w odległości 10 m. Najbliższa wszakże gwiazda — też wielkości jabłka — leżałaby wówczas w odległości 2,5 tyś. km. Nietrudno teraz zrozumieć, dlaczego przez tyle wieków usiłowania mające na celu zmierzenie odległości dzielących nas od gwiazd kończyły się niepowodzeniami: po prostu, nawet przy bazie o długości 300 min km szukany kąt jest niezwykle mały. W przypadku najbliższej gwiazdy wynosi on nieco mniej niż l s kątowa (1/3600 stopnia), dla dalszych jest oczywiście jeszcze mniejszy. Omawiany kąt przyjęto określać mianem paralaksy danej gwiazdy. Ściślej mówiąc, przez paralaksę rozumie się połowę wartości liczbowej tego kąta. Ponieważ metoda pomiaru oparta jest na wykorzystaniu rocznego ruchu obiegowego Ziemi wokół Słońca, paralaksę tę nazywa się paralaksą roczną. Innymi słowy, paralaksą roczną nazywamy kąt, pod jakim z danej gwiazdy widać promień orbity ziemskiej prostopadły do kierunku patrzenia. W przypadku bardzo wydłużonych trójkątów, a tak zawsze bywa w praktyce astronomicznej: odległość do gwiazdy =-----—— paralaksą Za podstawową jednostkę odległości przyjęto w astronomii oddalenie, dla którego paralaksą wynosi l s kątową (przy bazie równej promieniowi orbity Ziemi). Te jednostkę długości od słów „paralaksa" i „sekunda" nazwano parsekiem, w skrócie ps. Łatwo wyliczyć, że l ps = 3,26 lat światła = 3,09 • 10U km Używa się również jednostek pochodnych: kiloparseka (kps), równego tysiącowi parseków, i megaparseka (Mps), równego milionowi parseków. Uprzedzając dalsze wywody powiemy, że przeciętne odległości między sąsiednimi gwiazdami w Galaktyce są rzędu parseków, rozmiary galaktyk — rzędu kilo-parseków lub dziesiątków kiloparseków, a przeciętne odległości między sąsiednimi galaktykami są rzędu megaparseków. Opisaną metodą, która nazywa się metodą paralaks trygonometrycznych, udaje się zmierzyć odległości gwiazd leżących nie dalej niż jakieś 100 ps. Odpowiadająca tej ostatniej odległości paralaksa wynosi 0,01 s łuku; pomiar mniejszych kątów z odpowiednią dokładnością jest na razie technicznie niewykonalny. Aby mierzyć odległości do gwiazd leżących dalej, trzeba się posługiwać innymi metodami. Niektóre z tych metod są właściwie pewną odmianą metody paralaks trygonometrycznych. Oto zamiast ruchu obiegowego Ziemi wokół Słońca można wykorzystać ruch całego Układu Słonecznego w stosunku do środka masy otaczających gwiazd. W rozdziale następnym będzie właśnie mowa o tym, że Słońce wraz z całym układem planetarnym porusza się (w stosunku do sąsiednich gwiazd) w kierunku gwiazdozbioru Herkulesa z prędkością około 20 km/s. Fotografując ten sam wycinek nieba w odstępie np. 30-letnim, stwierdzimy przesunięcie gwiazd bliższych na tle dalszych, z tym że Ziemia przemieści się w tym czasie nie o 300 min, lecz o około 20 mld km. Odpowiadające temu przesunięcie naszej badanej gwiazdy na tle innych bardzo odległych gwiazd będzie odpowiednio większe, a przeto i łatwiej mierzalne. Metodą tą możemy się oczywiście posłużyć tylko wtedy, gdy znamy już ruch Słońca w stosunku do otaczających je gwiazd. W przeciwnym razie nie wiedzielibyśmy, jaką odległość przebywa ono w odstępie np. 30-letnim. Otóż kłopot tkwi w tym, że określenie ruchu Słońca w przestrzeni polega również na mierzeniu małych przesunięć otaczających gwiazd. Należy więc najpierw wyznaczyć ruch Słońca na podstawie obserwacji przesunięć gwiazd o znanych odległościach (np. wyznaczonych metodą paralaks trygonometrycznych), a dopiero potem wnioskować o odległości innych gwiazd z zaobserwowanych np. w odstępie 30-letnim przesunięć. Metoda ta — zwana metodą paralaks wiekowych — ma przede wszystkim znaczenie statystyczne, tzn. można ją stosować do wyznaczania średnich odległości całych grup gwiazd. W ten sposób znajduje się odległości gwiazd kilka lub kilkanaście razy odleglejszych, niż to miało miejsce w przypadku metody paralaks trygonometrycznych. Istnieje jeszcze inna metoda, spokrewniona z poprzednimi. Stosować ją można do wyznaczania odległości gwiazd wchodzących w skład tzw. gromad ruchomych. Są to gromady wyróżniające się m.in. tym, że wszyst- 266 kie gwiazdy wchodzące w ich skład poruszają się mniej więcej w tym samym kierunku i z tą samą prędkością. Wyobraźmy sobie tyralierę żołnierzy przesuwającą się w terenie. Niech to będzie nasza gromada ruchoma. Otóż kątowe przesunięcie (np. na tle horyzontu) każdego z żołnierzy w ciągu, dajmy na to, l min będzie tym niniejsze, im dalej się on od nas znajduje. Na drodze prostych rozważań geometrycznych łatwo się przekonać, że jeżeli znamy prędkość posuwania się tyraliery i odległość do jednego chociażby żołnierza, to z odpowiednich przesunięć kątowych (w jednostce czasu) można wyliczyć odległość do każdego z żołnierzy tyraliery. Problem sprowadza się zatem do wyznaczenia odległości do jednej chociażby gwiazdy którąś ze znanych metod, do pomiaru prędkości ruchu gromady jako całości oraz pomiaru przesunięć kątowych, jakim podlegają poszczególne gwiazdy wskutek ruchu całej gromady. Inna metoda, również oparta na podobnej zasadzie, polega na wykorzystaniu trzeciego prawa Keplera. Nie będziemy tu, rzecz jasna, wchodzili w ścisłe sformułowania, zauważmy tylko, że prawo to wiąże okres obiegu dwu ciał niebieskich z dużą półosią ich orbity i z sumą ich mas. Jeżeli więc zaobserwujemy układ dwu gwiazd wzajemnie się okrążających, to za pomocą systematycznych obserwacji możemy wyznaczyć okres obiegu i dużą półoś orbity (równą promieniowi w przypadku orbity kołowej), a raczej jej rzut na sklepienie nieba. Jednakże na drodze obserwacyjnej nie możemy bezpośrednio wyznaczyć półosi w kilometrach. Mierzymy bowiem tylko kątowe rozdzielenie obu składników gwiazdy podwójnej na sklepieniu nieba. Niech wynosi ono np. 10 s kątowych. Załóżmy teraz, że znamy łączną masę obu gwiazd*. Wstawiając do prawa Keplera odpowiednie liczby na łączną masę gwiazd i okres obiegu, możemy wyliczyć wielkość dużej półosi ich orbity w kilometrach. Przypuśćmy, że wynosi ona 10 mld km. Wiemy zatem, że badany układ dwu gwiazd jest na tyle odległy, iż odcinek o długości 10 mld km jest widziany pod kątem 10 s kątowych. Za pomocą elementarnego rachunku wyliczamy stąd, że układ leży w odległości 200 bilionów kilometrów (2-1014 km), czyli w odległości około 6 ps. Wynik obliczeń będzie oczywiście zależał od tego, czy wzięliśmy dobrą wartość na sumę mas obu składników. Na ogół zakłada się, że każdy ze składników gwiazdy podwójnej ma masę rzędu masy Słońca. Przybliżenie to wzięło się stąd, że masy większości gwiazd są na ogół rzędu masy Słońca. Powyższa metoda nazywa się metodą paralaks dynamicznych. Stosowana być może do niezbyt odległych gwiazd, bowiem dalej leżące pary gwiazd nawet w największych teleskopach widoczne są jako pojedyncze plamki. Najbardziej rozpowszechniona metoda wyznaczania odległości — i to niezmiernie wielkich — nie ma wszakże nic wspólnego z triangulacją i kątami, ale opiera się na wykorzystaniu znanego prawa, dotyczącego rozchodzenia *Poniżej wyjaśniamy, co upoważnia nas do zrobienia takiego założenia. 267 się światła w przestrzeni. Prawo to głosi, że oświetlenie dawane przez jakieś źródło światła maleje odwrotnie proporcjonalnie do kwadratu odległości tego źródła od obserwatora. Innymi słowy, jeśli mamy dwa jednakowe źródła światła, z których jedno leży 5 razy dalej niż drugie, to oświetlenie dawane przez pierwsze źródło będzie 25 razy mniejsze od oświetlenia dawanego przez drugie. Gdybyśmy więc mieli w Galaktyce jakieś wzorcowe źródła światła o znanej mocy promieniowania, to mierząc oświetlenia, jakie dają one w ognisku teleskopu, moglibyśmy natychmiast wyliczyć ich odległości. Z punktu widzenia astronoma problem sprowadza się do tego, by wiedzieć, jaka jest absolutna (niezależna od odległości) jasność wybranej gwiazdy. Wówczas mierząc jej widomą jasność (obserwowaną) można bez trudu znaleźć odległość, jaka nas od niej dzieli. Sytuacja jest skomplikowana, ponieważ jasności absolutne gwiazd zawarte są w bardzo szerokich granicach (jasności absolutne najjaśniejszych ze znanych nam gwiazd są około 10 mld razy większe od jasności absolutnych gwiazd najsłabszych). Aby więc na podstawie jasności widomej wnioskować, jaka jest odległość gwiazdy, trzeba wiedzieć, jaka jest jasność absolutna tej gwiazdy, czyli ile energii emituje ona w przestrzeń w jednostce czasu. Na szczęście tak się składa, że gwiazdy o zbliżonych cechach fizycznych posiadają zbliżone jasności absolutne. Jeżeli więc na podstawie analizy światła dwu gwiazd dojdziemy do wniosku, że mają one jednakową temperaturę powierzchniową, skład chemiczny i ciśnienie w warstwach przypowierzchniowych, to z bardzo dużym prawdopodobieństwem możemy sądzić, że będą one miały jednakowe jasności absolutne: Wyobraźmy sobie przeto, że zaobserwowaliśmy dwie gwiazdy o jednakowych cechach fizycznych, z tym że jedna z nich ma jasność widomą 10 tyś. razy większą od drugiej. Niewątpliwie druga będzie leżeć 100 razy dalej. Wciąż jednak nie znamy odległości gwiazdy pierwszej. W praktyce odległości dalekich gwiazd wyznacza się przez porównanie ich jasności widomych z takimi gwiazdami bliskimi (oczywiście o tych samych cechach fizycznych), których odległości znane są już uprzednio, najczęściej dzięki metodzie paralaks. Metoda taka opiera się na fotometrii i nosi dość dziwaczną nazwę — metody paralaks fotometrycznych. Jeśli więc na dalszych stronach książki znajdzie Czytelnik wzmiankę o gwieździe o znanej paralaksie fotome-trycznej, będzie to oznaczało, że odległość tej gwiazdy została wyznaczona przez porównanie jej widomej jasności z jasnościami podobnych pod względem fizycznym gwiazd o odległościach uprzednio wyznaczonych za pomocą którejś z metod opartych na triangulacji. Istotnym problemem w metodzie paralaks fotometrycznych jest zagadnienie dokładnego określenia cech fizycznych gwiazdy, której odległość chcemy wyznaczyć. Od precyzji tego określenia zależeć będzie ścisłość wyznaczenia odległości. Dla gwiazd jasnych rzecz jest stosunkowo prosta, jako że można wtedy uzyskać widmo o bardzo dużej rozciągłości, pozwalające na drobiaz- gową analizę atmosfery gwiazdy. Jednakże gwiazdy jasne leżą na ogół bardzo blisko, a chcemy przecież, by metoda paralaks fotometrycznych pozwoliła wyznaczać odległości przede wszystkim gwiazd dalekich. Określenie cech fizycznych w przypadku dalekich, słabych gwiazd napotyka znaczne trudności. Można wprawdzie na podstawie barwy światła gwiazdy określić jej temperaturę powierzchniową, lecz wyznaczenie ciśnienia gazu w warstwach przypowierzchniowych staje się praktycznie niemożliwe. Tak więc metoda paralaks fotometrycznych może znaleźć zastosowanie tylko w przypadku tych słabych, dalekich gwiazd, które mają pewne wybitne, łatwo obserwowalne cechy, pozwalające na określenie cech fizycznych gwiazdy nawet bez znajomości jej widma. Nic więc dziwnego, że uwaga astronomów początku bieżącego stulecia skierowana została na wyszukanie typów gwiazd spełniających powyższe żądania. Decydujące odkrycie dokonane zostało w 1912 przez pannę Leavitt — as-tronomkę pracującą w Obserwatorium Harwardzkim (USA); odkryła ona, że jasność absolutna pewnego typu gwiazd zmiennych, tzw. cefeid, związana jest z okresem zmian ich blasku. Nie będziemy tu dokładnie omawiać gwiazd zmiennych. Ograniczymy się tylko do stwierdzenia, że cefeidy są gwiazdami pulsującymi. Blask cefeid zmienia się w sposób zadziwiająco regularny. I tak, jasność gwiazdy najpierw rośnie dość szybko, osiąga maksimum, po czym powoli słabnie. Zostało to schematycznie przedstawione na rysunku. Otóż panna Leavitt zestawiając obserwacje jasności cefeid znajdujących się w Obłokach Magellana* zauważyła, że istnieje wyraźna zależność między okresem zmian blasku a średnią jasnością tych gwiazd. Ponieważ wszystkie one leżały praktycznie w tej samej odległości od Słońca, przeto różne średnie obserwowane jasności różnych gwiazd muszą być wynikiem różnych jasności absolutnych. Istnieje zatem związek między okresem zmienności a jasnością absolutną gwiazdy. Pociągnęło to za sobą niezmiernie doniosłe konsekwencje praktyczne. Wystarczyło bowiem wyznaczyć okres zmian blasku cefeidy, by natychmiast znaleźć jej jasność absolutną, i dalej, przez porównanie znalezionej jasności absolutnej z jasnością obserwowaną, wyliczyć odległość obiektu. A wy- "Obłoki Magellana, widoczne na półkuli południowej, to dwie niewielkie galaktyki — satelity naszej Galaktyki. znaczenie okresu zmian blasku to zadanie nieporównanie prostsze niż badanie widma, które w przypadku gwiazd słabych jest trudno sfotografować. W praktyce rejestruje się jasność widomą gwiazdy kilkadziesiąt razy w wybranym odstępie czasu i z wykresu zmian blasku wyznacza się okres zmienności. Aby móc korzystać z nowej metody, trzeba było jednak najpierw pokonać kilka zasadniczych trudności. Panna Leavitt mogła co prawda wywnioskować, ile razy jest jaśniejsza cefeida o okresie np. 8 dni od cefeidy o okresie 3 dni, opierając się na danych z Obłoków Magellana, ale żeby móc wyznaczać odległości metodą paralaks fotometrycznych, nie wystarczy znajomość stosunku jasności dwu gwiazd. Trzeba jeszcze wiedzieć, jaka jest jasność absolutna którejś z nich. Innymi słowy, nie wystarczy znać skalę jasności cefeid, trzeba również znać punkt zerowy tej skali, tzn. trzeba wiedzieć, czy najsłabsze z cefeid zaobserwowanych w Obłokach Magellana są naprawdę słabymi gwiazdami, czy też w istocie są jasnymi gwiazdami, a wydają się słabe jedynie wskutek wielkiego oddalenia Obłoków Magellana od Ziemi. Problem ten można rozstrzygnąć dwoma sposobami: albo trzeba niezależnie wyznaczyć odległość do Obłoków Magellana, albo też znaleźć w naszej Galaktyce cefeidy o odległościach dających się wyznaczyć metodą paralaks trygonometrycznych czy też którąś z pokrewnych metod opartych na trian-gulacji. Pierwszą drogą pójść nie sposób, bowiem Obłoki Magellana leżą zbyt daleko, by ich odległość można było wyznaczyć metodą niezależną od metody paralaks fotometrycznych. Dlatego panna Leavitt oparła wyznaczenie punktu zerowego skali jasności absolutnych swoich cefeid na porównaniu ich jasności z tymi cefeidami w naszej Galaktyce, których odległości wyznaczone zostały metodą paralaks trygonometrycznych i pokrewnymi. Istotnym punktem w tym postępowaniu było założenie, że cefeidy o tym samym okresie mają tę samą jasność absolutną, niezależnie od tego, czy leżą w naszej Galaktyce, czy w którymś z Obłoków Magellana. Po tych wszystkich zabiegach można było uzyskać zależność między okresem cefeidy a jej średnią jasnością absolutną w postaci pokazanej na rysun- ku. Na osi poziomej odłożony jest okres zmiany blasku cefeidy, na osi pionowej odpowiadająca temu jasność absolutna. Jakże teraz odbywa się wyznaczanie odległości? Wyobraźmy sobie, że w jakiejś odległej gromadzie gwiazd lub nawet w odległej galaktyce dostrzeżemy gwiazdę, która zmienia swój blask. Pierwszą rzeczą jest zebranie dostatecznie dużej liczby danych obserwacyjnych, by móc zestawić krzywą zmian blasku. Jeżeli krzywa ta ma kształt taki jak na str. 269, to z bardzo dużym prawdopodobieństwem można twierdzić, że gwiazda jest cefeida. Dalej, z krzywej zmian blasku wyznaczamy okres i z rysunku odczytujemy odpowiadającą temu jasność absolutną. Znamy zatem średnią jasność absolutną gwiazdy. Porównując ją ze średnią jasnością widomą, wyznaczamy odległość. W ten sposób nawet dzięki jednej cefeidzie można wyznaczyć oddalenie od Słońca daleko leżących gromad gwiezdnych. Jak i wszystkie metody, tak i ta ma swoje mankamenty. Po pierwsze, wchodzą tu w grę błędy obserwacji mogące zafałszować pomiar średniej jasności obserwowanej. Nie to jest jednak najgroźniejsze. Największym źródłem kłopotów jest błędne wyznaczenie punktu zerowego skali jasności absolutnych. W początku XX w. nie zdawano sobie sprawy, że cefeidy nie stanowią jednorodnej grupy gwiazd, lecz mieszaninę kilku typów. Tak więc można je z grubsza podzielić na cefeidy klasyczne, o okresach większych niż jeden dzień, i cefeidy krótkookresowe (od najjaśniejszej przedstawicielki zwane RR Lyrae), o okresach krótszych niż jeden dzień. Jest oczywiście tylko zbiegiem okoliczności, że granica ta odpowiada jednej dobie ziemskiej. Okazało się, że każda z tych grup cefeid ma „własny" punkt zerowy skali jasności, nie pokrywający się z drugim. Jeżeli w zespole badanych gwiazd będzie pewna liczba obiektów z obu grup, to znaleziony punkt zerowy będzie pewnym wypadkowym punktem zerowym i jego położenie będzie zależało od tego, jaki procent całego materiału obserwacyjnego stanowią gwiazdy danej z grup. Ponieważ panna Leavitt nie zdawała sobie sprawy z różnic między cefeidami, jeśli chodzi o punkty zerowe, nie wiedziała również, że to, co wyznaczyła, nie jest właściwym punktem zerowym, ale wielkością średnią z danych dla dwu grup. Innym źródłem błędów było niedokładne wyznaczenie odległości cefeid znajdujących się w naszej Galaktyce. Wreszcie znaczne błędy wprowadzone zostały przez niewłaściwą ocenę tzw. absorpcji mię-dzygwiazdowej. Dotknęliśmy tu niezmiernie rozległego i aktualnego tematu, o którym obszerniej będziemy mówili w rozdziałach następnych. Teraz pokrótce powiemy tyle tylko, ile jest konieczne do ostatecznego przyswojenia sobie metody paralaks fotometrycznych. Tak więc około 1930 okazało się, że przestrzeń międzygwiazdowa nie jest pusta, lecz wypełniona niezwykle rozrzedzoną materią. Materia ta osłabia w pewnym stopniu promieniowanie gwiazd, przy czym osłabienie to jest tym większe, im grubszą warstwę materii międzygwiazdowej światło musi przebyć, nim dojdzie do obserwatora. Na ogół więc, im dalej leży gwiazda, tym wpływ materii międzygwiazdowej jest wyraźniejszy. Chcąc przeto wyznaczać odległości gwiazd na podstawie ich blasku, musimy najpierw wprowadzić poprawkę na wygaszenie światła przez materię międzygwiazdową (czyli na absorpcję międzygwiazdową). Gdybyśmy tego nie uczynili, moglibyśmy na podstawie ilości światła docierającego do naszego oka mylnie oceniać jasności widome gwiazd, co z kolei rzutowałoby na obliczanie odległości. Ponieważ w 1912 nikt jeszcze nie przypuszczał, że mogą istnieć znaczne ilości materii międzygwiazdowej, nie wiedziano też, że jasności absolutne tych cefeid w Galaktyce, które zostały użyte do wyznaczenia punktu zerowego zależności okres-jasność, obarczone są wielkim błędem, wynikłym z absorpcji międzygwiazdowej. Nawet po odkryciu materii międzygwiazdowej niełatwo było dokonać odpowiednich poprawek. Dopiero w 1952 okazało się, że wszystkie odległości wyznaczone za pomocą cefeid są dwukrotnie mniejsze niż w rzeczywistości. A ponieważ metoda cefeid stała się tymczasem podstawową metodą wyznaczania odległości do innych galaktyk, trzeba było podwoić wszystkie dotychczas wyznaczone odległości we Wszechświecie (nie w naszej Galaktyce). Była to jedna z większych sensacji w astronomii i dała asumpt do niemałej liczby uszczypliwych uwag... Mimo swych niedostatków metoda cefeid odgrywa niezwykle doniosłą rolę. Wyznaczono dzięki niej nie tylko odległości dalekich gromad gwiezdnych leżących dosłownie na krańcach naszej Galaktyki, ale przede wszystkim odległości tysięcy — nieraz bardzo słabych — galaktyk. Wystarczyło bowiem w zasadzie odkryć tylko jedną cefeidę w gromadzie lub galaktyce, by móc natychmiast wyznaczyć jej odległość. Dlatego też cefeidy stały się niezmiernie „popularne" i poszukiwane przez astronomów. Niektóre obserwatoria stawiają sobie nawet jako jeden z głównych celów pracy wyszukiwanie cefeid w odległych układach gwiazdowych i wyznaczanie okresów zmian ich blasku. Trzeba przyznać, że cefeidy są wdzięcznym obiektem do takich poszukiwań. Należą one w ogóle do gwiazd o bardzo dużych jasnościach absolutnych, tzn. są dosyć jasne, nawet gdy leżą w niezmiernie odległych układach, nadto dzięki zmienności blasku łatwo je wyróżnić spośród innych gwiazd badanej galaktyki czy gromady. Do tej pory metodę paralaks fotometrycznych omawialiśmy na przykładzie cefeid. Nie znaczy to jednak, że tylko cefeidy służą do wyznaczania odległości. Jak już wspominaliśmy, metodę paralaks fotometrycznych stosować można do każdego typu obiektów, jeżeli — po pierwsze — znane są jasności absolutne obiektów należących do danego typu i zawierają się w możliwie wąskich granicach, po drugie — jeżeli łatwo można obserwacyjnie rozstrzygnąć, czy badany obiekt należy do interesującego nas typu. Z rozwojem techniki obserwacyjnej oraz dzięki lepszemu zrozumieniu fizycznej budowy gwiazd i gromad gwiezdnych liczba obiektów spełniających powyższe warunki coraz bardziej wzrasta. We współczesnej astronomii paralaksy fotometryczne wyznacza się właściwie za pomocą wszystkich obiektów, które zostały nieco do- Wykres Hertzsprunga-Russella dla gwiazd odległych od Słońca o mniej niż 15 ps kładniej poznane. Oczywiście stale konfrontuje się wyniki uzyskane za pomocą różnych spośród nich, zwracając zawsze baczną uwagę na właściwą ocenę osłabienia światła przez materię międzygwiazdową. Dla przykładu omówimy tu metodę wyznaczania paralaks fotometrycznych opartą na wykorzystaniu diagramu Hertzsprunga-Russella. Najpierw kilka słów przypomnienia odnośnie do tego wykresu*. Jeżeli zmierzymy jasności widome gwiazd na tyle bliskich Ziemi, że można zaniedbać efekt absorpcji międzygwiazdowej, to znając ich odległości (stosuje się zwykłą metodę paralaks trygonometrycznych) wyznaczymy jasności absolutne tych obiektów. Następnie, odkładając na osi poziomej temperatury powierzchniowe owych gwiazd, wyznaczone z analizy ich widma, a na osi pionowej ich jasności absolutne, otrzymamy wykres jak na rysunku. Zamiast temperatury możemy też odkładać w odpowiedni sposób określoną barwę promieniowania, która, jak wiadomo, zależy od temperatury. Tak więc po lewej stronie wykresu będą leżały gorące niebieskie gwiazdy, a po prawej chłodne czerwone. Na wykresie rzuca się w oczy zgrupowanie punktów wzdłuż linii przecinającej rysunek ukośnie z góry na dół. Słońce na tym wykresie oznaczone zostało kółkiem. Owa linia, wzdłuż której gromadzi się większość gwiazd — to znany nam już z poprzedniej części ciąg główny. Gdybyśmy się nie ograniczyli do bliskich gwiazd, ale zaznaczyli na wykresie punkty odpowiadające gwiazdom leżącym nieco dalej, to pojawiłyby się ponadto inne zgrupowania gwiazd, słabiej jednakże obsadzone niż ciąg główny. Do sprawy tej będziemy jeszcze wielokrotnie powracać w następnych rozdziałach. * Por. Część 3 pt. „Budowa i ewolucja gwiazd". Jakże więc wykorzystujemy wykresy H-R do wyznaczenia odległości? Otóż metoda ta nie może być stosowana w przypadku pojedynczych gwiazd; można dzięki niej wyznaczać jedynie odległości gromad gwiazd. Przypuśćmy, że zaobserwowaliśmy jakąś odległą gromadę i chcemy wyznaczyć jej odległość. Dla każdej z gwiazd możemy zmierzyć jasność widomą, nie wiemy wszakże, jakie są ich jasności absolutne. Nie można więc bezpośrednio stosować metody paralaks fotometrycznych. Cóż robić w takiej sytuacji? Po prostu określamy barwy gwiazd, co jest zadaniem stosunkowo łatwym. Mając barwy gwiazd i ich jasności widome, możemy zestawić wykres analogiczny do wykresu H-R, z tym że na osi pionowej zamiast jasności absolutnych odłożone będą jasności widome. Jeżeli teraz pewna liczba gwiazd na otrzymanym wykresie ułoży się wzdłuż ukośnej linii biegnącej z górnego lewego rogu do dolnego prawego, to mamy pełne prawo przypuszczać, że jest to ciąg główny gwiazd należących do badanej gromady. Otrzymaliśmy więc wykres H-R dla gromady, z tym że punkt zerowy osi pionowej tego wykresu jest nie ustalony. I teraz robimy pewne bardzo ważne założenie. Otóż zakładamy, że gwiazdy o tej samej barwie i leżące na ciągu głównym mają te same jasności absolutne, niezależnie od tego, czy są członkami gromady, czy też leżą w pobliżu Słońca. Przyjmując to założenie i porównując oba wykresy, możemy natychmiast ustalić jasności absolutne gwiazd gromady i wyliczyć odległości, postępując jak w metodzie cefeid. Rzecz jasna, iż nie otrzyma się wyników bezbłędnych. Podobnie jak w przypadku cefeid, trzeba pamiętać o błędach obserwacji, o absorpcji między gwiazdowej. Dochodzi do tego niepewność dotycząca prawdziwości założenia będącego kamieniem węgielnym metody — założenia jednakowej jasności absolutnej gwiazd o jednakowej barwie. Obecnie wiemy, że założenie to jest spełnione tylko w przybliżeniu: jasności absolutne gwiazd ciągu głównego zależą nie tylko od barwy, ale też od składu chemicznego tworzywa gwiazdy, a może i od miejsca jej narodzin w Galaktyce. Na tych rozważaniach zakończymy omawianie metod wyznaczania odległości gwiazd. Jeśli w dalszych rozdziałach będzie mowa o odległościach gwiazd i gromad, to Czytelnik może mieć pewność, że zostały one wyznaczone którąś z omówionych metod lub którąś z ich pochodnych. Wiedza o budowie Galaktyki opiera się nie tylko na znajomości rozmieszczenia gwiazd, gromad i materii międzygwiazdowej w przestrzeni, ale również na znajomości ich ruchów. Ruch jakiegoś obiektu w przestrzeni, rozpatrywany z Ziemi (lub też z jakiegoś innego miejsca obserwacji), możemy zawsze rozłożyć na dwa ruchy: na ruch ku obserwatorowi i na ruch w kierun- ku prostopadłym do linii łączącej obserwatora z badanym obiektem (rysunek). Ruch ku obserwatorowi nazywamy ruchem radialnym, a więc ruchem wzdłuż promienia widzenia (po łacinie radius — promień), ruch w kierunku prostopadłym nazywamy ruchem tangencjalnym, czyli stycznym (do wyimaginowanego sklepienia nieba). Odpowiednie prędkości obu ruchów nazywamy prędkością radialną i prędkością styczną. Prędkość radialną uważamy umownie za dodatnią, jeżeli ruch jest taki, że obiekt oddala się od obserwatora. W przypadku zbliżania się obiektu prędkość radialną uważamy za ujemną. W sytuacji pokazanej na rysunku prędkość radialna jest właśnie ujemna. Rozkład ruchu gwiazdy w przestrzeni na składową radialną i styczną Chcąc przeto znać rzeczywistą prędkość jakiegoś obiektu w przestrzeni, trzeba najpierw wyznaczyć jego prędkość radialną i styczną. W dalszym ciągu, dla ustalenia uwagi, będziemy mówili o prędkościach gwiazd, aczkolwiek odnosić się to będzie do prędkości jakiegokolwiek obiektu. Patrząc na rysunek nietrudno zdać sobie sprawę, że gdyby prędkość styczna gwiazdy stale równała się zero, tzn. gdyby gwiazda miała tylko prędkość radialną, i gdyby obserwator nie poruszał się w stosunku do Słońca (wstrzymany ruch Ziemi), to gwiazda tkwiłaby nieruchomo w tym samym punkcie nieba, przybliżając się najwyżej lub oddalając, w zależności od kierunku swej prędkości radialnej. Przesuwanie się gwiazdy na sklepieniu nieba może zatem być wynikiem — jeżeli abstrahować od ruchu naszego globu — niezerowej wartości prędkości stycznej. Obserwacje przesunięć gwiazd na sferze niebieskiej informują przeto tylko o prędkościach stycznych. Prędkości radialne trzeba wyznaczyć na innej drodze. Jak mierzy się ową prędkość styczną? Wyobraźmy sobie, że jakaś bliska gwiazda ma prędkość styczną różną od zera; jej kątowe przesunięcie na sklepieniu nieba w ciągu np. 10 lat będzie najprawdopodobniej znacznie większe niż odpowiednie przesunięcie bardzo odległych gwiazd, nawet takich, które mają duże prędkości styczne. Albowiem przy danej prędkości stycznej przesunięcie kątowe jest tym większe, im bliżej obserwatora znajduje się gwiazda. Sprawdzić to można łatwo, patrząc na rysunek na str. 264 i umieszczając obserwatora w wierzchołku trójkąta. Wówczas przestrzenne przesunięcie gwiaz- dy w ciągu pewnego czasu, wynikłe z różnej od zera prędkości stycznej, obrazowane będzie przez odcinek A B na tym rysunku, a odpowiednie przesunięcie kątowe — przez kąt przy wierzchołku. Obniżając wierzchołek trójkąta widzimy, iż to samo przesunięcie przestrzenne A B daje większe przesunięcie kątowe. A zatem gwiazdy dalekie będą praktycznie nieruchome na sklepieniu nieba, natomiast gwiazda bliska będzie się szybko przesuwała. Wyznaczenia prędkości przestrzennej dokonujemy teraz w ten sposób, że fotografujemy gwiazdę bliską na tle sąsiednich dalekich, w odstępie np. 20 lat. Porównując obie klisze, wyznaczyć możemy kątowe przesunięcie, gwiazdy w ciągu 20 lat, a dzieląc je przez 20 — kątowe przesunięcie w ciągu jednego roku. To właśnie kątowe przesunięcie w ciągu jednego roku podaje się jako wynik pomiaru — zwie się ono ruchem własnym gwiazdy. Ruchy własne gwiazdy są zazwyczaj bardzo małe, wyrażają się ułamkami sekund łuku, co jednak nie znaczy, iż prędkość gwiazd jest mała w naszej ziemskiej skali. Ruch własny reprezentuje tylko kątowe przesunięcie gwiazdy na sklepieniu nieba; żeby znaleźć prędkość styczną, trzeba ruch własny pomnożyć przez odległość gwiazdy od obserwatora. Otrzymuje się wówczas liczby rzędu kilkudziesięciu kilometrów na sekundę. A więc tylko w wyniku niezmiernego oddalenia gwiazd ich roczne przesunięcia kątowe wydają się takie małe. W świetle tego, co zostało powiedziane, widać ścisłe powiązanie metody wyznaczania prędkości stycznych z metodą wyznaczania paralaks. Żeby od ruchów własnych przejść do prędkości stycznych, wyrażonych w kilometrach, na sekundę, trzeba znać odległości gwiazd, trzeba więc najpierw wyznaczyć ich paralaksy. Wszystkie błędy wyznaczania paralaks odbijają się przeto na prędkościach stycznych. W dodatku, jeżeli odległości gwiazd wyznaczamy metodą paralaks trygonometrycznych lub wiekowych, to również musimy się opierać na przesunięciach (pozornych) tych gwiazd na tle dalekich sąsiadek. W praktyce na kliszy ma się do czynienia z jednoczesną kombinacją tych wszystkich przesunięć i problem wyznaczania np. paralaks wiekowych jest ściśle związany z problemem wyznaczania ruchów własnych. Ta współzależność różnych zagadnień jest typowa dla całokształtu badań rozmieszczenia i ruchów gwiazd w Galaktyce. Uporawszy się z prędkościami stycznymi przejdźmy teraz do metody wyznaczania prędkości radialnych. Sprawa na pierwszy rzut oka nie wydaje się łatwa, bowiem prędkość radialna nie powoduje żadnego przesunięcia gwiazdy na tle nieba. Ale tu z pomocą przychodzi znany już Czytelnikowi z innych części książki efekt Dopplera. Efekt ten gra tak doniosłą rolę w badaniach nad budową Galaktyki, że poświęcimy mu tutaj nieco więcej uwagi. Wyobraźmy sobie, iż stoimy tuż obok asfaltowej szosy. Wsłuchajmy się przez chwilę w odgłos mijającego nas właśnie pojazdu. Zauważymy bez trudu, że ton silnika i gwizd opon jest wyraźnie wyższy w momencie, gdy samochód się do nas zbliża, niż w chwili, gdy się oddala. Z obserwacji tych wyciągnąć już można pewne wnioski: przecież samochód jedzie na widzianym 276 przez nas odcinku szosy ze stałą prędkością i nie ma żadnego powodu, dla . którego prędkość obrotu silnika lub kół miałaby ulec zmianie w chwili, gdy nas mija. W dodatku efekt ten zaobserwowaliśmy u wszystkich mijających nas samochodów. Jedynym wytłumaczeniem zaobserwowanego zjawiska będzie przyjęcie, że wysokość dźwięku zależy od tego, czy źródło dźwięku zbliża się, czy też oddala od obserwatora. Jak to sami zauważyliśmy, wysokość tonu jest wyższa, gdy samochód się zbliża, a niższa, gdy się oddala. Zjawisko zależności wysokości dźwięku od stanu ruchu źródła dźwięku badane było przez fizyków już przed przeszło 100 laty. Okazało się, że zmiana wysokości tonu jest tym większa, im szybciej źródło dźwięku porusza się względem obserwatora. Dalsze badania wykazały, że powyższy efekt ma miejsce nie tylko w przypadku rozchodzenia się fal głosowych, ale towarzyszy każdemu ruchowi falowemu, w tym również rozchodzeniu się światła, które jest falą elektromagnetyczną. Zamiast jednak mówić o wysokości tonu, w przypadku światła mówi się o częstości drgań lub też długości fali. Długość fali jest odwrotnie proporcjonalna do częstości: krótkiej fali odpowiada duża częstość, długiej — mała. A więc i barwa światła, charakteryzująca, jak mówiliśmy, długość fali świetlnej, powinna się zmieniać w zależności od tego, czy źródło światła jest w spoczynku względem obserwatora, czy też się porusza. Doświadczenia laboratoryjne potwierdziły to, z tym że aby efekt mógł być dostrzeżony w życiu codziennym, źródło musiałoby się poruszać z nieprawdopodobnie wielką prędkością, porównywalną .z prędkością rozchodzenia się fal świetlnych, wynoszącą 300 tyś. km/s. Na szczęście jednak, jeżeli w widmie źródła światła zaobserwuje się np. ostre linie absorpcyjne, to nawet małe zmiany długości fal stają się stosunkowo łatwo mierzalne. Przejawiają się one bowiem wtedy w postaci niewielkiego przesunięcia linii widmowych poruszającego się źródła w stosunku do linii uzyskanych z wzorcowego źródła światła, nieruchomego względem obserwatora. Aby więc zmierzyć prędkość radialną, czyli prędkość zbliżania się lub oddalania .źródła od obserwatora, trzeba na jednej i tej samej kliszy i przy użyciu tej samej aparatury uzyskać zdjęcie widma obiektu, który nas interesuje, oraz tzw. zdjęcie porównawcze, czyli zdjęcie widma źródła światła nieruchomego względem obserwatora. Następnie dokładnie mierzymy przesunięcie linii widmowych obiektu badanego względem odpowiednich linii widmowych obiektu porównawczego, nieruchomego. Jeżeli linie widmowe przesunęły się ku czerwonej części widma (długości fal nieco wzrosły, czyli częstości zmalały), znaczy to, że badany obiekt oddala się; jeżeli linie widmowe przesuwają się ku fioletowej części widma — to obiekt przybliża się. Prędkość radialna w pierwszym przypadku jest dodatnia, w drugim — ujemna. Wartość liczbowa prędkości radialnej wiąże się bardzo prostym wzorem ze zmierzonym przesunięciem linii widmowych, czyli ze zmierzoną zmianą długości fali, mianowicie: zmiana długości fali prędkość radialna =------------,, . ,.------prędkość światła długość fali 277 Jeżeli więc znamy prędkość rozchodzenia się światła, to z pomiaru przesunięcia prążków widmowych możemy natychmiast za pomocą powyższego wzoru wyliczyć prędkość radialna. Zwróćmy uwagę, że ze wzoru tego otrzymamy bezpośrednio prędkość wyrażoną w centymetrach czy kilometrach na sekundę. Aby więc wyznaczyć prędkość radialną gwiazdy w kilometrach na sekundę, nie trzeba znać paralaksy tej gwiazdy. Dzięki temu prędkości radialne gwiazd nie są obarczone błędami wynikającymi z niedokładnego wyznaczenia odległości. Dalszą zaletą opisanej wyżej metody wyznaczania prędkości radialnych jest to, że daje się ona stosować nawet do bardzo odległych gwiazd. Przesunięcie linii widmowej zależy bowiem tylko od prędkości radialnej gwiazdy, a nie od tego, czy gwiazda leży blisko czy daleko. Jest to wyraźny plus w porównaniu z metodą wyznaczania prędkości stycznych, gdzie ruch własny jest średnio biorąc tym mniejszy, im bardziej gwiazda jest odległa. W dalszym ciągu naszych rozważań często będziemy się spotykać z sytuacją, że analiza ruchów odległych obiektów oparta jest wyłącznie na studiowaniu ich prędkości radialnych. Znając prędkość radialną i styczną jakiejś gwiazdy, można z łatwością wyliczyć prędkość całkowitą, zgodnie z rysunkiem na str. 275. Całkowita prędkość — wynikła ze złożenia dwu składowych — nazywa się prędkością przestrzenną. Prędkość przestrzenna stanowi maksimum informacji, jakie możemy uzyskać o chwilowym stanie ruchu gwiazdy. Zmiany prędkości gwiazd, nawet w okresie kilkudziesięciu lat, są zbyt małe, aby udało się je zmierzyć. Ta ostatnia uwaga nie stosuje się tylko w przypadku gwiazd podwójnych, ściślej biorąc składników układów podwójnych. Okres wzajemnego obiegu gwiazd w takim układzie bywa bardzo różny: od godzin do lat. Jeżeli płaszczyzna orbity takiego układu jest odpowiednio ustawiona w stosunku do promienia widzenia, to gwiazdy będą się wzajemnie zasłaniać, powodując charakterystyczne minima w krzywej zmian blasku. Po tych właśnie charakterystycznych minimach przekonujemy się, że gwiazda jest podwójna. Nie jest to jedyna metoda wykrywania podwójności gwiazd. Jeżeli gwiazda jest układem podwójnym, to każdy składnik tego układu dzięki swemu ruchowi obiegowemu na przemian to zbliża się, to oddala od Ziemi. Zmienia się zatem jego prędkość radialna. Obserwacyjnie przejawia się to periodycznymi przesunięciami linii widmowych tego składnika to ku czerwieni, to ku fioletowi. Jeżeli więc w widmie jakiejś gwiazdy stwierdzimy występowanie tego efektu, możemy być pewni, że gwiazda jest składnikiem układu podwójnego. Warto zauważyć, że można dzięki temu wykrywać układy podwójne nawet tak usytuowane w przestrzeni, że obserwator z Ziemi nie dostrzega żadnych zmian ich blasku. Gwiazdy podwójne wykryte na drodze badania zmian prędkości radialnej nazywa się gwiazdami podwójnymi i spektroskopowymi. Nazwa pochodzi stąd, że do otrzymania odpowiednich zdjęć widma używa się spektrografu sprzężonego z teleskopem. 278 Prędkość radialna gwiazdy będącej składnikiem podwójnego układu spektroskopowego zmienia się stosunkowo szybko, w zależności od okresu wzajemnego obiegu składników. Podczas pełnego okresu prędkość z wartości np. dodatniej przechodzi przez zero na wartości ujemne, potem znów dąży do zera i powraca dalej do początkowej wartości dodatniej. W ten sposób z obserwacji zmian prędkości radialnej wyznaczyć można okres obiegu. Ale nie tylko. Możliwe jest też wyznaczenie przyspieszeń. A przyspieszenie jakiegoś ciała można otrzymać dzieląc wypadkową siłę działającą na to ciało przez jego masę. Zatem z obserwacji wyznaczyć można wielkość: siła działająca na gwiazdę masa gwiazdy Z drugiej strony, z prawa powszechnego ciążenia wiemy, że siła działająca między dwoma ciałami jest wprost proporcjonalna do iloczynu mas tych ciał, a odwrotnie proporcjonalna do kwadratu dzielącej je odległości. Wstawiając do prawa powszechnego ciążenia na siłę liczby otrzymane z obserwacji, otrzymujemy równanie wiążące masy gwiazd układu podwójnego z ich wzajemną odległością. Otrzymaliśmy na razie jedno równanie z dwiema niewiadomymi (masa i odległość składników), którego oczywiście nie sposób rozwiązać. Ale z pomocą przychodzi drugie równanie, mianowicie trzecie prawo Keplera, o którym była mowa na str. 267. Prawo to wiąże masy gwiazd z ich wzajemną odległością i okresem obiegu. Okres obiegu możemy wyznaczyć bezpośrednio z obserwacji prędkości radialnej i wstawić odpowiednią liczbę do prawa Keplera. Otrzymamy w ten sposób drugie równanie z tymi samymi dwiema niewiadomymi. Teraz możemy już rozwiązać nasz układ równań i wyliczyć sumę mas obu gwiazd składowych i dużą półoś ich orbity. Opisana metoda ma w astronomii niezwykle doniosłe znaczenie. Dzięki niej możemy bezpośrednio z obserwacji wyznaczyć masy gwiazd. Czytając dalsze stronice tej książki warto pamiętać, że ilekroć będzie mowa o masach gwiazd lub gromad, to zawsze w ostatniej instancji dane opierać się będą na wynikach omówionej metody lub na jej modyfikacjach. Dlatego też ma ona nie mniej podstawowe znaczenie w badaniach Galaktyki jak metody wyznaczania odległości i prędkości gwiazd. A teraz jak zwykle kilka uwag o mankamentach metody. W tej wersji, w jakiej została opisana powyżej, nie daje się — ściślej biorąc — wyznaczyć mas gwiazd, lecz pewną kombinację sumy mas i nachylenia płaszczyzny orbity do promienia widzenia. Wyznaczenie samych mas wymaga jeszcze znajomości tego nachylenia. Otóż z samych obserwacji spektroskopowych nie da się tego uczynić. Aby można było wyznaczyć nachylenie, układ spektroskopowy musi być jednocześnie zaćmieniowym, a więc obserwowane z Ziemi składniki muszą się kolejno zasłaniać. Jak więc widzimy, cała nasza wiedza o masach we Wszechświecie opiera się na tej stosunkowo nielicznej grupie gwiazd, które są jednocześnie układa- 279 mi spektroskopowymi i zaćmieniowymi. Drugie zastrzeżenie ma sens bardziej podstawowy. Wszystkie masy gwiazd, jakie astronomowie wyznaczają omówioną metodą, odnoszą się do mas gwiazd będących członkami układów podwójnych. A tymczasem prawie połowa gwiazd we Wszechświecie to gwiazdy pojedyncze. Tak więc u podstaw naszej wiedzy o masach leży założenie, że gwiazda pojedyncza o danej temperaturze powierzchniowej i jasności absolutnej ma tę samą masę co składnik jakiejś gwiazdy podwójnej, charakteryzujący się taką samą jasnością absolutną i temperaturą powierzchniową. Na szczęście wnikliwa analiza teorii budowy gwiazd potwierdza to założenie, przynajmniej jeśli chodzi o układy podwójne o składnikach dostatecznie od siebie odległych. Rozmieszczenie gwiazd w pobliżu Słońca Sformułowanie „w pobliżu Słońca" nie jest może zbyt precyzyjne, ale ze względu na skrótowość będziemy go używać, umówiwszy się, co należy przez to rozumieć. Otóż przez termin „gwiazdy w pobliżu Słońca" będziemy rozumieć gwiazdy leżące na tyle blisko, by można było z dostatecznie dużą dokładnością wyznaczyć ich odległości, prędkości przestrzenne, jastności absolutne, temperatury powierzchniowe, czyli tzw. typy widmowe, i skład chemiczny. Trudno podać jakąś bardziej ścisłą granicę obszaru zajętego przez te dobrze przez nas poznane gwiazdy, ale będzie on mniej więcej odpowiadać kuli o promieniu kilkudziesięciu parseków. Spoglądając w nocy na bezchmurne niebo, widzimy gołym okiem około 3 tyś. gwiazd. Jaki obszar przestrzeni zajmują te gwiazdy? Gdyby Słońce umieścić np. w odległości 20 ps od Ziemi, byłoby słabą gwiazdką z trudem dostrzegalną nieuzbrojonym okiem. Z drugiej strony, gwiazda alfa w gwiazdozbiorze Łabędzia, o arabskiej nazwie Deneb, leży w odległości około 200 ps, a mimo to należy do najjaśniejszych na letnim niebie. Jest to oczywiście wynik różnic w jasnościach absolutnych: Deneb ma jasność absolutną około 10 tyś. razy większą od jasności absolutnej Słońca. Widzimy więc, że gwiazdy widoczne gołym okiem wcale nie muszą leżeć w pobliżu Słońca. I na odwrót. Gwiazdy leżące nawet w odległości kilku parseków, ale o małej jasności absolutnej, nie będą dostrzegalne bez pomocy teleskopu. Gdybyśmy więc przebadali wszystkie gwiazdy widoczne gołym okiem, to nie uzyskalibyśmy reprezentatywnej próbki „zaludnienia" okolic Słońca. Spotykamy się w ten sposób po raz pierwszy z pojęciem selekcji obserwacyjnej. Chodzi o to, że niektóre obiekty niezamierzenie uchodzą naszej uwagi. Zwykle kryterium selekcji jest jasność gwiazd, czasem jednak w grę wchodzić mogą inne czynniki. Trzeba pamiętać, że selekcja obserwacyjna występuje w mniejszym lub większym stopniu we wszystkich badaniach z dziedziny statystyki gwiazdowej. Wróćmy teraz do sprawy gwiazd w pobliżu Słońca. Spójrzmy na wykres H-R na str. 273. Na wykresie tym naniesiono gwiazdy, których oddalenie od Słońca nie przekracza 15 ps. Ze względu na niewielkie odległości śmiało można twierdzić, że jeżeli jakieś gwiazdy nie zostały tu włączone — to tylko wskutek swych wyjątkowo małych jasności absolutnych. Na wykresie tym większość gwiazd układa sję wzdłuż ciągu głównego. Są to znane nam już gwiazdy-karły. Ponad ciągiem głównym widać kilka gwiazd o wyraźnie większych jasnościach absolutnych. Są to gwiazdy-olbrzymy. Do karłów zalicza się, jak wiemy, gwiazdy o stosunkowo niewielkich średnicach (w tej liczbie również Słońce), do olbrzymów — obiekty o średnicach kilkadziesiąt lub kilkaset razy większych. Pod ciągiem głównym, w lewej dolnej części rysunku, gromadzą się białe karły, czyli gwiazdy o średnicach kilkadziesiąt lub kilkaset razy mniejszych od zwykłych karłów. Określenie „białe" pochodzi od nie-bieskobiałej barwy ich promieniowania, odpowiadającej wysokim temperaturom powierzchniowym. Przypominamy tu przy okazji, że zamiast mówić o temperaturze powierzchni astronomowie operują tzw. typem widmowym (patrz Część 3 „Budowa i ewolucja gwiazd"). Typy widmowe podane są poniżej osi temperatur czy też barw. Typy widmowe O, B, A nazywa się wczesnymi, typy K, M — późnymi. Określenia te zostały wprowadzone, -gdy sądzono — po części zresztą błędnie, jak się potem okazało — że gwiazdy z lewej części ciągu głównego są młodsze od gwiazd z prawej części. Terminy „wczesny typ" i „późny typ" tak się jednak przyjęły w literaturze astronomicznej, że i teraz ich się stale używa, oczywiście jako terminów umownych, nie zaś w dosłownym znaczeniu. Spójrzmy teraz na rysunek tu dołączony. Jest to także wykres H-R, który tym razem obejmuje tylko gwiazdy widoczne gołym okiem. Uderza na nim wielka liczba olbrzymów w prawym górnym rogu. Pojawiły się one dlatego, iż mając dużą jasność absolutną widoczne są nawet wtedy, gdy leżą w dużej Wykres Hertzsprunga-Russella dla gwiazd widocznych gołym okiem odległości. Próżno natomiast szukalibyśmy białych karłów; mają tak małe jasności absolutne, że nawet najbliższe z nich są za słabe dla nieuzbrojonego oka. Porównanie tego rysunku z rysunkiem ze str. 273 najlepiej uwidacznia wpływ selekcji obserwacyjnej. Olbrzymy na naszym rysunku wyraźnie skupiają się na stosunkowo niewielkim, wydłużonym obszarze. Obszar ten nazywamy gałęzią olbrzymów. Gwiazdy leżące ponad gałęzią olbrzymów określa się mianem nadolbrzy-mów; gwiazdy leżące pod tym obszarem, ale nad ciągiem głównym, noszą nazwę podolbrzymów. Porównując dalej oba rysunki zauważymy, że na drugim z nich olbrzymy wraz z nad- i podolbrzymami zajmują znacznie większy obszar wykresu niż na pierwszym. W szczególności na pierwszym nie ma żadnego nadolbrzyma. Musimy więc skorygować nasze przekonanie o pełnej reprezentatywności tego rysunku dla „zaludnienia" pobliża Słońca. Dlaczego jednak tak się stało, skoro wykres H-R na pierwszym rysunku zawiera wszystkie gwiazdy nie dalsze niż 15 ps? Odpowiedź jest prosta. Gęstość przestrzenna nadolbrzymów, tzn. ich liczba w jednostce objętości, jest tak mała, że szansa, iż jeden albo kilka nadolbrzymów znajdzie się w kuli o promieniu 15 ps, jest znikoma. Jednakże mimo swej niewielkiej liczby nad-olbrzymy i olbrzymy stanowią tak ważne stadium ewolucyjne w życiu gwiazd, że pominiecie ich w rozważaniach nad budową Galaktyki sprowadziłoby nas na zupełnie złą drogę. Jak więc widzimy, kwestia reprezentatywności w badaniach z zakresu statystyki gwiazd jest bardziej drażliwa, niż się to mogło wydawać. W dalszych rozważaniach na każdym kroku trzeba będzie o tym pamiętać. Dla naszych roboczych celów przez „zaludnienie" Galaktyki w okolicach Słońca będziemy rozumieć pewną mieszankę danych z obu rysunków. Proporcje będą zależne od punktu ciężkości zainteresowań: czy bardziej interesuje nas to, co „widać" (rysunek drugi), czy to, co ,jest" (rysunek pierwszy). Czytelnik oglądał na pewno wielokrotnie Drogę Mleczną. Gołym okiem widziana jako biaława poświata, rozpada się ona w polu widzenia teleskopu na olbrzymią liczbę oddzielnych świecących punktów. Jest. więc olbrzymim skupiskiem gwiazd. Z chwilą gdy zdano sobie z tego sprawę, powstało pytanie, jak zbudowany jest ten gigantyczny układ gwiazdowy. Pierwsze systematyczne badania w tym kierunku podjął angielski astronom William Herschel w drugiej połowie XVIII w., przyjmując za punkt wyjścia założenie, że Układ Drogi Mlecznej rozciąga się tym dalej w jakimś kierunku, im więcej jest w tymże kierunku widocznych gwiazd. Podjął on olbrzymi program zliczania gwiazd w wybranych obszarach nieba: kierował teleskop w różne okolice Drogi Mlecznej i dla każdej okolicy liczył gwiazdy widoczne. Programem objął ponad tysiąc obszarów nieba, a prace trwały wiele lat. W wyniku tych badań Układ Drogi Mlecznej, nazwany potem Galaktyką, ujawnił się Herschelowi jako nieregularny dysk. Rysunek pokazuje przekrój tego dysku płaszczyzną prostopadłą do płaszczyzny jego „równika". Droga Mleczna w gwiazdozbiorze Łabędzia Już ten prymitywny obraz pozwolił na dokonanie kilku ważnych spostrzeżeń. Po pierwsze, że Galaktyka ma kształt spłaszczony, w tym sensie, iż rozciąga się daleko w płaszczyźnie wyznaczonej przez pas Drogi Mlecznej, po drugie, że Słońce leży blisko jej płaszczyzny symetrii („równika"), i po trzecie, że w strukturze Galaktyki istnieją znaczne nieregularności. Jedna z tych nieregularności to rozległe wcięcie widoczne z lewej strony na rysunku. Dzi- siaj wiemy, że wcięcia i nieregularności obserwowane przez Herschela to wpływ wygaszania światła przez materię międzygwiazdową. W tym kierunku, gdzie pomiędzy nami a odległymi gwiazdami leży jakiś duży obłok materii międzygwiazdowej, liczba gwiazd widzianych przez teleskop będzie oczywiście niewielka. Spoglądając na Drogę Mleczną przecinającą gwiazdozbiór Łabędzia, bez trudu dostrzeżemy, iż dzieli się ona na jakby dwie odnogi. Spowodowane to jest właśnie wygaszającym działaniem materii międzygwiazdowej, która w tym kierunku jest szczególnie gęsta. Rozdwojenie to przejawiło się w zliczeniach Herschela w postaci wspomnianego wyżej wcięcia. Przekrój przez Układ Drogi Mlecznej według zliczeń W. Herschela Zwodnicze wygaszenie światła dalekich gwiazd przez materię międzygwiazdową odbiło się nie tylko na kształcie nieregularności. Dzisiaj wiemy, że w istocie Galaktyka niewiele ma wspólnego z tworem otrzymanym ze zliczeń osiemnastowiecznych. Ma ona co prawda postać spłaszczonego dysku, ale jego średnica jest około 20 razy większa od średnicy, jaka by wynikała z badań Herschela. To, co Herschel uważał za największą rozciągłość Galaktyki w płaszczyźnie Drogi Mlecznej, jest w istocie tylko niewielkim fragmentem naszego układu gwiazdowego. Reszta umykała obserwacjom głównie właśnie ze względu na obecność materii międzygwiazdowej. Jest jednak rzeczą godną uwagi, że herschelowska ocena grubości Galaktyki, a więc rozciągłości w kierunku prostopadłym do płaszczyzny symetrii, niewiele tylko odbiega od ocen współczesnych. W kierunku tym (na rysunku odpowiada to kierunkowi góra-dół) gęstość materii międzygwiazdowej szybko maleje wraz z odległością od płaszczyzny symetrii i jej wpływ na zliczenia gwiazd nie jest duży. Przekonaliśmy się więc, że nawet za pomocą bardzo prostych metod badawczych można uzyskać istotne informacje o naszej Galaktyce. Prace Herschela nie były właściwie kontynuowane przez prawie cały XIX w. Dopiero na przełomie XIX i XX w. podjęto na nowo badania, rozwijając ideę zainicjowaną przez Herschela, a więc zaczęto wnioskować o budowie Galaktyki na podstawie znajomości rozmieszczenia przestrzennego możliwie dużej liczby gwiazd. Tymczasem wiek XIX przyniósł olbrzymi postęp w innych działach astronomii — wyznaczono po raz pierwszy paralaksy i ruchy własne niektórych gwiazd, a pod koniec stulecia rozpoczęto prace nad fotometrią gwiazd przy użyciu emulsji światłoczułej oraz ich klasyfikację widmową. Pozwoliło to na znaczne wysubtelnienie metod statystycznych. Zliczenia prowadzono nie dla wszystkich gwiazd łącznie, ale już z wyróżnieniem na typy widmowe, a później z dodatkowym podziałem na klasy jasności absolutnej. Zaczęto przywiązywać dużą wagę do właściwego wyznaczenia skali odległości i do uwzględnienia efektów selekcji obserwacyjnej. Mniej więcej od początku lat trzydziestych naszego stulecia — gdy zdano sobie sprawę z istnienia materii międzygwiazdowej — znaczną część wysiłku skierowano na właściwą ocenę osłabienia przez nią światła dalekich gwiazd i na badania rozkładu tej materii w Galaktyce. Jednakże nawet dzisiaj — mimo dużego wkładu pracy i zastosowania nowoczesnej aparatury — do dobrze poznanych rejonów Galaktyki możemy zaliczyć tylko bliskie otoczenie Słońca. Cóż więc można aktualnie powiedzieć o Układzie Drogi Mlecznej, opierając się na rozmieszczeniu bliskich, dobrze poznanych gwiazd? Na czoło wysuwa się wniosek, że gwiazdy różnych typów widmowych niejednakowo gęsto „zasiedlają" okolice w płaszczyźnie Drogi Mlecznej. Najsilniejszą koncentrację przejawiają gwiazdy typów O i B (wczesne typy), najsłabszą gwiazdy typu M (późne typy). Będziemy w dalszym ciągu nazywać płaszczyznę maksymalnej gęstości gwiazd płaszczyzną równika galaktycznego, płaszczyzną Galaktyki bądź po prostu płaszczyzną równika. Otóż miarą koncentracji gwiazd różnych typów widmowych ku płaszczyźnie Galaktyki może być średnia odległość tych gwiazd od płaszczyzny równika. W astronomii utarło się nazywać kierunek prostopadły do płaszczyzny Galaktyki osią z (dwie pozostałe osie układu współrzędnych: oś x i y leżą w tej płaszczyźnie). Punkt zerowy osi z umieszcza się w płaszczyźnie równika, wskutek czego odległości liczone w jedną stronę są opisywane przez wartości z dodatnie, odległości liczone w drugą stronę — przez wartości z ujemne. Znając rozmieszczenie przestrzenne niezbyt odległych gwiazd jakiegoś typu, możemy dla każdej z nich wyliczyć odpowiednią wartość z, a następnie zaniedbując znaki minus (ściśle mówiąc, chodzi tu o wartości bezwzględne z), utworzyć średnią z tych odległości. Im bardziej dany typ gwiazd koncentruje się ku płaszczyźnie równika, tym mniejsza będzie odpowiednia średnia wartość odległości. Tabela 7 podaje średnie wartości tych odległości dla różnych typów gwiazd. Oprócz koncentracji ku płaszczyźnie równika galaktycznego, gwiazdy wykazują również tendencję do występowania w gromadach. I znów dla różnych typów widmowych tendencja ta jest mniej lub bardziej silna. Najczęściej występują gromadnie gwiazdy wczesnych typów widmowych O i B. Im późniejszy typ widmowy, tym częściej gwiazdy można spotkać oddzielnie w przestrzeni. Istnieje dużo danych przemawiających za tym, że praktycznie wszystkie gwiazdy typu O są stowarzyszone, i z kolei wśród gwiazd typu M nie sposób dostrzec jakiejkolwiek tendencji do „życia gromadnego". Wiąże się z tym sprawa podwójności układów gwiazdowych lub, ogólniej mówiąc, ich wielokrotności. Układem wielokrotnym nazywamy układ trzech lub więcej gwiazd wzajemnie się okrążających i leżących tak blisko siebie, że z reguły w teleskopie widać tylko pojedynczy punkcik świecący. Otóż obserwacje wskazują, że prawdopodobnie wszystkie gwiazdy typu O są członkami układów podwójnych lub wielokrotnych. Natomiast podwójność lub wielokrotność gwiazd M jest niezwykle rzadka. Widzimy więc, że rozkład gwiazd w przestrzeni w pobliżu Słońca wykazuje następującą prawidłowość: tym bliżej płaszczyzny Galaktyki dana gwiazda leży i tym częściej występuje w gromadzie w układzie wielokrotnym, im wcześniejszy reprezentuje typ widmowy. Dlaczego tak się dzieje — mowa o tym będzie w rodziałach następnych. Teraz powiemy tylko tyle, że wiąże się to z procesem powstawania Galaktyki i narodzinami gwiazd z materii między-gwiazdowej. Spotkaliśmy się już kilkakrotnie z pojęciem gromada gwiazd*. Żeby uniknąć ewentualnych nieporozumień, musimy teraz ściślej określić, co przez to rozumiemy. Astronomowie wyróżniają dwa zasadnicze typy gromad gwiazd. Pierwszy typ — to tzw. gromady kuliste, zawierające setki tysięcy, a czasem nawet miliony gwiazd. W pobliżu Słońca nie ma żadnej takiej gromady i na razie zajmować się nimi nie będziemy. Omówimy dokładnie ich rolę w budowie Galaktyki w rozdziałach następnych. Drugi typ gromad — to tzw. gromady otwarte, występujące dość obficie w pobliżu Słońca. Zawierają one przeciętnie po kilkaset lub kilka tysięcy gwiazd. Mówiąc o skupianiu się gwiazd wczesnych typów widmowych w gromady, mieliśmy właśnie na myśli gromady otwarte. I o nich powiemy szerzej niebawem. Tymczasem wystarczy wiedzieć, że gromady otwarte stanowią typową formę, występowania gwiazd w pobliżu Słońca, zwłaszcza jeśli chodzi o gwiazdy wczesnych typów widmowych. Zajmowaliśmy się do tej pory rozmieszczeniem przestrzennym gwiazd w pobliżu Słońca. Obecnie zatrzymamy się dłużej nad ruchami gwiazd w tymże obszarze. Badania takie stały się możliwe z chwilą, gdy dokładność pomiarów położeń gwiazd na niebie wzrosła na tyle, iż można się było pokusić o wyznaczenie ruchów własnych przynajmniej najbliższych gwiazd. Pionierskie prace w tej dziedzinie wykonane były jeszcze w połowie XVIII w., *Por. Część 3 pt. „Budowa i ewolucja gwiazd". 286 ale dopiero w pierwszej połowie XIX w. liczba obiektów o znanych ruchach własnych i dokładność wyznaczania tych ruchów wzrosły na tyle, że można było przystąpić do ogólniejszych prac statystycznych. Pierwsze prace z tego zakresu opierały się z konieczności tylko na ruchach własnych, bowiem nie umiano jeszcze mierzyć prędkości radialnych przy zastosowaniu efektu Dopplera. Co więcej, wobec nieznajomości paralaks gwiazd, nie można było nawet wyliczyć prędkości stycznych. Pozostawały więc tylko czyste ruchy własne, a więc określanie jedynie kierunku ruchu gwiazdy (w rzucie na sferę nieba), bez znajomości prędkości gwiazdy np. w kilometrach na sekundę. W 1783 wspomniany już poprzednio William Herschel znał ruchy własne tylko 13 gwiazd. Były to oczywiście ruchy w stosunku do Słońca, jako że wszystkie astronomiczne obserwacje są zawsze wykonywane w układzie odniesienia związanym ze Słońcem*. Słońce jest wszakże również jedną z gwiazd, można więc przypuścić, iż ma także jakiś „własny" ruch w przestrzeni. Otóż Herschel podjął próbę wyznaczenia ruchu Słońca w stosunku do grupy tych 13 gwiazd. Innymi słowy, przyjął on, że chociaż porusza się każda z owych 13 gwiazd, to grupa jako całość jest nieruchoma. Analogicznie można np. uznać za nieruchomy tłum zalegający plac, mimo iż jednostki wchodzące w skład tego tłumu poruszają się bez przerwy. Jeśli ktoś będzie przechodził przez taki płac, zauważy jednak nie tylko indywidualne przemieszczenia ludzi, ale równocześnie zwróci uwagę na fakt, że tłum jako całość przesuwa się podczas jego marszu do tyłu. Wychodząc z tych założeń udało się Herschelowi wyznaczyć kierunek ruchu Słońca w stosunku do „tłumu" złożonego z 13 gwiazd. W następnych dziesięcioleciach ponawiano próby wyznaczenia ruchu Słońca, używając coraz większej liczby gwiazd i coraz dokładniejszych danych o ruchach własnych. Z chwilą gdy zmierzono po raz pierwszy paralaksy gwiazd, stało się możliwe operowanie nie tylko ruchem własnym, ale i prędkością styczną. Odtąd oprócz kierunku ruchu Słońca w stosunku do otaczających gwiazd zaczęto wyznaczać także prędkość tego ruchu w kilometrach na sekundę. Dokładność tych wyznaczeń wzrosła jeszcze bardziej z chwilą uzyskania pomiarów prędkości radialnych, które, jak już wiemy, dają bezpośrednio prędkość w kilometrach na sekundę. Wyznaczenia te ponawiane są stale i w dobie obecnej. Stale bowiem dochodzą nowe gwiazdy o znanych prędkościach przestrzennych, a posługiwanie się maksymalnie dużą liczbą gwiazd decyduje o dokładności wyznaczenia. Często w podręcznikach podaje się, że Słońce porusza się z prędkością 20 km/s w kierunku gwiazdozbioru Herkulesa, a ściślej biorąc w kierunku *Obserwacje astronomiczne są bezpośrednio dokonywane w układzie odniesienia związanym z Ziemią. Ziemia jest jednak niewygodnym układem odniesienia, bowiem porusza się ruchem przyspieszonym. W związku z tym wszystkie obserwacje obiektów leżących poza układem planetarnym odnosi się do układu związanego ze Słońcem. Można to zrobić bez trudu, ponieważ znamy ruch Ziemi w stosunku do Słońca. 287 punktu na sklepieniu nieba o rektascensji 181' i deklinacji +30°. Wynik ten odnosi się do pewnego średniego ruchu Słońca, tzn. do ruchu Słońca w stosunku do wszystkich sąsiednich gwiazd, bez zwracania uwagi na ich charakterystyki fizyczne. W latach dwudziestych naszego stulecia okazało się jednak, że ruch Słońca w stosunku do różnych grup gwiazd jest różny. Znaczy to po prostu, że te grupy gwiazd nie mają jednakowego ruchu w przestrzeni, ale że się w stosunku do siebie systematycznie przemieszczają. Ruch Słońca zależy przeto od prędkości przestrzennych różnych typów gwiazd. Przekrój Galaktyki płaszczyzną prostopadłą do płaszczyzny równika galaktycznego. Kropki o/naczają gwiazdy, strzałki — ;-owe składowe prędkości gwiazd (v.) Aby to sobie lepiej uzmysłowić, zatrzymamy się nieco nad sprawą ruchów gwiazd. Znając ruch Słońca w stosunku do jakiejś grupy gwiazd jako całości, możemy do prędkości przestrzennej każdej z gwiazd tej grupy dodać wekto-rowo prędkość przestrzenną Słońca. Otrzymamy wtedy prędkości przestrzenne gwiazd w układzie odniesienia związanym nie ze Słońcem, ale z grupą gwiazd jako całością. Takie właśnie prędkości zaobserwowałby człowiek w obserwatorium nieruchomym w stosunku do grupy jako całości. Nazywamy je swoistymi prędkościami gwiazd. Spróbujmy teraz rozłożyć swoistą prędkość jakiejś gwiazdy na dwie składowe: składową równoległą do płaszczyzny Galaktyki i na składową prostopadłą. Ponadto dokonajmy myślowego przecięcia naszej Galaktyki płaszczyzną prostopadłą do płaszczyzny równika galaktycznego. Patrząc na rysunek, zauważymy kilkanaście kropek, które mają obrazować gwiazdy leżące nad i pod płaszczyzną Galaktyki. Strzałki oznaczają prostopadłą składową prędkości przestrzennej gwiazd. Ale dlaczego nie uwidoczniona została również składowa równoległa? Otóż nie narysowaliśmy jej chwilowo, aby nie zaciemniać rysunku. Pomówimy jednak niebawem i o niej. Prostopadłe składowe prędkości będziemy oznaczać przez vz. Wartość prędkości jest dodatnia, jeże- li gwiazda porusza się w kierunku dodatniego zwrotu osi :, a ujemna, gdy ruch zachodzi w kierunku przeciwnym. Zestawienia statystyczne wykazują, że średnie wartości v. zależą od lypu widmowego. Im wcześniejszy typ widmowy gwiazd, tym mniejsza jest średnia wartość u,. Ilustruje to tabela 8. * v. oznacza tułaj średnią 7. wartości bezwzględnych prędkości (bez uwzględnienia znaku). Porównajmy teraz powyższą tabelkę z tabelą zamieszczoną na str. 285. Uderzająca jest zbieżność danych: gwiazdy, które mają najmniejsze prędkości w kierunku osi z, koncentrują się jednocześnie najbardziej w pobliżu płaszczyzny Galaktyki. I z kolei gwiazdy, których składowe prędkości w kierunku osi z są największe — koncentrują się najmniej. Zastanówmy się, co może być odpowiedzialne za taki stan rzeczy? Pomocna tu będzie następująca analogia. Wyobraźmy sobie, że grupa dzieci rzuca na oślep kamienie do góry. W grupie tej są dzieci młodsze i starsze. Starsze na ogół silniej rzucają, tzn. nadają kamieniom większe prędkości. Rzecz zrozumiała, że kamienie rzucone przez starsze dzieci będą średnio osiągać większe prędkości, a więc i wysokości. Zastąpmy teraz kamienie gwiazdami. Jeżeli siła ciążenia w Galaktyce skierowana jest ku płaszczyźnie równika odgrywającej teraz rolę „gruntu", tzn. poziomu, od którego liczy się wysokość, to gwiazdy, które w pobliżu tego „gruntu" mają największe prędkości (pamiętamy, że cały czas chodzi o składową z-ową prędkości), będą się mogły bardziej oddalić od płaszczyzny Galaktyki niż ich powolniejsze krewniaczki. Innymi słowy, tylko te gwiazdy mogą występować w większej liczbie w pobliżu płaszczyzny Galaktyki, których prędkość nie jest zbyt duża. Bardziej szybkie większą część czasu przebywają z dala od tej płaszczyzny, a więc ich koncentracja w tej płaszczyźnie musi być mniejsza. Trzeba pamiętać oczywiście, że płaszczyzna Galaktyki jest tylko umownym pojęciem odzwierciedlającym fakt symetrii Układu Drogi Mlecznej względem płaszczyzny o największej gęstości gwiazd. Gwiazdy, które opadają obecnie ku płaszczyźnie Galaktyki, nie mogą rzecz prosta na niczym osiąść i przelecą na drugą stronę płaszczyzny równika. Wtedy jednak ich prędkość będzie już skierowana nie „do", ale „od" płaszczyzny symetrii i staną się z kolei gwiazdami „wznoszącymi się pod górę" — w sensie kierunku działania siły ciąże- nią. Gdy cała energia kinetyczna ich ruchu przekształci się w energię potencjalną (w polu siły ciężkości), zatrzymają się i zaczną z powrotem przybliżać się ku płaszczyźnie równika. Osiągną maksymalną prędkość w chwili mijania tej płaszczyzny (wtedy cała energia potencjalna będzie znów przekształcona w kinetyczna) i na nowo zaczną biec „pod górę". Cały proces powtórzy się od początku. Gwiazdy zachowują się w podobny sposób jak kulki w blaszanej rynnie ułożonej poziomo. Jeżeli kulkom nadamy prędkości skierowane prostopadle do osi rynny, to będą wtaczać się na zbocza rynny, opadać na dno i ponownie wtaczać się na przeciwległe zbocze. Te spośród kulek, którym nadaliśmy największe prędkości, będą wykonywały największe wahania i będą za każdym razem najdalej odbiegały od dna rynny. Kulki, które uzyskały małe prędkości, będą stale przebywać w pobliżu tego dna. Gdybyśmy dokonali eksperymentu z bardzo dużą liczbą kulek, przekonalibyśmy się, że średnia odległość od dna jest mniejsza w przypadku kulek powolnych, a większa w przypadku szybkich, tak jak to wykazuje porównanie obu przytoczonych tabelek. Widzimy więc, że płaszczyzna równikowa Galaktyki gra rolę takiego „dna rynny", wokół którego oscylują gwiazdy. Siła ciężkości skierowana jest zawsze ku tej płaszczyźnie, niezależnie od tego, czy gwiazda znajduje się pod nią czy nad nią. Dla pełnego zrozumienia tych ruchów musimy jeszcze odpowiedzieć na pytanie, dlaczego jednak siła ciężkości w Galaktyce jest skierowana tak, a nie inaczej. Rozwiązanie jest w zasadzie proste. Siła ta zależy zawsze od rozkładu masy. Co stanowi tę masę w przypadku Galaktyki? Oczywiście stanowią ją łącznie wszystkie gwiazdy Galaktyki. Każda z gwiazd wytwarza wokół siebie kulistosymetryczne pole grawitacyjne. Gdyby jakieś ciało znalazło się w pobliżu tej gwiazdy, to działałaby na nie siła ciężkości skierowana ku gwieździe. Jeżeli jednak ciało to umieścimy w przestrzeni międzygwiazdowej w ten sposób, że w pobliżu niego nie znajdzie się żadna gwiazda, to siły przyciągania pochodzące od poszczególnych gwiazd będą niezmiernie słabe (maleją przecież odwrotnie proporcjonalnie do kwadratu odległości). Do głosu dojdzie wtedy siła przyciągania nie jednej czy kilku sąsiednich gwiazd, ale wszystkich gwiazd w Galaktyce jako całości. Mówiliśmy już o tym, że przestrzeń międzygwiazdowa jest „pusta" w tym sensie, iż wzajemne odległości sąsiednich gwiazd są dziesiątki milionów razy większe od rozmiarów tych gwiazd. Z reguły więc w Galaktyce spełniony jest warunek, że najbliższe sąsiadki gwiazdy są tak daleko, iż siły przyciągania od nich pochodzące są nieporównanie mniejsze od siły przyciągania Galaktyki jako całości. Z zagadnieniem tym wiąże się sprawa zderzeń gwiazd. Częstość, z jaką dana gwiazda będzie się zderzać z innymi, jest wprost proporcjonalna do pola przekroju gwiazdy, jej prędkości i do gęstości przestrzennej gwiazd (liczba gwiazd w jednostce objętości). Ponieważ gęstość ta jest niezwykle ma- 290 ła, np. w l ps3 znajduje się jedna lub kilka gwiazd, mała również będzie częstość zderzeń. Słowo „mała" jest tu stanowczo zbyt słabe. Gwiazda musi krążyć wśród swych sąsiadek przez długie biliony lat, by w końcu z którąś się zderzyć. Ponieważ wiek Galaktyki — jak będziemy jeszcze o tym mówili — ocenia się na kilkanaście miliardów lat — zatem większość gwiazd nie miała dotąd szans zderzenia się i na pewno nie ulegnie zderzeniu w ciągu następnych kilkunastu miliardów lat. Sytuacja jest zatem taka, że każda gwiazda w Galaktyce krąży w polu Galaktyki jako całości niezależnie od swoich sąsiadek, „nie wiedząc" w ogóle, że istnieją inne gwiazdy. Fakt ten bardzo upraszcza sprawę wyznaczania orbit gwiazd w Galaktyce. Każdą gwiazdę traktujemy jako punkt materialny (ważki), biegnący w ogólnym polu grawitacyjnym Galaktyki. W ruchu nie napotyka on żadnego oporu, bowiem rozrzedzenie materii międzygwiazdowej jest zbyt wielkie, by dać dostrzegalne efekty „tarcia". Znajomość położenia i prędkości przestrzennej gwiazdy w danym momencie oraz znajomość grawitacyjnego pola Galaktyki wystarcza przeto w zupełności do wyliczenia przeszłej i przyszłej orbity gwiazdy. Jedynym ograniczeniem tej metody jest zsumowany efekt subtelnych zakłóceń ruchu spowodowanych niezmiernie słabym przyciąganiem indywidualnych gwiazd mijanych po drodze — wyliczenie orbity na okresy rzędu kilkuset milionów lat staje się niepewne. Wracając teraz do problemu ruchów gwiazd w kierunku prostopadłym do płaszczyzny Galaktyki, możemy powiedzieć, że gwiazdy koncentrują się ku płaszczyźnie równika, tzn. że ich gęstość przestrzenna maleje szybko wraz z odległością od tej płaszczyzny, tym szybciej, im wcześniejszy jest typ widmowy gwiazd. Taki rozkład gwiazd w przestrzeni daje wypadkowe pole ciężkości składowej z-owej skierowanej ku płaszczyźnie równika. Powoduje to, że ruchy gwiazd (chodzi o składową z-ową) mają charakter oscylacji wokół płaszczyzny równikowej. Amplituda tych oscylacji zależy od vz: dla wczesnych typów widmowych prędkości vz są średnio mniejsze, niewielkie są zatem amplitudy wahań i gwiazdy gęsto zasiedlają okolice równika Galaktyki; dla późnych typów prędkości vz są znaczne, a zatem koncentracja w pobliżu płaszczyzny Galaktyki musi być niewielka. Dla uzyskania pełnego poglądu na ruchy gwiazd w pobliżu Słońca, musimy obecnie omówić składową ruchu równoległą do płaszczyzny równika. Punktem wyjścia będzie ruch Słońca w stosunku do otaczających gwiazd. Jeżeli przyjmiemy, że Słońce porusza się w stosunku do sąsiednich gwiazd z prędkością 20 km/s (jest to tzw. standardowy ruch Słońca), to możemy stąd bez trudu wyliczyć składową prędkości Słońca równoległą do płaszczyzny Galaktyki. Wynosić ona będzie około 16 km/s. Podobnie znając prędkości przestrzenne gwiazd możemy wyliczyć odpowiednie składowe prędkości równoległe do powyższej płaszczyzny. Ponieważ w dalszym ciągu tego rozdziału zajmiemy się wyłącznie składowymi prędkościami równoległymi do płaszczyzny równika, umówimy się, że dla wygody będziemy używać słowa 291 „prędkość", mając na myśli stale składową prędkości równoległą do płaszczyzny Galaktyki. Do prędkości gwiazd dodajemy prędkość Słońca, odpowiadającą ruchowi standardowemu. Otrzymujemy w ten sposób swoiste prędkości gwiazd. Dla większości gwiazd swoiste prędkości są rzędu prędkości Słońca — tzn. rzędu niewielu dziesiątków kilometrów na sekundę. Istnieje jednak niezbyt liczna grupa gwiazd o znacznie większych prędkościach, sięgających czasami 300, a nawet więcej kilometrów na sekundę. W latach dwudziestych naszego stulecia prędkości swoiste badane były przez licznych astronomów, m.in. przez amerykańskiego astronoma Strómberga i holenderskiego Oorta. Zwłaszcza Strómberg badał rozkład prędkości gwiazd, tzn. obliczał, jaki procent gwiazd ma prędkości o danej wielkości i skierowane w danym kierunku. Okazało się, że gwiazdy o prędkościach swoistych mniejszych od 60 km/s nie wykazują żadnego uprzywilejowanego kierunku ruchu i poruszają się pozornie zupełnie chaotycznie. Natomiast dla gwiazd o prędkościach swoistych większych od 60 km/s można wyraźnie ustalić pewien uprzywilejowany kierunek ruchu, choć zdarzają się odeń duże odchylenia indywidualne. Mniej więcej w tym samym okresie pomierzono prędkości radialne dosyć dużej liczby galaktyk. Analiza statystyczna tych pomiarów wykazała, że galaktyki również mają pewne prędkości swoiste, przy czym — co najciekawsze — daje się również zauważyć pewien uprzywilejowany kierunek, i to z grubsza zgodny ze wspomnianym wyżej uprzywilejowanym kierunkiem poruszania się owych gwiazd szybkich. Średnia prędkość poruszania się galaktyk w tym kierunku wynosi około 250 km/s. Z powyższych danych obserwacyjnych wyciągnąć można niezmiernie ważkie wnioski. Zjawisko przemieszczania się sąsiednich galaktyk w stosunku do Słońca ze średnią prędkością 250 km/s (pamiętamy, że cały czas mowa o składowej równoległej prędkości) jest po prostu odbiciem faktu przemieszczania się Słońca z tą właśnie prędkością w stosunku do układu sąsiednich galaktyk jako całości. To, co uważaliśmy zatem przed chwilą za swoiste prędkości galaktyk, jest naprawdę kombinacją swoistych prędkości galaktyk i prędkości wynikającej z ruchu Słońca w stosunku do układu sąsiednich galaktyk. Dalej, stwierdziliśmy poprzednio, że gwiazdy powolne, tzn. o prędkościach swoistych mniejszych od 60 km/s, poruszają się zupełnie chaotycznie — czyli średnio nie przemieszczają się w stosunku do Słońca. Stąd wniosek, że gwiazdy te poruszają się w stosunku do galaktyk średnio tak jak Słońce, z prędkością 250 km/s. Natomiast gwiazdy szybkie w stosunku do Słońca poruszają się podobnie jak galaktyki, a więc w stosunku do galaktyk prędkość ich jest niewielka. Upraszczając sprawę, można od razu powiedzieć, że nasza Galaktyka składa się z dwóch rodzajów gwiazd: powolnych i szybkich. Gwiazdy powolne (do których też zaliczyć można nasze Słońce) poruszają się mniej więcej razem, z prędkością 250 km/s w stosunku do otaczających galaktyk, czyli w stosunku do „reszty Wszechświata". Natomiast gwiazdy szybkie w stosunku do „reszty Wszechświata" poruszają się powoli. Moglibyśmy obrazowo przedstawić sobie gwiazdy powolne w postaci roju pszczół. Gwiazdy szybkie to też rój pszczół, tylko pszczoły w tym roju poruszają się z dużymi prędkościami. Oba roje wzajemnie się przenikają. Jeśli teraz wyobrazić sobie sąsiednie galaktyki jako „ściany", to można powiedzieć, że mamy dwa „roje pszczół" poruszające się w „pokoju" o ścianach złożonych z galaktyk. Rój powolny przesuwa się jako całość w stosunku do ścian, rój szybki zaś jako całość jest w stosunku do nich prawie nieruchomy. Można by się spodziewać, że po pewnym czasie nastąpi oddzielenie jednego roju od drugiego, a więc nie będą się one już przenikać. Zgodnie z tym Galaktyka nasza powinna się po pewnym czasie rozpaść na dwa oddzielne ugrupowania gwiazd — powolnych i szybkich. Czy jednak na pewno to musi nastąpić? Załóżmy rta przykład, że rój pszczół powolnych wiruje jako całość w stosunku do ścian pokoju, a rój pszczół szybkich nie wiruje. Wówczas każdy niewielki obszar roju pszczół powolnych będzie przemieszczał się w stosunku do ścian z prędkością odpowiadającą lokalnej prędkości wirowania. Jednocześnie, z punktu widzenia obserwatora związanego z tym obszarem, pszczoły należące do drugiego roju będą uciekały wraz ze ścianami „w tył". Będzie to więc sytuacja również dokładnie odpowiadająca temu, co zaobserwowano. Teraz jednak na pewno nie nastąpi rozdzielenie się obu rojów. Będą się one stale przenikać, z tym że jeden będzie wirował w stosunku do drugiego. Drugie możliwe wyjaśnienie faktu przemieszczania się gwiazd polega zatem na stwierdzeniu, że gwiazdy powolne w Galaktyce jako całość stanowią układ wirujący dokoła pewnej osi, a gwiazdy szybkie — układ nie wirujący lub wirujący znacznie wolniej. Definitywne rozstrzygnięcie przyniosły w 1926 prace Oorta. Rozumował on następująco: jeżeli tzw. powolne gwiazdy stanowią układ wirujący, to najprawdopodobniej rotacja odbywa się wokół jakiegoś masywnego jądra Galaktyki, którego przyciąganie utrzymuje gwiazdy na orbitach. Z praw mechaniki wiadomo jednak, że prędkość gwiazdy na orbicie kołowej jest tym mniejsza, im większy jest promień orbity (prędkość jest odwrotnie proporcjo- Gwiazdy bardziej oddalone od jądra Galaktyki wolniej rolują wokół niego Składowa radialna prędkości gwiazdy zależy od tego, w skład którego z rotu-jących wokół jądra Galaktyki pierścieni gwiazda ta wchodzi nalna do pierwiastka z promienia). A wiec rotacja układu gwiazd powolnych nie będzie taka jak w przypadku ciała sztywnego, np. płyty gramofonowej, kiedy to prędkość kątowa wszystkich punktów ciała jest jednakowa. W naszym modelu Galaktyki okres obiegu gwiazd wokół jądra będzie tym dłuższy, im większy jest promień orbity, a więc — jeśli układ gwiazd powolnych podzielić na kolejne współosiowe pierścienie o różnych promieniach, to sąsiednie pierścienie będą się w stosunku do siebie przemieszczać. Chcąc sprawdzić, czy tak jest w istocie, a więc czy nasza Galaktyka jest układem rolującym, należy stwierdzić takie właśnie przemieszczania się pierścieni złożonych z gwiazd. W jaki sposób hipotetyczne wzajemne przesunięcia się pierścieni mogłyby się odbić na prędkościach gwiazd? Omówimy tę sprawę na przykładzie prędkości radialnych. Niech strzałki na rysunku wyobrażają prędkości rotacji gwiazd wokół jądra Galaktyki. Im mniejszy promień orbity, czyli im bliżej jądra leży dana gwiazda, tym większa jest prędkość rotacji. Na rysunku zaznaczone są tylko prędkości rotacji gwiazd. W rzeczywistości gwiazdy mają ponadto pewne prędkości swoiste. Są one jednak niewielkie w stosunku do prędkości rotacji, która w pobliżu Słońca powinna wynosić około 250 km/s. Tylko wtedy można, jak mówiliśmy, wytłumaczyć efekt przemieszczania się gwiazd nie biorących udziału w rotacji oraz sąsiednich galaktyk z tą właśnie prędkością w stosunku do układu tzw. gwiazd powolnych. Patrząc teraz ze Słońca w kierunku A na rysunku widzimy gwiazdy biegnące równolegle do Słońca. Zatem ich prędkość radialna w stosunku do Słońca będzie równa zero. W kierunku B widzimy gwiazdy biegnące szybciej niż Słońce i oddalające się od niego. Ich prędkość radialna będzie więc dodatnia. W kierunku C mamy gwiazdy biegnące z taką samą prędkością jak Słońce: prędkość radialna jest więc znów równa zero. W kierunku D — gwiazdy mają prędkości rotacji mniejsze niż Słońce, które je dogania; prędkość radialna jest więc ujemna. W kierunku E — gwiazdy znów biegną równolegle do Słońca: prędkość radialna równa się zero. I tak dalej. Widzimy więc, że prędkość radialna zależy od kąta, jaki stanowi kierunek ku danej gwieździe z kierunkiem ku środkowi (jądru) Galaktyki. Ściślej biorąc, jest ona proporcjonalna do odległości gwiazdy od Słońca i do sinusa podwojonej wartości tego kata. W 1927 wspomniany już wyżej holenderski astronom Oort zestawił średnie wartości prędkości radialnych grup gwiazd leżących odpowiednio w kierunkach A, B, C, D itd. Wynik był w pełni zgodny z przewidywaniami teoretycznymi, a więc rotację układu, gwiazd powolnych można było uznać za udowodnioną. Potem wielokrotnie ponawiano takie zestawienia prędkości radialnej w zależności od kąta i odległości od Słońca, posługując się znacznie obfitszym i dokładniejszym materiałem obserwacyjnym. Wykorzystano również ruchy własne gwiazd, które też wykazują podobne zależności. Wszystkie te prace w pełni potwierdziły wyniki Oorta. Doszliśmy zatem do konkluzji, że układ gwiazd powolnych rotuje wokół jądra Galaktyki. Rotację tę nazywa się rotacją Galaktyki. Dodaje się do tego przymiotnik „różniczkowa". Ma on przypominać, że rotacja odbywa się z prędkością kątową malejącą wraz z rosnącym oddaleniem od jądra. W okolicach Słońca prędkość rotacji wynosi około 250 km/s, a okres pełnego obiegu wokół środka Galaktyki — około 240 min lat. Dla gwiazd leżących o 1000 ps dalej od jądra prędkość rotacji wynosi około 240 km/s, a okres obiegu około 270 min lat. Natomiast dla gwiazd leżących o 1000 ps bliżej środka Galaktyki niż Słońce odpowiednie wartości wynoszą 255 km/s i 200 min lat. Błąd tych ocen liczbowych może być dosyć duży, rzędu 20%. Nie wchodząc w szczegóły nadmienimy, że z powyższych danych i ze znajomości prędkości Słońca w stosunku do układu galaktyk („reszty Wszechświata") można wyliczyć odległość Słońca od środka Galaktyki. Okazuje się, że środek Galaktyki leży w kierunku gwiazdozbioru Strzelca, w odległości około 10 kps, czyli 10 tyś. ps. A zatem to, co nazywaliśmy „pobliżem Słońca", to niewielki obszar leżący na peryferiach Galaktyki, bardzo daleko od środka naszego Układu Drogi Mlecznej. Odkrycia Oorta stanowią przeto dlaszy krok w odbieraniu złudzeń co do uprzywilejowanego miejsca Ziemi we Wszechświecie... Zjawisko rotacji Galaktyki wymaga założenia, że w jądrze naszego układu gwiazdowego istnieje dostatecznie dużo gwiazd, by masa tego jądra mogła swoim przyciąganiem utrzymać gwiazdy na ich (prawie) kołowych orbitach. Znając prędkość rotacji w pobliżu Słońca i odległość Słońca od środka Galaktyki, obliczyć można siłę odśrodkową działającą na gwiazdy w ich ruchu wokół jądra. Siła ta musi być równoważona przez przyciąganie jądra. Tą drogą obliczono masę jądra. Okazuje się, że wynosi ona kilkadziesiąt miliardów mas Słońca. Ponieważ masa wewnątrz orbity Słońca musi stanowić gros masy Galaktyki (wynika to z charakteru rotacji różniczkowej), otrzymujemy wniosek, że masa całej Galaktyki wynosi około 100 mld = 10U mas Słońca*. *Nowsze dane prowadzą do masy Galaktyki rzędu 1,8-1011 mas Słońca. Błąd tej oceny może być znaczny. 295 Uwzględniając dalej, że przeciętna gwiazda ma masę właśnie rzędu masy Słońca — liczbę gwiazd w Galaktyce szacujemy również na około 100 mld. Rezultat ten nie jest wynikiem bezpośrednich obserwacji. Uzyskany został, jak widzieliśmy, drogą kolejnych rozumowań, z których każde oparte było na pewnych, niezupełnie sprawdzalnych przesłankach. Tak więc niepewność tych wyników liczbowych może być znaczna. Jednakże, bez wątpienia, co do rzędu wielkości można mieć zaufanie. Pozostawiliśmy do tej pory na uboczu kwestię ruchów gwiazd szybkich. Wiemy już, że układ gwiazd szybkich nie bierze udziału w rotacji. Cóż więc powstrzymuje gwiazdy szybkie od „spadnięcia" na jądro Galaktyki, skoro nie działa na nie siła odśrodkowa wywołana rotacją? Otóż gwiazdy szybkie istotnie spadają na jądro Galaktyki. W jądrze gęstość przestrzenna gwiazd jest znacznie większa niż w okolicach Słońca, jednakże nie na tyle, aby prawdopodobieństwo zderzenia dwu gwiazd mogło być brane w rachubę. Gwiazda szybka spadłszy na jądro przelatuje przez nie bez przeszkód i zaczyna się znów odeń oddalać. Ponieważ siła przyciągania (w płaszczyźnie Galaktyki) jest skierowana dokładnie ku jądru, więc oddalenie się oznacza bieg „pod górę" w polu działania sił ciężkości. Gdy cała energia kinetyczna gwiazdy zamieni się na potencjalną, gwiazda zawróci i zacznie z powrotem opadać. Cały proces przebiegnie od nowa, analogicznie jak to było, gdy gwiazda oscylowała wokół płaszczyzny równikowej Galaktyki. Obecnie jednak oscylacje odbywają się wokół środka Galaktyki. Dobiegamy końca niniejszego rozdziału. Pamiętamy, że mieliśmy w nim dyskutować rozmieszczenie i ruchy gwiazd w pobliżu Słońca. Widzieliśmy, jak daleko idące wnioski można wyciągnąć z badań gwiazd w tym niewielkim obszarze. Wystarczyło objąć obserwacją gwiazdy leżące w promieniu 1 kps, aby ocenić masę całej Galaktyki i wyznaczyć odległość Słońca od jej środka. Oczywiście dokładność oszacowań jest tym większa, im większy obszar w otoczeniu Słońca badamy. Zawsze jednak obejmujemy badaniem bardzo mały wycinek Galaktyki i wszystkie zasadnicze informacje można właściwie otrzymać z badań dosłownego „pobliża" Słońca. Cierpi tylko wtedy dokładność wyników, toteż pewne dane liczbowe, które przytoczyliśmy wyżej, wyliczono na podstawie stosunkowo odległych od Słońca obszarów. W powyższych rozważaniach dzieliliśmy gwiazdy na powolne i szybkie. Jest to oczywiście uproszczenie. W rzeczywistości istnieje ciągłe przejście od gwiazd o ruchach swoistych najbardziej powolnych do gwiazd o ruchach swoistych najszybszych. Do pierwszej grupy należą przede wszystkim gwiazdy wczesnych typów widmowych. Im późniejszy typ widmowy, tym większe średnio prędkości swoiste. Ponieważ w podobny sposób zależy od typu widmowego również składowa z-owa prędkości (vz), wnioskujemy, że pełna swoista prędkość przestrzenna (geometryczna suma obu składowych) zależy w analogiczny sposób od typu widmowego. Jak się jednak okaże niebawem, nie typ widmowy jest w istocie rzeczy decydujący. Prędkość przestrzenna gwiazdy zależy przede wszystkim od tego, w którym momencie „życia" Ga- 296 laktyki dana gwiazda powstała. Zależność od typu widmowego pojawia się pośrednio dzięki temu, że gwiazdy wczesnych typów widmowych należą do najmłodszych, tzn. że powstały przed niewielu milionami lat. Tak więc problem prędkości gwiazd jest ściśle powiązany ze sprawą ich narodzin w Galaktyce. Materia międzygwiazdowa w otoczenie Słońca W poprzednich rozdziałach spotkaliśmy się już kilkakrotnie z pojęciem materii międzygwiazdowej. W szczególności mówiliśmy o wygaszaniu przez tę materię światła dalekich gwiazd — jako o zjawisku komplikującym problem wyznaczania paralaks fotometrycznych, a więc rzutującym na sprawę odległości w Galaktyce. Już ten wzgląd usprawiedliwiałby przeto zwrócenie uwagi na materię rozsianą wśród gwiazd. Na tym się jednak rzecz nie kończy. Materia międzygwiazdowa jest tworzywem, z którego powstawały i powstają gwiazdy, a procesy przebiegające w gazie międzygwiazdowym decydują najprawdopodobniej o tym, jakie to będą gwiazdy i jakie będzie ich rozmieszczenie w przestrzeni. Tak więc centralne problemy budowy i ewolucji Galaktyki wiążą się ściśle z materią międzygwiazdowa. W związku z tym cały niniejszy rozdział poświęcony będzie omówieniu rozmieszczenia przestrzennego i stanu fizycznego tej materii w przeciętnych warunkach w otoczeniu Słońca. Termin „materia międzygwiazdowa" zadomowił się w astronomii na dobre dopiero w latach trzydziestych naszego stulecia. Jest to o tyle dziwne, że już właściwie od chwili wynalezienia lunety zdawano sobie sprawę, iż oprócz gwiazd występują we Wszechświecie i inne postaci materii. Na pewno każdy z Czytelników oglądał kiedyś w zimowy wieczór piękny gwiazdozbiór Oriona. W środkowej jego części, wokół trzech słabych gwiazdek tworzących według starożytnych Greków miecz tego mitycznego bohatera, dostrzeżemy gołym okiem niewielką, mglistą plamkę, różniącą się wyraźnie od gwiazdy. Jest to słynna gazowa mgławica w Orionie — stanowiąca do dziś obiekt usilnych badań astronomicznych. Na str. 298 widzimy jej zdjęcie wykonane przy użyciu teleskopu. Ma ona wygląd postrzępionej, świecącej chmury, poprzety-kanej jasnymi gwiazdami. Już w XVIII w. znanych było kilkadziesiąt obiektów tego rodzaju — na ogół mniej efektownych od mgławicy w Orionie. Również w XVIII w. zdawano sobie już sprawę z istnienia w Drodze Mlecznej wielu mniejszych lub większych „zaciemnień", tzn. obszarów o liczbie gwiazd wyraźnie mniejszej niż w sąsiedztwie. Nie kojarzono jednak tego faktu z występowaniem mgławic gazowych wokół niektórych gwiazd. Sądzono, iż „zacieńmienia" te są „dziurami" w Galaktyce, czyli obszarami o tak małej gęstości przestrzennej gwiazd, że wzrok przenika ją tam na wylot. 297 Było to wynikiem głęboko zakorzenionego przekonania, że w przestrzeni między gwiazdami panuje „doskonała próżnia". Pogląd ten dotrwał w zasadzie aż do XX w. W 1904 niemiecki astronom Hartmann, badając spektroskopowe ruchy składników gwiazdy podwójnej 6 w gwiazdozbiorze Oriona, stwierdził, że podczas gdy linie widmowe takich pierwiastków, jak wodór, hel, magnez i in. przesuwały się periodycznie ku fioletowi lub ku czerwieni — zgodnie z hipotezą dwu okrążających się nawzajem składników, to linie wapnia nie wykazywały najmniejszego ruchu. Rzecz była na pozór całkowicie niezrozumiała: jeżeli bowiem pierwiastek wapń znajduje się w atmosferze badanej gwiazdy, to musi on, podobnie jak i inne pierwiastki, brać udział w ruchach gwiazdy, a zatem jego linie w widmie muszą wykonywać te same przesunięcia co linie pozostałych pierwiastków. Hartmann od razu zdał sobie sprawę z doniosłości tych obserwacji i podał właściwe wytłumaczenie: linie wapnia nie powstają w atmosferze gwiazdy, ale w jakimś obłoku gazu nie związanym z gwiazdą i leżącym między nami a badanym układem podwójnym 5 Oriona. Obłok ten znajduje się w przestrzeni międzygwiazdowej, a zatem tworzącą go materię można nazwać materią międzygwiazdową. Mimo że w następnych latach napływały dalsze obserwacje potwierdzające hipotezę istnienia obłoków międzygwiazdowych, to jednak przez długi czas odkrycie Hartmanna było niedoceniane. Wciąż trwano w przekonaniu, że obłoki mię-dzygwiazdowe i jasne mgławice należą do obiektów wyjątkowych i że zajmują niezmiernie mały ułamek ogólnej objętości Galaktyki. Dopiero pod koniec lat dwudziestych naszego stulecia u ogółu astronomów zaczął się krystalizować pogląd — oparty zresztą na kilku niezależnych przesłankach — że przestrzeń międzygwiazdową nie jest zupełnie pusta, jak sądzono od tysiącleci, lecz że wypełnia ją niezmiernie rozrzedzony gaz z niewielką domieszką cząstek pyłowych. Przełomowe znaczenie miały tu prace amerykańskiego astronoma, z pochodzenia Holendra — Trumplera. Zajmował się on badaniem gromad otwartych, w szczególności wyznaczał odległości tych gromad od Słońca metodą paralaks fotometrycznych, a więc porównywał jasności widome gwiazd z ciągu głównego gromady z jasnościami absolutnymi gwiazd na ciągu głównym w pobliżu Słońca. Rezultat tych prac był niespodziewany. Okazało się mianowicie, że im dalej od Słońca leży dana gromada, tym przeciętnie większa jest jej średnica. Ponieważ Słońce nie zajmuje w Galaktyce żadnego uprzywilejowanego położenia, zaobserwowany efekt musi być efektem pozornym. Najprościej można go wytłumaczyć, jeśli przyjąć, że wyznaczone metodą paralaks fotometrycznych odległości są przeceniane, i to tym bardziej, im dalej od nas dana gromada leży. Średnica liniowa gromady (wyrażona w parsekach) równa się średnicy kątowej (wyrażonej np. w minutach łuku), pomnożonej przez odległość. Jeżeli więc odległości gromad dalekich są systematycznie przeceniane, to otrzymamy również systematycznie przeceniane średnice liniowe. Dlaczegoż by jednak odległości miały być obarczone systematycznym błę- dem? Otóż powodem może być np. wygaszanie światła dalekich gwiazd przez materię międzygwiazdową. Gwiazdy są wtedy pozornie słabsze i metoda pa-ralaks fotometrycznych daje odległości stale za duże, i to tym bardziej, im większy jest wpływ wygaszania, czyli im dalej gwiazda leży. Rozumując w ten sposób, Trumpler doszedł do wniosku, że przestrzeń międzygwiazdową jest wypełniona materią wygaszającą promieniowanie gwiazd. Zjawisko wygaszania światła przez materię międzygwiazdową nazwano e k s-tynkcją międzygwiazdową od łacińskiego słowa extinguere — zgasić, wygaszać. Rozpowszechnił się też bardzo termin „absorpcja międzygwiazdową". Jest on o tyle niesłuszny, że wygaszanie następuje na skutek rozproszenia światła, nie zaś pochłonięcia (absorpcji) przez materię. Wyniki Trumplera zostały niebawem potwierdzone przez inne prace. W celu jaśniejszego przedstawienia idei tych prac sięgniemy do pewnego powszechnie znanego zjawiska: zależności barwy Słońca od jego wysokości nad horyzontem. Najwyraźniej jest to widoczne, gdy Słońce chyli się ku zachodowi. Żółta, jaskrawo świecąca tarcza staje się coraz czerwieńsza i coraz to mniej razi oczy blaskiem. Przypomnijmy też sobie, jak wygląda tarcza wschodzącego Księżyca, tuż nad horyzontem. Ma ona wyraźnie czerwony odcień i dopiero po wzniesieniu się na pewną wysokość nad widnokręgiem odzyskuje swój zwykły, srebrzysty blask. Przyczyna tego zjawiska jest prosta. W naszej ziemskiej atmosferze znajduje się zawsze, zawieszona w powietrzu, znaczna ilość pyłu i kurzu, podnoszona przez wiatry i prądy powietrzne z ziemi ku górze. Gdy Słońce lub Księżyc znajdują się wysoko nad horyzontem, ich promienie przecinają stosunkowo cienką warstwę zapylonej atmosfery. Rzecz ma się inaczej, gdy np. Słońce znajduje się tuż nad widnokręgiem. Wówczas promienie biegną prawie równolegle do powierzchni Ziemi, poprzez najgęstsze i najbardziej zapylone warstwy atmosfery. Światło słoneczne ulega rozproszeniu na cząstkach i atomach powietrza, a także na zawieszonych w powietrzu cząstkach pyłu. Najsilniej rozpraszane są promienie niebieskie (o krótkiej długości fali), najsłabiej — czerwone (długofalowe). A zatem, po przejściu przez warstwę zapylonej atmosfery, ze światła ubędzie dużo promieni niebieskich, a stosunkowo niewiele czerwonych. W promieniowaniu będziemy więc mieli nadmiar światła czerwonego w stosunku do światła niebieskiego i wypadkowa barwa Słońca zmieni się na czerwoną. Ponadto ubytek światła wskutek rozproszenia przejawi się w ogólnym osłabieniu blasku Słońca; nie będzie ono już świecić tak jaskrawo jak wtedy, gdy było wysoko nad horyzontem. Analogiczny efekt zaobserwowano również w przypadku światła gwiazd. Okazało się, że im dalej gwiazda od nas leży, tym barwa jej jest, średnio biorąc, czerwieńsza. I podobnie jak Słońce czerwieni się tym bardziej, im bliżej jest horyzontu, tak gwiazdy są tym czerwieńsze, im leżą bliżej pasa Drogi Mlecznej. Na pozostałych zaś obszarach nieba barwa ich pozostaje praktycznie nie zmieniona. Nasuwa się od razu myśl, że przyczyną tego zjawiska może być pył rozsia- Wielka mgławica w pobliżu gwiazdy i>Carina'e ny w przestrzeni międzygwiazdowej. Wyobraźmy sobie, iż nasze Słońce i inne gwiazdy zanurzone są w warstwie pyłu zalegającego olbrzymie połacie przestrzeni. Światło od gwiazd bliskich przechodzi przez stosunkowo cienką warstwę pyłu, toteż barwa tych obiektów praktycznie nie będzie zmieniona. Natomiast światło od gwiazd dalekich w swej wędrówce ku Ziemi napotyka znaczną ilość pyhi i musi ulec poczerwienieniu, podobnie jak Słońce nad horyzontem. Poczerwienienie to będzie oczywiście tym większe, im dalej jakaś gwiazda leży. I właśnie taką zależność barwy od odległości wykazują obserwacje. Możemy zatem śmiało postawić hipotezę, że poczerwienienie dalekich gwiazd jest wywołane przez pył zalegający przestrzeń międzygwiazdową. Ponadto można sądzić, że osłabienie światła dalekich gwiazd wynikające z prac Trumplera również jest wywołane przez ten sam pył. Pozostaje jeszcze sprawa rozkładu tego poczerwienienia na niebie. Dlaczego poczerwienienie i osłabienie obserwuje się praktycznie tylko w przypadku gwiazd leżących w pobliżu płaszczyzny Galaktyki? Najprościej to wytłumaczyć założywszy, że pył międzygwiazdowy nie wypełnia równomiernie całej Galaktyki, lecz że tworzy stosunkowo cienką warstwę, ciągnącą się wzdłuż płaszczyzny równika tego układu. Światło gwiazd leżących w tej płaszczyźnie będzie wtedy silnie poczerwienione, natomiast barwa gwiazd leżących z dala od tej płaszczyzny prawie wcale się nie zmieni, nawet jeśli są one bardzo odległe od Słońca. Podobnie nasza gwiazda dzienna nie wydaje się czerwona, kiedy światło słoneczne biegnie do obserwatora na Ziemi w poprzek atmosfery, a więc przez jej stosunkowo cienką warstwę. Rozłożenie pyłu międzygwiazdowego cienką warstwą wzdłuż płaszczyzny Galaktyki potwierdzają też badania rozkładu galaktyk na niebie. Zauważono mianowicie, że wzdłuż pasa Drogi Mlecznej nie obserwuje się jasnych galaktyk i w ogóle liczba galaktyk na stopień kwadratowy sklepienia nieba jest tam znacznie mniejsza niż w obszarach odległych od Drogi Mlecznej. Rozmieszczenie w przestrzeni innych galaktyk — układów zupełnie niezależnych od naszej Galaktyki — nie ma powodu wykazywać symetrii w stosunku do równika naszej Galaktyki. A zatem omawiany efekt jest niewątpliwie wywołany przez ekstynkcję międzygwiazdową, powodującą pozorne zmniejszenie się liczby galaktyk w kierunkach, gdzie promień widzenia musi przebić grubą warstwę pyłu. Tak więc przyczyną ekstynkcji międzygwiazdowej jest warstwa pyłu międzygwiazdowego, leżąca wzdłuż płaszczyzny równika. Ekstynkcja jest selektywna, tzn. światło niebieskie ulega silniejszemu rozpraszaniu niż czerwone, co prowadzi właśnie do poczerwienienia promieniowania gwiazd. Oprócz tego ekstynkcja daje efekt ogólnego osłabienia widomej jasności gwiazdy, a co za tym idzie, fałszuje pomiar odległości dokonywany na podstawie metody paralaks fotometrycznych. Bardzo istotnym elementem w badaniach tego rodzaju jest odróżnianie poczerwienienia wynikłego wskutek ekstynkcji od czerwonej barwy światła wysyłanego przez gwiazdę o niskiej temperaturze powierzchniowej. Przełomowe znaczenie miało tu wprowadzenie wielobarwnych fotoelektrycznych obserwa- 302 cji gwiazd, w szczególności — trójbarwnej fotometrii U, B, V (fioletowa, niebieska i wizualna, czyli zielona, część widma). Dzięki takim obserwacjom, dokonywanym w trzech lub więcej barwach, można oddzielić efekt poczerwienienia wywołany ekstynkcja międzygwiazdową od efektu poczerwienienia wywołanego tym, że gwiazda jest po prostu późnego typu widmowego, czyli ma niską temperaturę powierzchniową. Nie wdając się w szczegóły, nadmienimy tylko, że oba te „poczerwienienia"' w różny sposób zależą od długości faii. Fotometria trójbarwna, pozwala nu jednoczesne wyznaczenie typu widmowego gwiazdy i poczerwienienia wywołanego ekstynkcja. Prace obserwacyjne w tym kierunku, zapoczątkowane w latach pięćdziesiątych, objęły już dziesiątki tysięcy gwiazd, przede wszystkim w możliwie dużych odległościach od Słońca, rzędu 2-4 kps. Istotna wada fotometrii trójbarwnej polega na tym, że typy widmowe i poczerwienienia można wyznaczać tylko dla gwiazd wczesnych typów widmowych O i B. Oddzielenie obu „poczerwienień" w przypadku typów późniejszych jest zadaniem przekraczającym możliwości trójbarwnej fotometrii i wymaga pomiarów w większej liczbie barw, co jest bardzo czasochłonne. Tak więc znamy ekstynkcję międzygwiazdową praktycznie tylko dla gwiazd typów O i B. Nie jest to na szczęście istotnym ograniczeniem, jeśli chodzi o badania budowy Galaktyki. Gwiazdy typów O i B należą do najjaśniejszych i widoczne są jeszcze z bardzo dużych odległości. Nawet gdybyśmy umieli w prosty sposób wyznaczać poczerwienienia dla gwiazd późnych typów widmowych, to obiekty te świecą zbyt słabo i nie mogą reprezentować obszarów Galaktyki położonych w dużych odległościach od Słońca. Badania ekstynkcji międzygwiazdowej dla gwiazd o odległościach wyznaczonych metodami niezależnymi od metody paralaks fotometrycznych pozwoliły na stwierdzenie, że ogólne osłabienie światła gwiazdy jest proporcjonalne do poczerwienienia. Jeżeli więc mamy zmierzone poczerwienienie, to możemy stąd wyliczyć osłabienie światła wywołane ekstynkcja i wnieść odpowiednią poprawkę do metody paralaks fotometrycznych. Z kolei, by wyznaczyć poczerwienienie, trzeba porównać obserwowaną barwę światła gwiazdy z barwą rzeczywistą, nie sfałszowaną przez ekstynkcję. Barwa rzeczywista zależy jednak od temperatury powierzchniowej gwiazdy, czyli od typu widmowego. Trzeba więc najpierw wyznaczyć typ widmowy. Z powyższego wynika, że np. dla cefeid, dla których typ widmowy jest w przybliżeniu znany, możemy z porównania obserwowanej barwy z barwą rzeczywistą (nie poczerwienioną) wyznaczyć poczerwienienie, a dalej ogólne osłabienie światła wywołane przez materię międzygwiazdową. „Odejmując" to osłabienie od różnicy: jasność absolutna cefeidy minus jasność obserwowana cefeidy, otrzymujemy „czysty" efekt osłabienia blasku cefeidy wywołany jej oddaleniem. Pomiar odległości danej cefeidy od Słońca nie przedstawia wtedy żadnych trudności. Uzyskany wynik wolny już jest od błędów wywołanych ekstynkcja. W analogiczny sposób można „poprawiać na ekstynkcję" nie tylko metodę cefeid, ale każdą inną fotometryczną metodę wyznaczania odległości. Wyma- 303 ga to jednak zawsze znajomości typu widmowego lub temperatury powierzchniowej badanej gwiazdy. W przypadku cefeid sprawa jest o tyle prosta, że stwierdzenie, czy dana gwiazda jest cefeidą (a zatem gwiazdą o znanym typie widmowym), jest stosunkowo łatwe dzięki charakterystycznym zmianom jasności tych obiektów. Natomiast jeśli chodzi o zwykłe, nie pulsujące gwiazdy, to na pierwszy rzut oka trudno jest rozstrzygnąć, czy gwiazda jest czerwona wskutek poczerwienienia wywołanego materią międzygwiazdo-wą, czy też wskutek tego, że jest rzeczywiście czerwona (późny typ widmowy). Tu właśnie przychodzi nam z pomocą opisana wyżej fotometria trójbarwna. W dalszym ciągu tekstu, mówiąc o odległościach zmierzonych metodą paralaks fotometrycznych, będziemy mieli na myśli odległości wyznaczone „bezbłędnie", tzn. poprawione o efekt ekstynkcji międzygwiazdowej. Rzecz zrozumiała, że dane te będą jeszcze obarczone błędami wynikającymi z niedokładności obserwacji i innych przyczyn, omówionych wcześniej. Z bliższej analizy teoretycznej poczerwienienia uzyskać można wiele szczegółów dotyczących natury fizycznej pyłu międzygwiazdowego. Szczególnie wiele cennych wiadomości dostarczają obserwacje dokonywane z pojazdów kosmicznych — sztucznych satelitów Ziemi, przeznaczonych do badań astronomicznych. Atmosfera ziemska nie przepuszcza światła nadfioletowego o długości fali mniejszej od około 3 tyś. A (3-10~5 cm), wskutek czego nie można było wyznaczyć ekstynkcji międzygwiazdowej dla promieniowania nadfioletowego. Wyznaczano ją zatem tylko dla promieniowania widzialnego; obliczenia oparte na tych obserwacjach zdawały się wskazywać, że ziarenka pyłu mają rozmiary rzędu kilku dziesięciotysięcznych milimetra (10~5 cm) i są zbudowane głównie z lodu, z drobnymi domieszkami metalicznymi (około 10%). Obserwacje satelitarne, dokonane dla dalekiego nadfioletu, wykazały, że ekstynkcja jest bardziej kapryśna, niż przypuszczano: przy przesuwaniu się do fal krótszych nie wzrasta jednostajnie, jak to miało miejsce dla części widzialnej widma, ale po szybkim wzroście zaczyna się zmniejszać dla jeszcze krótszych fal. Przysporzyło to wiele trudności astronomom chcącym stąd wnioskować o naturze pyłu międzygwiazdowego. Obecne wyniki pomiarów ekstynkcji najłatwiej zrozumieć, jeśli przyjąć, że ziarenka pyłu składają się z maleńkiego jądra silikatowego lub grafitowego (o rozmiarach rzędu 0,01 |xm), otoczonego płaszczem lodowym lub płaszczem z warstwy wodoru molekularnego. Grubość płaszcza może znacznie przekraczać rozmiar jądra. Ale rzecz jest wciąż jeszcze bardzo dyskusyjna i budowa ziarenek pyłu pozostaje właściwie dalej nieznana. Znacznie wiarygodniejsze są pomiary przeciętnej gęstości przestrzennej ziarenek pyłu, tzn. ilości pyłu w l cm3. Gęstość ta jest niezwykle mała. W objętości zajmowanej przez Pałac Kultury i Nauki w Warszawie znajdowałoby się przeciętnie jedno takie mikroskopijne ziarenko. Jednakże odległości do gwiazd są tak wielkie, że światło, nim dobiegnie od nich do Ziemi, napotka olbrzymią ilość takich ziarenek. Przeciętnie na drodze l kps w pobliżu płaszczyzny równika galaktycznego osłabienie światła wywołane rozpraszaniem na pyle jest kilkakrotne, co oznacza, że z tej odległości dociera do Ziemi tylko 20-30% 304 światła wysłanego przez gwiazdę. Reszta rozprasza się „na boki" i błąka w przestrzeni, powodując niezmiernie słabe świecenie warstwy pyłu jako całości. Obserwacje poczerwienienia odległych gwiazd wykazały również, że pył nie zalega równomierną warstwą w pobliżu płaszczyzny Galaktyki, lecz gęstość jego maleje wraz z odległością od tej płaszczyzny, podobnie jak to było z koncentracją gwiazd. Spadek ten jest dosyć szybki; spada do połowy mniej więcej w odległości 100 ps od płaszczyzny równika, co daje średnie wzniesienie cząstek pyłu nad tą płaszczyzną (z średnie) tego rzędu, co dla gwiazd wczesnych typów widmowych (tabela nr 7). Również w płaszczyźnie równikowej gęstość pyłu ulega znacznym wahaniom. W niektórych kierunkach jest ona kilkakrotnie większa niż w innych. Dla obserwatora patrzącego z ziemi przejawia się to w postaci „wcięć" w Drodze Mlecznej, np. wielkiego „wcięcia", zaobserwowanego jeszcze przez Herschela w gwiazdozbiorze Łabędzia. Tak więc pył międzygwiazdowy jest jedną z ważkich przyczyn powodujących selekcję obserwacyjną. W kierunku, gdzie gęstość pyłu jest znacznie większa niż przeciętna (mówimy wtedy, że w kierunku tym leży chmura pyłowa), będzie pozornie mniej gwiazd. Selekcji ulegną również barwy gwiazd. Tam, gdzie patrzymy poprzez chmurę pyłową, gwiazdy będą średnio znacznie czerwieńsze niż w innych obszarach nieba i gdybyśmy nic nie wiedzieli o ekstynkcji i poczerwienieniu, to można by wyciągnąć błędny wniosek, że w kierunku tym występuje znacznie większa liczba gwiazd późnych typów widmowych (czerwonych). Obserwacje poczerwienienia wyjawiły wreszcie, że pył występuje w postaci skupisk (obłoków) i że gęstość pyłu w tych skupiskach jest 10-20 razy większa od gęstości średniej. Przeciętny rozmiar takich obłoków jest rzędu kilku parseków. Obłoki o średnicach rzędu 10-30 ps występują nieco rzadziej, a już bardzo rzadko zdarzają się obłoki o średnicach 100 ps i większych. Te największe z obłoków nazywamy właśnie chmurami pyłowymi i o nich była mowa przed chwilą. Pył międzygwiazdowy nie jest jednak jedynym składnikiem materii międzygwiazdowej. Nie jest nawet najistotniejszy, zwłaszcza jeśli chodzi o masę tej materii. Mniej więcej w tych samych latach, kiedy zdarto sobie sprawę z istnienia pyłu, nagromadziło się dużo obserwacji spektroskopowych gwiazd wczesnych typów widmowych, które mają stosunkowo mało linii absorpcyjnych w widmie. Przy bliższym badaniu okazało się, że w widmach dalekich gwiazd tych typów występują linie absorpcyjne sodu i wapnia, pierwiastków, które właściwie nie powinny być obserwowane*. Linie te były wyjątkowo os- * Ze względu na wysoką temperaturę powierzchniową gwiazd wczesnych typów widmowych atomy sodu i wapnia (oraz innych metali) są zjonizowane. Brak elektronów na zewnętrznych orbitach uniemożliwia powstawanie charakterystycznych linii widmowych. Absorpcyjne linie widmowe metali staja się intensywne dopiero w atmosferach gwiazd o niskich temperaturach powierzchniowych (późne typy widmowe), tam, gdzie nie dochodzi do jonizacji atomów. 20 — Astronomia populanui 305 trę, co dowodziło, że powstają w gazie o znacznie niższej temperaturze i gęstości w porównaniu 7. temperaturami i gęstościami atmosfer gwiezdnych. Ponadto linie te wykazywały na ogół inną prędkość radialną obiektów niż linie wodorowe i helowe pochodzenia gwiazdowego, tak jak to po raz pierwszy zaobserwował Hartmann w 1904. Nie koniec na tym. Linie były tym silniejsze, im większe było poczerwienienie wywołane przez ekstynkcję między-gwiazdową. Ostatniego dowodu niegwiazdowego pochodzenia linii dostarczyło porównanie widm gwiazd leżących w pobliżu równika Galaktyki z widmami gwiazd zasiedlających inne rejony. Okazało się, że linie sodu i wapnia występują tylko w tych pierwszych i że ich natężenie szybko maleje wraz ze wzrostem odległości od równika galaktycznego. Podane wyżej fakty można najłatwiej wytłumaczyć, jeśli przyjąć, że wzdłuż płaszczyzny Galaktyki rozciąga się warstwa gazu międzygwiazdowego odpowiedzialnego za pojawienie się w widmach gwiazd wczesnego typu wspomnianych linii absorpcyjnych, które możemy nazwać teraz liniami m i ę -dzygwiazdowymi. To, że w widmach gwiazd późniejszych typów widmowych nie obserwuje się linii międzygwiazdowych, objaśnia się tym, iż w widmach gwiazd o niskich temperaturach powierzchniowych występuje bardzo wielka ilość linii metali pochodzenia gwiazdowego, maskujących słabe linie międzygwiazdowe. Ponieważ początkowo obserwowano tylko linie sodu i wapnia, sądzono, że te pierwiastki stanowią gros masy gazu międzygwiazdowego. Pojawił się nawet termin „obłoki sodu". Później się jednak okazało, że w widmach gwiazd wczesnych typów można dostrzec linie międzygwiazdowe praktycznie wszystkich pierwiastków występujących w atmosferach gwiazd. Wreszcie stwierdzono, że skład chemiczny gazu międzygwiazdowego jest podobny do składu chemicznego przeciętnej gwiazdy, z jednym wyjątkiem: nie obserwowano zupełnie wodoru, który przecież stanowi około 60% masy atmosfer gwiezdnych. Anomalia ta stała się w pełni zrozumiała, gdy z szerokości linii międzygwiazdowych wyznaczono górną granicę temperatury gazu międzygwiazdowego: okazało się mianowicie, że przeważająca masa gazu międzygwiazdowego ma temperaturę poniżej 1000UC. W tej temperaturze wodór musi być w stanie neutralnym (tzn. że atomy wodoru nie są zjonizowane). Wodór neutralny o niskiej temperaturze nie ma żadnych widzialnych linii absorpcyjnych w dostępnym obserwacjom obszarze widma. Wodorowe linie absorpcyjne występują w dalekim nadfiolecie, który jest niestety całkowicie pochłaniany przez górne warstwy ziemskiej atmosfery, a więc niedostępny dla obserwatora z Ziemi. Jakże więc przekonano się o istnieniu wodoru w przestrzeni między-gwiazdowej? Dokonano tego w dwojaki sposób. W latach 1937-1938 udało się stwierdzić, przy użyciu specjalnego spektro- *Chodzi tu o tzw. temperaturę kinetyczną, czyli temperaturę będącą miarą cieplnego ruchu atomów gazu. 306 grafu, że rozległe przestrzenie wokół jasnych, gorących gwiazd wczesnych typów widmowych świecą światłem odpowiadającym (co do długości fali) wodorowej linii widmowej Ha> leżącej w czerwonej części widma. Ponieważ było to świecenie, a nie pochłanianie promieniowania, więc linia ta była widziana w emisji w widmie nie jako prążek ciemny (jak wszystkie linie absorpcyjne), lecz jako jasnoczerwony. Fakt, że przestrzeń międzygwiazdowa wysyła promieniowanie o długości fali odpowiadającej znanej linii wodoru, można było wytłumaczyć jedynie obecnością w tej przestrzeni wodoru pobudzonego przez jakiś czynnik do świecenia. W rok po tym obserwacyjnym odkryciu duński astronom Strómgren podał teoretyczną interpretację zjawiska, Rozumowanie jego było następujące. Świecenie wodoru wyjaśnić można efektem jonizacji atomów wodoru przez promieniowanie krótkofalowe jasnych, gorących gwiazd wczesnych typów widmowych. Jeżeli jakiś obłok materii międzygwiazdowej znajdzie się w pobliżu takiej gwiazdy, to krótkofalowe promieniowanie tej gwiazdy będzie wybijać elektron z atomów wodoru (jonizacja). Większość atomów wodoru ulegnie przeto jonizacji i gaz będzie się praktycznie składał z jąder atomów wodoru i swobodnych elektronów. Spotkania między tymi dwoma rodzajami cząstek będą prowadziły do chwilowego powstawania neutralnych (nie zjonizowanych) atomów wodoru, natychmiast zresztą z powrotem rozbijanych przez promieniowanie na jądra i swobodne elektrony. Jednakże w czasie łączenia się jąder i swobodnych elektronów emitowana jest energia promienista, w szczególności pojawia się wspomniana wyżej linia wodorowa Ha. Tak więc obszary wokół jasnych, gorących gwiazd, wysyłające linię H„, są to chmury zjonizowanego wodoru. Nazywa się je obszarami HII. Obłoki wodorowe, które nie leżą w pobliżu jasnych i gorących gwiazd, nie będą zjonizowane i nie będą emitować linii widmowej H„. Nazywa się je obszarami HI. Nie można ich oczywiście tak łatwo zaobserwować jak obszarów HII. Powiemy o tym za chwilę. Pomiary natężenia linii widmowej H,, i linii emisyjnych innych pierwiastków, wysyłanych przez obszary HII, pozwoliły na wyznaczenie średniej gęstości przestrzennej wodoru, zawartości innych pierwiastków i temperatury gazu w typowych obszarach HII. Okazało się, że wodór jest pierwiastkiem dominującym: stanowi około 80-90% gazu międzygwiazdowego; z pozostałych 10-20% większość przypada na hel, a wszystkie inne pierwiastki stanowią w sumie poniżej 1%. Dane te odnoszą się do liczby atomów w jednostce objętości. Ponieważ masy atomów różnych pierwiastków różnią się znacznie, więc na wagę wodór stanowiłby około 60%, hel — 20-30%, a cięższe pierwiastki — około 3-4%. Jest to skład chemiczny bardzo zbliżony do składu chemicznego przeciętnych gwiazd z ciągu głównego, np. Słońca. Gaz międzygwiazdowy charakteryzuje się niezmiernym rozrzedzeniem. Średnio w l cm3 znajduje się jeden atom. Dla porównania: atmosfera ziemska zawiera około 10 trylionów atomów w l cm3 (1019). Oznacza to, że w l km3 przestrzeni międzygwiazdowej znajduje się mniej atomów niż w l mm3 307 ziemskiego powietrza. Odnosi się to do przeciętnych obłoków HII. Niektóre, bardzo gęste chmury zjoni/owanego wodoru, jak np. mgławica w Orionie (por. zdjęcie str. 298), mają gęstości znacznie większe, rzędu kilkudziesięciu tysięcy atomów w l cm3. Ale nawet i w tym przypadku rozrzedzenie jest około 100 tyś. razy większe niż w tzw. dobrych „próżniach" uzyskiwanych w laboratoriach ziemskich. Obszary HII, ogrzewane przez jasne, gorące gwiazdy, mają wysokie temperatury*, przeciętnie około 7 tyś. stopni. Pomiary prędkości radialnych linii Ha w różnych częściach obłoków wykazywały, że panuje tam burzliwy ruch. Poszczególne warstwy przemieszczają się z prędkością kilkunastu kilometrów na sekundę. Ruchy takie występują w szczególności w tych chmurach gazowych, w których „zanurzona" jest znaczna liczba jasnych, gorących gwiazd należących do wczesnych typów widmowych. Każdą taką gwiazdę uważać można za „punktowe" źródło energii, silnie ogrzewające gaz w swym sąsiedztwie. Ogrzany gaz stara się rozprężać na wszystkie strony i w wyniku nakładania się wielu takich ruchów otrzymujemy — wspomniany powyżej — burzliwy ruch gazu jako całości. Cała energia tego ruchu pochodzi oczywiście od energii promienistej gwiazd, a zatem w ostatniej instancji — od energii wyzwolonej w przemianach jądrowych. Nie na tym jednak koniec przemian energii. Oto energia kinetyczna ekspandujących strumieni przechodzi w energię termicznego ruchu atomów, a ta z kolei w energię promieniowania gazu. To ostatnie ma postać po części światła widzialnego, po części promieniowania podczerwonego. W rezultacie gaz oprócz linii wodorowej H., wysyła też linie innych pierwiastków — głównie tlenu i neonu. Typowym przykładem takiej rozległej chmury HII, utkanej licznymi gorącymi gwiazdami, jest mgławica w Orionie. Wspomnieliśmy poprzednio o nie zjonizowanych — a zatem nie świecących w linii H„ — obłokach HI. Jak je odkryto? Początkowo o ich istnieniu wnioskowano na drodze pośredniej. Stwierdzono mianowicie, że rozmiary obszarów HII otaczających jasne, gorące gwiazdy zależą od ilości wysyłanego przez gwiazdę promieniowania jonizującego: im większe natężenie wysyłanego promieniowania, tym większy rozmiar obszaru świecącego otaczającego gwiazdę. Prawidłowość ta powtarza się również w przypadku mgławic świecących głównie dzięki rozpraszaniu światła gwiazd przez pył międzygwiazdo-wy, toteż jasne gwiazdy są na ogół otoczone dużymi mgławicami. Nasuwa się więc przypuszczenie, że mgławica pyłowo-gazowa czy też gaz stanowiący obłok HII nie kończą się w tym miejscu, w którym obserwuje się „brzeg" mgławicy. Materia międzygwiazdowa musi się rozciągać znacznie dalej, a wspomniany „brzeg" odpowiada tylko pewnej granicznej jasności mgławicy, którą to jasność mogą jeszcze zarejestrować instrumenty badawcze, np. klisza fotograficzna. Idąc dalej tą drogą, można przypuścić, że cala przestrzeń w pewnym pasie wokół płaszczyzny równika galaktycznego jest wypełniona *Zaów mowa tu o temperaturach kinetycznych. 308 gazem i pyłem miedzygwiazdowym na ogół niewidocznym, a tylko te spośród obłoków gazowo-pyłowych, które przypadkowo znajdą się w pobliżu dostatecznie jasnej gwiazdy — będą świeciły jako jasne mgławice. Rozmiar tych mgławic powinien więc istotnie zależeć od jasności gwiazd, a świecenie w linii H, (obłok HII) winno się wiązać z natężeniem wysyłanego przez gwiazdę promieniowania nadfioletowego, zdolnego jonizować wodór. Powyższy obraz został potwierdzony przez teoretyczne oszacowania astronomów radzieckich: .A.mbarcumiana i Gordeladze. Okazało się, że liczba mgławic otaczających gwiazdy różnych typów widmowych jest proporcjonalna do łącznej objętości obszarów, które mogą być oświetlone przez te gwiazdy. Tak więc już pod koniec lat trzydziestych naszego stulecia ugruntowało się przekonanie, że gaz międzygwiazdowy — którego głównym składnikiem jest wodór — tworzy wraz z cząstkami pyłowymi niezmiernie rozrzedzoną warstwę materii rozciągającą się pasem o szerokości 200-300 ps wzdłuż całej płaszczyzny równika galaktycznego. Obserwacyjne potwierdzenie tego, że oprócz jasnych, świecących mgławic i obszarów HII istnieją rozległe, ciemne chmury gazów nie zjonizowanych, uzyskano dopiero na początku lat pięćdziesiątych, dzięki gwałtownemu rozwojowi radioastronomicznych metod obserwacji, jaki nastąpił w latach po drugiej wojnie światowej. Oto w 1944 młody podówczas holenderski astronom H.C. van de Hulst przewidział na drodze rozważań teoretycznych, że nie zjonizowane (neutralne) atomy wodoru powinny wysyłać promieniowanie elektromagnetyczne o długości fali 21,1 cm* — a zatem promieniowanie leżące w dziedzinie fal radiowych. Ilość energii niesionej przez pojedynczy kwant tego promieniowania jest tak mała (około 10~5 elektronowolta**), że może je wysyłać wodór znajdujący się w temperaturze niemalże zera bezwzględnego. Tak więc w praktyce chmury nie zjonizowanego wodoru zawsze powinny „świecić" w linii 21 cm, niezależnie od tego jak niska byłaby ich temperatura. Przewidywania te zostały w pełni potwierdzone w latach 1950-1952, kiedy to dokonano pierwszych udanych pomiarów natężenia radiopromieniowania w linii 21 cm. Okazało się, że cały pas Drogi Mlecznej wysyła to promieniowanie, przy czym natężenie jego maleje wraz z odległością od płaszczyzny Galaktyki. Szerokość warstwy wodoru w okolicach Słońca ocenia się na około 300 ps, a średnia jego gęstość wynosi około l atomu na l cm3, co odpowiada mniej więcej masie l mg rozprowadzonej w sześcianie o bolcu 80 km. Warstwa neutralnego wodoru nie zalega przestrzeni równomiernie. Podobnie jak pył międzygwiazdowy czy różne pierwiastki, tak i wodór neutralny występuje w przestrzeni w postaci mniejszych lub większych chmur, mię- * Emisja tego promieniowania związana jest ze zmianą orientacji tzw. spinu (kretu) elektronu w stosunku do spinu jądra w atomie wodoru znajdującym się w stanie nie wzbudzonym. ** Elektronowolt jest jednostką energii. Energię l e Y uzyskuje elektron po przejściu różnicy potencjałów l V. l erg odpowiada niemal bilionowi elektronowoltów. 309 dzy którymi rozciąga się niezmiernie rozrzedzony ośrodek międzyobłoczny o gęstości prawdopodobnie około 10 razy mniejszej od średniej gęstości materii międzygwiazdowej. Jakkolwiek nie ma na to bezspornych dowodów obserwacyjnych, wydaje się jednak bardzo prawdopodobne, że obłoki czy też chmury pyłowe, sodowe, wodorowe są jednocześnie obszarami o zwiększonej gęstości wodoru neutralnego. W badaniach postępuje się tak: jeśli odkryjemy w jakimś kierunku znaczną ilość obłoków pyłowych (np. poprzez analizę poczerwienień gwiazd), a potem stwierdzimy, że w świetle tych gwiazd (chodzi nam szczególnie o wczesne typy widmowe) istnieją linie pochodzenia międzygwiazdo-wego (sód, wapń i inne ciężkie pierwiastki), to można być pewnym, że również radioteleskop odbierze płynący z tego kierunku „szum" radiowy na fali o długości 21 cm — wskaźnik obecności wodoru neutralnego. W ten sposób różne metody dopełniają się i pozwalają na bardziej pełne badania rozmieszczenia, ruchów i gęstości chmur materii międzygwiazdowej w przestrzeni. W latach sześćdziesiątych astronomowie podjęli systematyczne poszukiwania innych składników w materii międzygwiazdowej. Chodziło im przede wszystkim o cząsteczki zbudowane z niewielkiej liczby atomów, a mające tę właściwość, że w warunkach panujących w przestrzeni międzygwiazdowej mogą wysyłać promieniowanie radiowe o natężeniu dostatecznie dużym, by istniała szansa zarejestrowania tej emisji przez urządzenia odbiorcze. Najbardziej obiecującą kandydatką była cząsteczka OH*, która może emitować promieniowanie radiowe w czterech widmowych liniach emisyjnych o długości fali Około 18 cm. Oszacowania teoretyczne wskazywały, że istnieje szansa obserwacji tych linii, jeśli cząsteczki OH „świecą termicznie", tzn. jeśli ich emisja wywołana jest przez temperaturę kinetyczną gazu międzygwiazdowego, która wynosi kilkadziesiąt lub kilkaset stopni w obszarach HI i kilka tysięcy stopni w obszarach HII. Istotnie, odkryto obszary emitujące w liniach OH, układające się wzdłuż pasa Drogi Mlecznej, podobnie jak wodór neutralny. Odkrycie to stało się jednocześnie sensacją z innego punktu widzenia. Mianowicie oprócz obszarów emitujących w liniach OH termicznie z temperaturą rzędu kilkudziesięciu stopni, obserwuje się też emisję OH tak intensywną, że jeśliby ją tłumaczyć emisją termiczną, odpowiedzialny za nią obszar musiałby mieć temperaturę powyżej miliona stopni, sięgającą nawet tysiąca bilionów (miliona miliardów) stopni. Obserwuje się również, że rozmiary kątowe tych obszarów są niezwykle małe — jak na obłoki materii międzygwiazdowej — bo wynoszą czasem tylko kilka dziesięciotysiecznych sekundy kątowej (!), co odpowiada rozmiarom liniowym kilku lub kilkunastu jednostek astronomicznych. Okazało się dalej, że względne natężenia owych czterech linii emisyjnych i ich polaryzacja są całkowicie niezgodne z przewidywaniami teorii świecenia termicznego. Je- *W warunkach ziemskich grupa OH nie występuje jako samodzielna cząsteczka. (Przyp. red.) dyną — jak się w tej chwili wydaje — możliwością wytłumaczenia tej anomalnej emisji OH jest założenie, że w przestrzeniach miedzygwiazdowych natura samorzutnie realizuje urządzenie wzmacniające pierwotny sygnał (tzn. słabą emisję termiczną OH) w sposób, który dopiero od niewielu lat opanowaliśmy dużym nakładem pomysłowości w skali laboratoryjnej: chodzi tu o wzmacnianie sygnału za pomocą wymuszonej emisji promieniowania, a więc zjawisko leżące u podstawy techniki laserów i maserów. Podanych zostało kilka schematów pracy tego hipotetycznego międzygwiazdowego masera, ale w chwili obecnej nie umiemy powiedzieć, który z nich jest odpowiedzialny za anomalną emisję miedzygwiazdowych cząsteczek OH. Faktem jest, że znaczna część obszarów emitujących anomalnie w liniach OH leży w pobliżu obszarów wodoru zjonizowanego (obszarów HII). Być może, cząsteczki masera międzygwiazdowego są „pompowane" do wyższych stanów energetycznych na skutek pochłaniania promieniowania wysyłanego przez gwiazdę wczesnego typu widmowego, jonizującego wodór. W licznych przypadkach obszary emisji OH wysyłają również maserowe promieniowanie cząsteczki wody, H2O. Oprócz cząsteczki OH obserwacje radiowe wykazały istnienie w przestrzeni międzygwiazdowej wielu prostych i złożonych cząsteczek: H2, SO, SiO, NH3 (amoniak), CH, CO (tlenek węgla), H,CO (formaldehyd), HCOOH (kwas mrówkowy), CH3OH (alkohol metylowy) i in. Zaskoczeniem było w szczególności wykrycie takich związków organicznych, jak formaldehyd, alkohol metylowy i in., których tu z braku miejsca nie wymieniamy. Nie wiadomo zupełnie, skąd się one wzięły w przestrzeni międzygwiazdowej, powstanie ich na drodze przypadkowego spotkania i połączenia się odpowiednich atomów jest bowiem skrajnie nieprawdopodobne. Wysunięto nawet przypuszczenia, że jest to ślad życia rozwijającego się w pustce przestrzeni międzygwiezdnych... Zwrócimy też uwagę na wymienioną wyżej cząsteczkę H-,. Przypuszcza się, że powstaje ona w reakcji łączenia się dwu atomów wodoru spotykających się na powierzchni ziarenka pyłu kosmicznego. Ziarenko takie działa wtedy jako katalizator. Niektórzy astronomowie sądzą, że w gęstych obłokach materii międzygwiazdowej — tam gdzie jest dużo pyłu, prawie cały wodór występuje w postaci cząsteczek H:. Aktualny stan naszych wiadomości o masach, rozmiarach oraz ruchach obłoków gazu i pyłu międzygwiazdowego można streścić następująco. W okolicach Słońca łączna masa materii międzygwiazdowej w jednostce objętości stanowi około 20% łącznej masy wszystkich zawartych w tejże jednostce gwiazd. Wraz ze wzrostem odległości od płaszczyzny równika galaktycznego gęstość materii międzygwiazdowej maleje szybko, mniej więcej tak, jak to ma miejsce w przypadku gwiazd wczesnych typów widmowych. Również w okolicy środka Galaktyki gęstość materii międzygwiazdowej jest mniejsza niż w pobliżu Słońca. W ogólnym bilansie masy Układu Drogi Mlecznej udział materii międzygwiazdowej jest więc raczej skromny — stanowi około 2-4% całkowitej masy 310 311 Galaktyki. Materia ta występuje w postaci chmur i obłoków o bardzo szerokiej skali rozmiarów i mas. Największe spośród kompleksów gazowo-pyło-wych mają średnice rzędu setek parseków i masy rzędu setek tysięcy mas Słońca. Średnice najmniejszych wyrażają się ułamkami parseka, a masy — ułamkami masy Słońca. Rozległe chmury nie są jednorodne: składają się z wielkiej liczby mniejszych lub większych zagęszczeń. Często operuje się pojęciem przeciętnego, typowego obłoku materii międzygwiazdowej, aczkolwiek pojęcie to jest właściwie pozbawione większego znaczenia ze względu na niezmierną różnorodność obłoków: otóż taki przeciętny obłok ma gęstość rzędu 20 atomów na l cm3, średnicę 5 ps oraz masę około 50 mas Słońca. Dane powyższe opierają się na obserwacjach w linii 21 cm. Skład chemiczny (wagowo) przeciętnego obłoku jest prawdopodobnie taki: wodór — około 60%, hel — 20-30%), a cięższe pierwiastki — około 3-4%. Pył ma w nim nieznaczny udział, prawdopodobnie poniżej 1%. Przeciętna prędkość przestrzenna takiego obłoku (w stosunku do systemu sąsiednich gwiazd i obłoków) wynosi około 10 km/s. Oczywiście układ wszystkich obłoków jako całość bierze udział w rotacji Galaktyki. W pobliżu jasnych, gorących gwiazd lub grup takich gwiazd wodór jest zjonizowany i obserwujemy obszary HII. Ponadto światło gwiazd ulega rozproszeniu na cząstkach pyłu. W przypadku gdy znaczna liczba jasnych gwiazd znajdzie się obok bądź też wewnątrz rozległego i gęstego kompleksu gazo-wo-pyłowego — obserwujemy jasną mgławicę, taką np. jak mgławica w Orionie. Jeżeli w pobliżu jasnych, gorących gwiazd gęstość materii międzygwiazdowej jest niewielka — mgławica będzie prawie niewidoczna. Jak to już mówiliśmy poprzednio, obszar HII rozciąga się tak daleko, jak daleko sięga promieniowanie jonizujące jasnych gwiazd. Wodór leżący w większych odległościach od gwiazdy wczesnego typu nie będzie zjonizowany (obszary HI). Jednakże do wnętrza tych obłoków docierać będzie ta składowa promieniowania gwiazd, która nie jest pochłaniana przez wodór. Promieniowanie to nie będzie już przeto w stanie jonizować wodoru, lecz zjonizuje z powodzeniem atomy węgla, krzemu, żelaza i innych pierwiastków. Poza promieniowaniem gaz międzygwiazdowy jest poddany bombardowaniu przez cząstki promieniowania kosmicznego, tj. bardzo szybko poruszające się protony i elektrony. O cząstkach tych będziemy mówić obszerniej później. Teraz interesują nas one jako czynnik jonizujący obszary wodoru nie zjonizowanego. A zatem nawet w obszarach HI będziemy mieli do czynienia z pewną jonizacją. W odróżnieniu jednak od obszarów HII teraz będzie głównie zjonizowany nie pierwiastek występujący najobficiej — wodór, lecz bardzo skąpo reprezentowane tzw. cięższe pierwiastki, a więc i stopień jonizacji będzie niewielki. Ze względu na to, że do wnętrza obłoków HI nie dociera wysokoenergetyczne promieniowanie (jest pochłaniane przez wodór na granicy obszarów HII i HI), temperatury obszarów HI są znacznie niższe od temperatur obszarów HII: wynoszą one około 100 K. (—170°C), a więc mniej więcej 100 razy 312 mniej niż w obszarach HII. Obłoki gazu poruszają się względem siebie z prędkością kilkunastu kilometrów na sekundę. Przy zderzeniach następują chwilowe skoki temperatury, nawet od 3 tyś. do 5 tyś. stopni. Gaz szybko jednak stygnie wskutek wypromieniowywania energii (w procesach zbliżonych do tych, jakie opisywaliśmy dla obszarów HII) i jego temperatura nie przekracza zazwyczaj 120 K. Temperatura ta jest określona z grubsza przez warunek równowagi między procesami ogrzewania i procesami chłodzenia gazu. Gaz neutralny (obszar HI) jest ogrzewany głównie przez cząstki promieniowania kosmicznego, które w czasie zderzeń przekazują atomom i elektronom gazu część swojej energii. Natomiast chłodzenie odbywa się na drodze utraty energii w postaci promieniowania elektromagnetycznego („wyświecanie"). Gdyby jednak nie dopływ ciepła pochodzącego od cząstek promieniowania kosmicznego, temperatura obszarów HI byłaby jeszcze niższa (około 30 K). Przeprowadzona w ostatnich latach analiza obserwacji świecenia rentgenowskiego materii międzygwiazdowej (zebranych za pomocą aparatury umieszczonej na amerykańskim sztucznym satelicie „Copernicus") wykazała, że promieniowanie to jest wysyłane m.in. przez jony tlenu o jonizacji piątego stopnia. Aby atom tlenu mógł utracić aż 5 zewnętrznych elektronów, temperatura otaczającego gazu musi być rzędu co najmniej od kilkuset tysięcy do miliona stopni. Oznacza to, że w materii międzygwiazdowej muszą istnieć obszary o tak wysokiej temperaturze. Co więcej, rentgenowskie świecenie jonów tlenu dochodzi praktycznie ze wszystkich rejonów Drogi Mlecznej. Tak więc te gorące obszary powinny w całej Galaktyce współistnieć z omawianymi poprzednio obszarami HI i HII. Przypuszcza się obecnie, że te bardzo gorące obszary stanowią rejony o bardzo niskiej gęstości gazu; jeżeli zdarzy się, iż supernowa wybuchnie w takim obszarze, z łatwością podgrzeje go do temperatury miliona stopni. Gaz o tak wysokiej temperaturze i niskiej gęstości emituje stosunkowo niewielką ilość promieniowania i czas jego stygnięcia jest na tyle długi, iż nim temperatura opadnie, doczeka się on następnej eksplozji (innej) supernowej, która znów go podgrzeje. Obliczenia wykazują, że sąsiednie wysokotemperaturowe obszary mogą się łączyć ze sobą. Uzyskuje się w ten sposób obraz warstwy materii międzygwiazdowej przenikniętej systemem „gorących tuneli" utworzonych ze stykających się ze sobą obszarów wysokotemperaturowych. Ten system „tuneli" może zajmować znaczny ułamek (do połowy?) całkowitej objętości zajmowanej przez materię między-gwiazdową. Podsumowanie aktualnych poglądów na stan gazu międzygwiazdowego podane jest w tabeli 9. Z powyższych rozważań wynika, że cała warstwa materii międzygwiazdowej charakteryzuje się silnymi fluktuacjami gęstości* i bardzo burzliwymi ruchami. W czasie zderzeń strumieni i obłoków gazowych energia kinetyczna *Fluktuacja gęstości jest to miejscowe zgęszczenie lub rozrzedzenie ośrodka. 313 ruchu zmienia się w energię cieplną — co podnosi temperaturę gazu — a następnie zostaje wypromieniowana przez gaz i w ten sposób wypływa poza granice naszej Galaktyki, w przestrzeń międzygalaktyczną. Wypromieniowa-nie energii przez gaz odbywa się niezwykle szybko. Aby więc podtrzymywać ruchy gazu międzygwiazdowego przez czas dłuższy, np. przez okres porównywalny z wiekiem Galaktyki (trudno przecież przypuścić, by gaz między-gwiazdowy był zazwyczaj w bezruchu, a poruszał się tylko w chwili, gdy dokonujemy obserwacji), musi istnieć źródło energii nadającej stale obłokom gazu prędkości rzędu kilkunastu kilometrów na sekundę. Źródłem takim może być np. opisana już ekspansja obszarów HII powstałych wokół jasnych, gorących gwiazd. Przy takim założeniu ruchy rozszerzających się obłoków gazu zjonizowanego „pchałyby" — na podobieństwo tłoka — gaz nie zjoni-zowany i nadawały obłokom HI odpowiednie prędkości. TABELA 9 Inna możliwość — to swoista rakieta międzygwiazdowa: obłok HI, który by się znalazł w pobliżu gorącej gwiazdy, uległby jonizacji i ogrzaniu od strony tej gwiazdy. Gorący, zjonizowany gaz tej części obłoku zacząłby się szybko rozszerzać, a zatem opuszczać obłok na podobieństwo strumienia gazów opuszczających dyszę rakiety. W rezultacie reszta obłoku uzyskałaby pewną prędkość w kierunku przeciwnym. Dalej można wziąć pod uwagę gwałtowne rozszerzanie się chmur gazowych, towarzyszące wybuchowi gwiazdy supernowej. Wybuch taki polega na wyrzucaniu przez zaawansowane w rozwoju, masywne gwiazdy znacznych ilości materii z dużymi prędkościami. Towarzyszy temu niezwykle gwałtowny wzrost jasności gwiazdy. Istnieje typ supernowych, z których materia jest wyrzucana z prędkościami tysięcy kilometrów na sekundę, a ilość wyrzucanej masy sięga masy Słońca lub więcej. Wybuch supernowej równoznaczny jest więc z dostarczeniem otaczającym chmurom gazu znacznych ilości energii w postaci energii kinetycznej cząstek oraz energii promienistej. Wszystkie wymienione wyżej mechanizmy dostarczania energii ruchu obłokom gazu między gwiazdowego opierają się w ostatniej instancji na takim czy innym przekształceniu energii wyzwolonej we wnętrzach gwiazd. Procesy jąd- rowe w gwiazdach są oczywiście w stanie pokryć „zapotrzebowanie" na energię ze strony gazu międzygwiazdowego. Kłopot w tym, że — jak wskazują oceny teoretyczne — znaczna część tej energii zmienia się bezpośrednio w ciepło bez uprzedniego wykonania pracy: rozpędzania obłoków gazowych, po prostu straty cieplne opisanych powyżej „maszyn" do rozpędzania obłoków są zbyt duże i bilans cieplny dla Galaktyki jeszcze się niezupełnie zgadza. Być może w przyszłości, kiedy lepiej prześledzimy te procesy obserwa-cyjnie i teoretycznie, okaże się, że główną przyczyną burzliwego ruchu materii międzygwiazdowej są inne zjawiska. Pola magnetyczne w przestrzeni Ośrodek międzygwiazdowy jest również siedliskiem nie wspomnianej dotąd, bardzo obszernej klasy zjawisk — tzn. efektów hydromagne-t y c z n y c h*. Chodzi tu o procesy, w których występuje powiązanie ruchów cieczy lub gazów z przepływem prądów elektrycznych i powstawaniem pól magnetycznych w tych obszarach. Powiązanie takie pojawia się wtedy, gdy przewodnictwo elektryczne cieczy (gazu) jest na tyle wielkie, że raz wzbudzone prądy elektryczne mogą krążyć — praktycznie bez przeszkód — przez bardzo długi czas. Z przepływem prądów elektrycznych wiąże się zazwyczaj powstanie pól magnetycznych. Jeżeli prądy elektryczne są długotrwałe — również i towarzyszące im pola magnetyczne będą długowieczne. Każdy ruch cieczy (gazu) prowadzić będzie oczywiście do zmian w rozkładzie prądów elektrycznych w niej płynących (poszczególne elementy cieczy będą się w ogólności względem siebie w czasie ruchu przemieszczały). Zmiany te odbijają się z kolei na przebiegu pól magnetycznych. Pola magnetyczne mają pewną własną energię i mogą oddziaływać z ciekłym lub gazowym ośrodkiem przewodzącym. Siły te zależą od przebiegu pól magnetycznych w materii. Tak więc każdy ruch ze strony cieczy, zmieniający przebieg linii sił pola, będzie powodował reakcję ze strony tego pola w postaci sił magnetycznych działających na ciecz, a to z kolei będzie wpływać na ruch cieczy, powodując dalsze zmiany w rozkładzie pól itd. Otrzymuje się w ten sposób niezwykle skomplikowany charakter ruchu i przebiegu pól magnetycznych. Istnienie takich sprzężeń między ruchami cieczy przewodzącej elektrycznie (lub gazu) a konfiguracją pól magnetycznych stanowi o istocie zjawisk, zwanych hydro-magnetycznymi. W skali laboratoryjnej zjawiska takie leżą u podstaw teorii tzw. kontrolowanej reakcji termojądrowej, czyli kontrolowanej reakcji syntezy wodoru w hel. *Albo magnetohydrodynamicznych. Była o nich mowa przy omawianiu wnętrza Słońca. Gaz międzygwiazdowy, podobnie jak gaz w atmosferach i wnętrzach gwiazd, jest dobrym przewodnikiem prądu elektrycznego. Za dobre przewodnictwo elektryczne tego gazu odpowiedzialne są swobodne elektrony, obficie w nim występujące. W obszarach HII swobodne elektrony istnieją dzięki prawie całkowitemu zjonizowaniu wodoru; w obszarach HI wodór jest również w pewnym stopniu zjonizowany wskutek oddziaływania z promieniowaniem kosmicznym, a ponadto elektrony dostarczane są przez atomy węgla, krzemu, żelaza i innych metali. Jest ich przeto znacznie mniej niż w HII, ale wystarczająco dużo, by zapewnić dobre przewodnictwo elektryczne nawet bardzo chłodnym i gęstym obszarom HI. Przewodnictwo elektryczne gazu międzygwiazdowego jest tak duże, że raz wzbudzony prąd może płynąć przez miliony, a nawet miliardy lat. Równie długo istnieć będzie oczywiście towarzyszące mu pole magnetyczne. Charakterystyczną więc cechą pól magnetycznych w przestrzeni międzygwiazdowej będzie ich długotrwałość. Inną, niezmiernie istotną cechą jest — można to tak nazwać — „wmrożenie" linii sił pola magnetycznego w przewodzący gaz międzygwiazdowy. Chodzi o to, że linie sił pola nie mogą się przemieszczać w stosunku do materii, którą przenikają. Jeśli przez jakiś element gazu międzygwiazdowego przechodzą w danym momencie linie sił pola magnetycznego, to praktycznie zawsze będą one tamtędy przechodziły, niezależnie od tego, jakim przemieszczeniom i deformacjom będzie podlegał element gazu w czasie swych ruchów. Owo „wmrożenie" jest również wynikiem wysokiego przewodnictwa elektrycznego: jakiekolwiek przesunięcie linii sił w stosunku do materii indukuje natychmiast — wobec wysokiego przewodnictwa — tak intensywne nowe prądy elektryczne, że powstałe dzięki temu siły elektromagnetyczne niezwłocznie przywracają poprzedni stan rzeczy, czyli wyjściową konfigurację linii sił w stosunku do materii. Wskutek zjawiska „wmrożenia" w gazie międzygwiazdowym mogą się rozchodzić pewne fale będące kombinacją zwykłych fal hydrodynamicznych, głosowych i elektromagnetycznych. Fale takie nazywamy w ogólności falami hydromagnetycznymi lub magnetohydrodynamiczny-m i. Pole magnetyczne ma taką własność, że jego linie sił wykazują pewnego rodzaju sprężystość, podobnie jak np. napięta struna. Zaburzenie, czyli zmiana przebiegu linii sił pola — to jakby potrącenie czy wygięcie takiej struny. I podobnie jak z chwilą potrącenia struny zaczyna się wzdłuż niej przemieszczać drganie (fala), tak wzdłuż zaburzonej linii pola magnetycznego będzie się rozchodzić pewna fala. Gdyby pole magnetyczne znajdowało się w próżni — byłaby to zwykła fala elektromagnetyczna rozchodząca się z prędkością światła. Jeżeli jednak linia sił „wmrożona" jest w zjonizowany gaz, to powstająca fala spowoduje zaburzenie nie tylko samych linii sił, ale wywoła również drobne przesunięcia „przyklejonych" elementów gazu — w takt drgań linii sił. Jest to właśnie pewien szczególny typ fali hydromagnetycznej. Prędkość rozchodzenia się tej fali nie jest już równa prędkości światła, ale na ogół znacznie mniejsza; zależy to od gęstości gazu i natężenia pola. Przecięt- 316 nie w gazie międzygwiazdowym prędkość ta wynosi kilka lub kilkanaście kilometrów na sekundę. Z powyższych rozważań wynika, że cała warstwa materii międzygwiazdowej jest przeniknięta systemem biegnących we wszystkich kierunkach fal hyd-romagnetycznych rozmaitych typów. Ruch każdego z obłoków będzie bowiem deformował pole magnetyczne, które przezeń przenika, co z kolei spowoduje powstanie fal hydromagnetycznych zmuszających do ruchu gaz leżący w sąsiedztwie itd. Zjawiska te są niezmiernie skomplikowane i na razie jesteśmy jeszcze dalecy od ich zadowalającego rozumienia. Wydaje się jednak dosyć pewne, że niezależnie od natężenia początkowych pól magnetycznych w gazie międzygwiazdowym, linie sił pola magnetycznego w wyniku ruchu burzliwego będą się stale zaplątywać, a zatem średnia odległość między „sąsiednimi" liniami będzie maleć. Spowoduje to wzrost natężenia pola magnetycznego trwający dopóty, dopóki średnia energia magnetyczna w rozważanej objętości nie zrówna się ze średnią energią kinetyczną ruchu burzliwego w tejże objętości. Dalszy wzrost będzie już niemożliwy, bowiem pole magnetyczne miałoby wtedy taką energię, że mogłoby się skutecznie opierać dalszemu zaplątywaniu linii sił w wyniku ruchu burzliwego. Możemy więc oczekiwać, że jeśli w gazie międzygwiazdowym istnieją pola magnetyczne — to ich natężenie nie będzie przekraczać wartości panującej w chwili równowagi obu wspomnianych wyżej energii. Ponieważ energię kinetyczną ruchu burzliwego stosunkowo łatwo jest oszacować — np. mierząc prędkości radialne obłoków z przesunięć linii międzygwiazdowych — możemy też oszacować górną granicę natężenia pola. Wynosi ono około 2- 10~5Oe. W przeciętnym obłoku czy też w ośrodku międzyobłocznym natężenie jest prawdopodobnie znacznie mniejsze, między 10~6 a 10~5 Oe. Komuś przyzwyczajonemu do standardów laboratoryjnych może się to wydawać bardzo niewiele. Pola magnetyczne w Galaktyce zalegają jednak olbrzymie połacie przestrzeni i łączna ich energia jest bardzo wielka. Szczególnie istotną cechą tych pól jest niezmierna trwałość, której powody wyjaśnialiśmy na str. 316. W przypadku pól magnetycznych o rozmiarach setek parseków trwałość wyraża się miliardami lat, tak że nie jest wykluczone, iż pola te są reliktami przedgalaktycznego stadium materii. Pola mniejszych rozmiarów zanikają szybciej, ale i tak np. pole magnetyczne o rozmiarach przeciętnego obłoku materii międzygwiazdowej będzie miało czas zaniku rzędu kilkudziesięciu milionów lat. Być może więc, że pola magnetyczne przenikające obłoki gazu międzygwiazdowego są decydującym czynnikiem zapewniającym tym tworom pewną wewnętrzną spójność i trwałość. O innych aspektach roli pól magnetycznych i ich związku ze strukturą naszej Galaktyki mówić będziemy później. Wszystkie nasze dotychczasowe rozważania dotyczące pól magnetycznych miały charakter spekulacji. Tak się bowiem nieszczęśliwie składa, że jakkolwiek istnieje wiele przesłanek teoretycznych przemawiających za istnieniem owych pól, to bezpośrednie potwierdzenie obserwacyjne tego faktu jest nie- 317 zmiernie trudne. Pola magnetyczne w obiektach pozaziemskich wykrywa się na ogół dzięki tzw. efektowi Zeemana. Jeśli atomy wysyłające światło o określonej długości fali umieścimy w polu magnetycznym, to linia widmowa ulegnie pewnemu rozszczepieniu (rozpadnie się na dwa lub trzy składniki). Wielkość tego rozszczepienia zależy od natężenia pola magnetycznego. Niestety, jeśli chodzi o optyczną dziedzinę widma, to spodziewane rozszczepienie linii międzygwiazdowych, wywołane przez pole magnetyczne o natężeniu 10" 6 lub 10~5 Oe, jest zbyt małe, by można je było zmierzyć na obecnym etapie rozwoju techniki instrumentalnej. Znacznie łatwiej to uczynić w przypadku fal radiowych. Obiektem badawczym stało się oczywiście promieniowanie wodoru neutralnego o długości fali 21 cm. Istotnie, udało się zmierzyć ślady rozszczepienia zeemanowskiego tej linii dla niewielkiej liczby obłoków gazu międzygwiazdowego o wyjątkowo wąskich i ostrych liniach. Okazało się, że pole magnetyczne jest rzeczywiście takie, jakiego oczekiwano, tzn. że ma natężenie 10~6—10~5 Oe. Ale obserwacje te odnoszą się do obłoków o wąskich liniach widmowych, czyli do obłoków o niskiej temperaturze, nie wykazujących burzliwych ruchów wewnętrznych. Są to więc obłoki pod pewnymi względami nietypowe; pole magnetyczne w typowych obłokach jest zapewne znacznie słabsze. Oprócz powyższego bezpośredniego potwierdzenia astronomowie posługiwali się mniej więcej od 1950 pewną pośrednią metodą wnioskowania o natężeniach i kierunkach pól magnetycznych w przestrzeni między gwiazdowej. Możliwości tej dostarczyły obserwacje polaryzacji światła gwiazd i polaryzacji świecenia radiowego wysyłanego przez źródła radiowe. Wiadomo dobrze, że w fali ąwietlnej czy — ogólniej — elektromagnetycznej drgania mają kierunek poprzeczny w stosunku do kierunku rozchodzenia się fali. Taką falą poprzeczną jest też np. fala wzbudzona przez potrącenie napiętej struny. I podobnie jak drgania poziomej struny mogą się odbywać w dowolnym kierunku: z góry na dół lub na boki, w zależności od tego, w którą stronę nastąpiło początkowe szarpnięcie, tak i zwykła, tzn. nie spolaryzowana fala świetlna drga jednocześnie w różnych kierunkach, prostopadłych do kierunku swego ruchu, z jednakową częstością. Światło nazywamy spolaryzowanym wtedy, jeżeli drgania zachodzą tylko w pewnym wybranym kierunku. W przypadku struny polaryzacja drgań nastąpiłaby wówczas, gdybyśmy ujęli strunę w dwie równoległe do niej de-szczułki i ograniczyli w ten sposób jej drgania do kierunku np. góra-dół. Obserwacje wykonane dla kilku tysięcy dalekich gwiazd, głównie wczesnych typów widmowych, wykazały, że światło ich jest w niewielkim stopniu spolaryzowane. Najbardziej jednak zadziwiający okazał się fakt, że polaryzacja gwiazd leżących od siebie w odległości kilkuset parseków, a nawet dalej, ma ten sam kierunek. Świadczy to niezbicie, że najprawdopodobniej polaryzacja nie jest związana z samą gwiazdą, bowiem nie ma powodów, dla których gwiazdy tak niezmiernie od siebie odległe miałyby wysyłać światło spolaryzowane w tym samym kierunku. Interpretacja tego faktu staje się nato- 318 miast łatwa, jeśli przyjąć, że gwiazda wysyła światło zwykłe nie spolaryzowane, a polaryzacja pojawia się dopiero jako wynik działania materii między-gwiazdowej. Dodatkowym argumentem jest tu fakt, że polaryzacja przejawia się tym wyraźniej, im większa ilość materii międzygwiazdowej leży między nami a badaną gwiazdą. Powstaje teraz pytanie, w jaki sposób materia mię-dzygwiazdowa może spolaryzować mniej więcej w podobny sposób światło gwiazd nadbiegające z rozmaitych stron Galaktyki. Obliczenia teoretyczne wykazały, że aby materia międzygwiazdowa mogła polaryzować światło, cząstki pyłu międzygwiazdowego powinny być nieco wydłużone i ich dłuższe osie powinny być w pewien sposób ustawione w przestrzeni. Powracając do naszej analogii, muszą one spełniać rolę owych deszczułek nie pozwalających światłu drgać we wszystkich kierunkach. Jakiż wszakże czynnik może w żądany sposób porządkować ustawienie cząstek pyłu w obszarach o rozmiarach rzędu setek i tysięcy parseków? Może nim być właśnie pole magnetyczne o natężeniu 10'6—10"5 Oe. Aby uporządkowanie było mniej więcej takie samo na bardzo dużych przestrzeniach, pole magnetyczne powinno mieć linie sił możliwie mało splątane. Dochodzimy w ten sposób do obrazu pola magnetycznego w Galaktyce, rozciągającego się na przestrzeniach setek i tysięcy parseków, o liniach sił mniej więcej równoległych. Stoi to w pewnej sprzeczności z chaotycznym, silnie zaplątanym polem magnetycznym, o którym mówiliśmy przed chwilą, i — niestety — na obecnym etapie rozwoju naszej wiedzy o polach magnetycznych nie jesteśmy w stanie tej sprzeczności usunąć. Z jednej strony, burzliwy ruch gazu międzygwiazdowego sugeruje splątany obraz linii sił, z drugiej strony — obserwacje polaryzacji światła gwiazd świadczą o regularnym przebiegu tych linii w bardzo wielkich obszarach. Być może uda się pogodzić obie koncepcje przyjmując, że pole magnetyczne ma wprawdzie strukturę bardzo chaotyczną, ale jeden kierunek linii sił jest szczególnie uprzywilejowany. Ten kierunek pola decydowałby wtedy o mniej więcej jednakowym kierunku polaryzacji światła różnych gwiazd. Polaryzacja promieniowania występuje nie tylko w przypadku promieniowania widzialnego, ale również promieniowania radiowego wysyłanego przez różne źródła radiowe we Wszechświecie. Otóż wiadomo, że gdy wiązka płasko spolaryzowanego promieniowania radiowego przechodzi przez zjonizo-wany gaz, przeniknięty polem magnetycznym, to płaszczyzna polaryzacji tego promieniowania (pamiętamy, że płaszczyznę tę wyznacza kierunek, w którym zachodzą najintensywniejsze drgania wektora elektrycznego fali) ulega skręceniu (tzw. skręcenie Faradaya) o kąt tym większy, im większą ilość ładunków (jonów i elektronów) promieniowanie napotkało na swojej drodze i im większe jest natężenie pola magnetycznego. Ściślej biorąc, chodzi tu nie o całkowite natężenie pola, ale o natężenie tej jego składowej, która jest równoległa do kierunku rozchodzenia się fali. Skręcenie to jest tym większe, im większa jest długość fali. Jeżeli teraz zestawić pomiary polaryzacji promieniowania radiowego źródeł leżących w pasie Drogi Mlecznej, to okazuje się, że orientacja płaszczyzny polaryzacji tego samego źródła jest różna dla różnych 319