Widmo widzialne każdego składnika (środkowa krzywa, górne panele) uzyskano poprzez obrotowe wygładzenie śladu słonecznego za pomocą odpowiedniego v sin i; cecha absorpcji w pobliżu 6339 Å jest nierozwiązanym bliskim połączeniem. Pionowa linia przerywana oznacza położenie spoczynkowe środkowej ostrej absorpcji. Dla przejrzystości przyjęto, że widmo pierwotne jest o 10% jaśniejsze niż widmo wtórne przy tej długości fali czerwonej (co odpowiada V ∿ 0,1 mag); widmo wtórne jest zacienione. Zwróć uwagę na wyblakły wygląd tego ostatniego. Kiedy oba widma zostaną połączone w celu uzyskania kompozytu na górze każdego panelu, ostre linie pierwotnego rozmywają się we względnym strumieniu około 2 razy i opadają na falujące tło zapewniane przez rozmazany obrotowo element wtórny. Nic dziwnego, że tak trudno było wyizolować wtórny udział w historycznych, zaszumionych widmach fotograficznych.

Pomiary wysokoenergetyczne

Capella była pierwszą "normalną" gwiazdą pozasłoneczną wykrytą w promieniach rentgenowskich (nieoczekiwanie podczas lotu rakiety sondującej) i jest jasnym źródłem linii emisyjnej w dalekim ultrafiolecie. Wysoka "aktywność" systemu sprawiła, że stał się on popularnym celem obserwatoriów statków kosmicznych, począwszy od programu Copernicus w połowie lat 70. obserwatorium BeppoSAX. We wczesnych pracach Kopernika A.K. Dupree odkrył silnie przesunięte w stronę błękitu wysokie wzbudzenie O VI λ1032 w Capelli w stosunku do oczekiwanej prędkości gwiazdy głównej w konkretnej obserwowanej fazie orbity. Zinterpretowała te przesunięcia jako dowód na masywny wiatr T ∿ 10⁵ K emanujący z gwiazdy głównej. Później, podczas przeglądu całego nieba przeprowadzonego przez HEAO-1, odkryto, że Capella ma podobny wysoki poziom promieniowania rentgenowskiego z krótkotrwałymi (P ∿ kilka dni) zamkniętymi pływowo układami podwójnymi RS Canum Venaticorum i został wyznaczony na długookresowego członka tej klasy. Późniejsze badania T.R. Ayresa i J.L. Linsky′ego przy użyciu spektrometru echelle dalekiego ultrafioletu na pokładzie International Ultraviolet Explorer, rozpoczęte wkrótce po jego wystrzeleniu w 1978 r., nieoczekiwanie odkryły, że szybko rotująca gwiazda wtórna G1 III była odpowiedzialna za praktycznie wszystkie zjawiska o wysokim wzbudzeniu emisje układu (z gatunków takich jak Si IV λ1393 i C IV λ1548, tworzących się w T ∿ 6 × 10⁴-¹⁰⁵ K, warunki charakterystyczne dla Słońca podkoronowego REGIONU PRZEJŚCIOWEGO). Wykryto jedynie niewielki udział wolno obracającej się części pierwotnej G8 III. (Z perspektywy czasu wcześniejsze wyniki programu Copernicus dla O VI można zreinterpretować jako lekko przesuniętą ku czerwieni emisję gwiazdy wtórnej w określonej fazie orbitalnej.) Dolne panele rysunku ilustrują wpływ dubletu C IV na podstawie szerokości linii i względnych przesunięć oraz intensywności kontinuum zmierzone w widmach Kosmicznego Teleskopu Hubble′a (instrument GHRS) przez BE Wooda i współpracowników. Pionowa przerywana linia oznacza położenie spoczynkowe C IV λ1548. W przeciwieństwie do obszaru widzialnego, gwiazda wtórna G1 całkowicie dominuje w linii dalekiego ultrafioletu i (słabej) emisji kontinuum, podczas gdy gwiazda pierwotna G8 jest jedynie niewielkim zaburzeniem. Zwróć także uwagę na ogromne szerokości (∿150 kms^-1 pełnej szerokości przy połowie intensywności) składników C IV w gwieździe wtórnej (biorąc pod uwagę, że skala prędkości na tym obrazie jest "skompresowana" czterokrotnie w dolnych panelach w porównaniu z widma widzialnego ze względu na krótszą długość fali, ale taki sam odstęp 10 Å). Trudniej dojrzeć na tym odwzorowaniu systematyczne przesunięcia ku czerwieni linii C IV (w obu gwiazdach) w stosunku do prędkości oczekiwanych w każdej fazie orbity. Takie przesunięcia są powszechnie rejestrowane w widmach ultrafioletowych Słońca, na liniach wychodzących ze strefy przejściowej 10⁵ K, i uważa się, że są spowodowane ruchami masowymi materii w złożonym systemie cyrkulacji w koronalnych pętlach magnetycznych. We wczesnych latach 80. szybką rotację uważano za kluczowe ogniwo pomiędzy nadpobudliwością koronalną krótkookresowych RS CVns i długookresowych Capelli. (Synchronizacja pływów w półrozłączonych układach podwójnych RS CVn powoduje, że każda z gwiazd składowych obraca się w okresie orbitalnym, a zatem szybko, ponieważ Porb jest krótki.) W rzeczywistości Capella to "połowa RS CVn", ponieważ tylko jedna z gwiazd gwiazdy obracają się szybko. Związek między szybkim wirowaniem a wzmożoną aktywnością koronalną prawdopodobnie zachodzi poprzez silne powierzchniowe pola magnetyczne, wytwarzane w gwiezdnej powłoce konwekcyjnej w wyniku katalizowanego obrotowo działania "dynama". Dychotomię między szybkościami rotacji dwóch prawie identycznych współczesnych olbrzymów przypisano dużej separacji ewolucyjnej, która może powstać nawet na skutek niewielkiej różnicy mas (jak opisano wcześniej w scenariuszu Ibena). Rzeczywiście, istnieje wyraźny gwałtowny spadek spinów gwiazd tuż za G1 III. Przyczyna epizodu szybkiego hamowania jest obecnie przedmiotem debaty (głównymi pretendentami są ewolucyjna redystrybucja momentu pędu we wnętrzu gwiazdy i utrata pędu przez silny wiatr gwiazdowy), ale nie ma wątpliwości, że wiele ciekawych obiektów ultrafioletowych (i wizualne) właściwości Capelli można zrozumieć, jeśli gwiazda G8 przeszła już fazę gwałtownego hamowania, podczas gdy gwiazda G1 stoi na krawędzi.

Aktualne badania

Ostatnie badania skupiły się na pomiarach w ultrafiolecie Capelli w wysokiej rozdzielczości widmowej w krytycznych fazach orbity, w szczególności na procesach dynamicznych ujawnionych w postaci globalnych przesunięć ku czerwieni linii wysokiej temperatury oraz tajemniczych "szerokich składowych" (rozciągniętych skrzydeł o dużej prędkości na profilach linii emisyjnych ) zidentyfikowane przez B.E. Wooda, które mogą być sygnaturami gwiezdnych analogów słonecznych "zdarzeń wybuchowych w strefie przejściowej". Innym obszarem zainteresowań jest stwierdzenie, że pomimo silnej emisji dalekiego UV, gwiazda wtórna G1 (i inne szybko rotujące olbrzymy z przerwą Hertzsprunga) ma stosunkowo słabą jasność koronalnego promieniowania rentgenowskiego. W rzeczywistości gwiazda G1 ma prawdopodobnie mniej więcej taką samą jasność w promieniowaniu rentgenowskim jak główna gwiazda G8, pomimo 10-krotnej przewagi przy C IV λ1548. Paradoks jest wyraźnie widoczny w pomiarach UV za pomocą HST koronalnej linii zabronionej Fe XXI λ1354, która jest wykrywana w obu gigantach przy mniej więcej równym natężeniu. Sama gwiazda pierwotna należy do odrębnej klasy aktywnych olbrzymów zbitych, której prototypem jest β Ceti (K0 III), do której należą dwa z czterech czerwonych olbrzymów Hiades (ewolucyjni kuzyni gwiazd Capelli). Kolejną ciekawostką Capelli jest to, że pomimo znacznych emisji koronalnych (obu składników) i intensywnych badań prowadzonych przez historyczne i współczesne misje rentgenowskie i ultrafioletowe, istnieje zaskakująco niewiele raportów na temat zmienności i niezwykłego braku BŁYSKÓW. Natomiast dramatyczna zmienność promieniowania rentgenowskiego i aktywność rozbłysków (w tym emisja nietermiczna na częstotliwościach radiowych) są znakami towarowymi klasycznych układów podwójnych RS CVn

Streszczenie

Jako pobliski jasny spektroskopowy układ podwójny żółtych olbrzymów - jeden z nich to rzadka gwiazda szczeliny Hertzsprunga - i podążający za młodą gromadą otwartą Hiades, Capella przyciąga uwagę spektroskopistów od ponad stulecia. Astronomowie testowali techniki interferometryczne na "podwidzialnej" orbicie niemal tak długo. Około 30 lat temu natura nieco tajemniczej gwiazdy wtórnej została odkryta i wyjaśniona w kontekście przekonującego scenariusza ewolucyjnego. Wraz z rozwojem obserwatoriów kosmicznych w połowie lat 70. XX wieku Capella ponownie znalazła się w centrum uwagi astronomów, często zajmując ważne miejsce na liście celów nowej misji. Zainteresowanie układem i jego przesłaniem dotyczącym roli struktury gwiazd w ewolucji koronalnej aktywności magnetycznej nie słabnie do dziś.

Gwiazdy węglowe

Wewnętrzne właściwości gwiazd węglowych

W 1868 roku ANGELO SECCHI S.J. ogłosił, że odkrył czwarty typ widma gwiazd. Jego pierwsze trzy typy, oznaczone cyframi rzymskimi, to gwiazdy z liniami wodorowymi (obecnie gwiazdy A i B), gwiazdy z liniami metalicznymi (obecnie typy F, G i K) oraz gwiazdy z pasmami absorpcji, które zmniejszają się w kierunku dłuższych fal (obecnie typy M i S). Typ IV Secchiego pokazał pasma zmierzające w stronę krótszych fal. Umieszczając łuk węglowy w swoim spektroskopie wizualnym, natychmiast rozpoznał, że nowe pasma wynikają z obecności C₂ i innych związków C, o których obecnie wiadomo, że składają się głównie z CN. Fujita uznał, że różnica między pasmami tlenkowymi typu III Secchiego i pasmami C typu IV jest kontrolowana przez chemię bardzo stabilnej cząsteczki CO. Jeśli liczebność O przekracza zawartość C, pozostały O po utworzeniu CO jest dostępny do tworzenia cząsteczek tlenku widocznych w widmach typów Mand i S. Jednakże w gwiazdach z C > O, O jest zużywane w CO, a pozostały C jest dostępny do tworzenia cząsteczek węgla, takich jak C₂, CN i CH. Nowoczesny system klasyfikacji gwiazd węglowych został stworzony przez Keenana (1993), który podzielił je na trzy sekwencje C-R, C-N i C-H odpowiadające dawnym klasyfikacjom gwiazd RN i CH. Następnie znajdują się cyfry wskazujące kolejność temperatur, np. od C-N1 do CN9. Pełny opis widm Keenana obejmuje mocne strony pasm C₂, CN i Merrill-Sanford, a także stosunek ¹²C/¹³C i siłę linii Li. Przydałby się wskaźnik wzmocnienia procesu s, ale trudno go zaobserwować z wyjątkiem wysokich rozdzielczości widmowych. Własną jasność gwiazd węglowych można wyznaczyć albo na podstawie PARALAKS HIPPARCOS, albo na podstawie powiązania gwiazdy węglowej z układem gwiazd, którego odległość została określona. Dodatkowo konieczna jest fotometria od pasma K (2,2 μm). Ograniczając próbkę do gwiazd z paralaksami co najmniej trzykrotnie przekraczającymi ich prawdopodobny błąd i błędami mniejszymi niż 1,5 marcsec, Wallerstein i Knapp (1998) sporządzili listę 33 obiektów. Większość gwiazd jest typu C-N, a reprezentowanych jest tylko kilka gwiazd C-H, C-R i Mira. Jeśli kryteria przyjęcia do próby zostaną obniżone, wpada się w statystyczne bagno, a widoczny rozrzut MV i MK gwałtownie wzrasta. Istnieje wiele gwiazd węglowych w innych galaktykach, takich jak Obłoki Magellana, gdzie przeprowadzono szeroko zakrojone badania. Ponieważ odległości do obłoków są obecnie dość dobrze znane, można obliczyć jasność gwiazd węglowych. Występują wartości M_K tak jasne jak -9, podczas gdy wspomniana powyżej próbka gwiazd Hipparcosa zawierała tylko cztery gwiazdy jaśniejsze niż M_K = -8 i żadną jaśniejszą niż M_K = -8,8. Gwiazdy CR wykazują M_K ≃ -5 i M_V ≃ +1,0, znacznie słabsze niż gwiazdy C-N. Obliczenie efektywnej temperatury Teff zależy jedynie od pomiaru całkowitego strumienia promieniowania gwiazdy i średnicy kątowej. Tego ostatniego można dokonać albo poprzez zakrycie Księżyca, albo za pomocą interferometrii. Od 1998 r. w ten sposób oszacowano wartości T_eff 26 gwiazd C-N. Zakres wartości mieści się w przedziale od 2000 do około 3300 K. Gwiazdy C-R i C-H są znacznie cieplejsze, a wartości T_eff mieszczą się w zakresie 4000-5000 K, jak określono na podstawie analizy ich linii widmowych. Masy gwiazd węglowych są znane jedynie na podstawie pośredniego wnioskowania. Modele gwiazd, które prowadzą do karbonizacji atmosfery w wyniku błysków i mieszania powłoki helu, można śledzić w przypadku gwiazd o wielkości około 1-3M_⊙. Górna granica może wynosić nawet 5 lub 6 M_⊙, ale funkcja masy gwiazd ciągu głównego gwarantuje, że takie obiekty powinny być stosunkowo rzadkie. Spektroskopowe orbity gwiazd C-H wskazują masy bliskie 0,8 M_⊙, ale wydaje się, że atmosfery pierwotne C-H uzyskały bogatą w węgiel atmosferę w wyniku przeniesienia od swoich obecnych białych karłów, których pierwotne masy są nieznane, ale prawdopodobnie ograniczały się do liczb sugerowanych powyżej. Jednakże gwiazdy C-H w Wielkim Obłoku Magellana są bardzo jasne, a ich pochodzenie jest niepewne. Ewolucja gwiazd węglowych intryguje astronomów gwiazdowych od około 50 lat; tj. odkąd znaczenie reakcji 3 ⁴He → ¹²C zostało niezależnie wskazane przez Öpika i Salpetera odpowiednio w latach 1951 i 1952. Do zajścia reakcji potrójnej alfa potrzebne są temperatury powyżej około 10⁸ K, natomiast nadmiar węgla ostatecznie pojawia się w atmosferze gwiazdowej, gdzie temperatura waha się od 2-5 × 10³ K. Ponadto należy wziąć pod uwagę szczegółowe wskaźniki liczebności, takie jak ¹²C/¹³Cratio i wzmocnienie wielu ciężkich pierwiastków. W gwiazdach o średnicy mniejszej niż około 2,0 M_⊙ reakcja potrójnej alfa zapala się na końcu gałęzi czerwonego olbrzyma w postaci "błysku rdzenia" (ponieważ początkowo jej szybkość wzrasta wykładniczo), ale powstały hel wytwarzany przez błysk i następujące po nim spokojne spalanie wydaje się być ograniczony do jądra gwiazdowego. W bardziej masywnych gwiazdach pali się spokojnie, tworząc rdzeń C z pewnym rozszerzeniem do ¹⁶O, gdy ¹²C wychwytuje dodatkowe jądro ⁴He. Ostatecznie gwiazdy o małej masie z rdzeniami C i otoczką helową mogą zapalić swoje ogrzewanie granicy C-He w "błysku powłoki". W wyniku serii zdarzeń obejmujących nagłe mieszanie konwekcyjne 12C reaguje z protonami, tworząc ¹³C, który z kolei może reagować z jądrami helu, wytwarzając tlen i wolne neutrony. Wychwytywanie wolnych neutronów przez żelazo i inne ciężkie pierwiastki powoduje następnie powstanie wielu ciężkich pierwiastków, od rubidu po ołów ze szczególnie rzucającymi się w oczy pierwiastkami, takimi jak Sr, Y, Zr, Ba i lekkie pierwiastki ziem rzadkich. Nawet niestabilny pierwiastek Tc, którego okres półtrwania wynosi 2 × 10⁵ lat, jest wytwarzany i konwekowany na powierzchnię gwiazdy, gdzie obserwuje się go w niektórych gwiazdach węglowych i wielu gwiazdach typu S. Ile z tego obserwuje się na powierzchniach gwiazd węglowych? Obserwacja gwiazd węglowych przy wysokiej rozdzielczości widmowej od 400 do 2400 nm nie jest trudna. Jednak analiza obserwowanych widm jest niezwykle skomplikowana i niepewna ze względu na ogromną liczbę linii atomowych i pasm molekularnych w widmach gwiazd węglowych. Chociaż pełne analizy są trudne, można z powodzeniem przeprowadzić analizy ograniczone. Na przykład stosunek ¹²C/¹³C można dokładnie określić i waha się od około 100 do prawie 4 w gwiazdach węglowych, pokazując w ten sposób niejednorodność historii ewolucji. Większość gwiazd C-N wykazuje stosunki ⊙ powyżej 30, podczas gdy tylko kilka wykazuje stosunki w pobliżu 4. Stosunki C/O wahają się od 1,01 do 1,76 ze średnią 1,15 ± 0,03. Azot prawie nigdy nie ulega wzmocnieniu, nawet w gwiazdach o niskiej temperaturze ¹²C/¹³C, co jest zaskakujące. W rzeczywistości suma C+N+O rzadko ulega zwiększeniu w gwiazdach C-N, pomimo konieczności wzmocnienia węgla, aby gwiazda była gwiazdą węglową. Gwiazdy CR są łatwiejsze do analizy ze względu na ich wyższe wartości T_eff, od 4200 do 5000 K, ale są rzadkie i niewiele jest jasnych. Wszystkie wykazują zwiększoną zawartość ¹³C przy stosunku ¹²C/¹³C w zakresie od 4 do 9. Zwiększona jest także zawartość azotu, co wskazuje na systematyczne cykle CNO po wzmocnieniu ¹²C. Żaden z nich nie wykazuje wzmocnień w postaci ciężkich elementów. Przeanalizowano dwie cefeidy z wczesnymi widmami typu R, które wykazały podobne właściwości do niezmiennych gwiazd R. Gwiazdy C-H są najłatwiejsze do analizy, ponieważ są stosunkowo gorące i zasadniczo ubogie w metale, więc stopień wymieszania jest znacznie zmniejszony. Jak wspomniano powyżej, wydaje się, że odziedziczyli atmosferę po swoich nieistniejących już towarzyszach. Ich stosunki ¹²C/¹³C są mniejsze niż 8 lub większe niż 25. Niektóre z tej ostatniej grupy mogą wynosić 100 lub więcej. Wszystkie z nich są ubogie w metale od 3 do 50 razy. Węgiel i azot są zwiększone około 10-krotnie, tlen jest normalny, a zatem C+N+O okazuje się zwiększone 2-5-krotnie. Najwyraźniej ich niska początkowa obfitość wszystkiego, od C do Fe, uczyniła ich procesy nukleosyntezy bardziej widocznymi. Największe ulepszenia wykazują elementy procesu s, tj. Sr, Y, Zr, Ba i pierwiastki ziem rzadkich. Źródłem neutronów jest prawdopodobnie reakcja ¹³C(α n)¹⁶O.

Koperty okołogwiazdowe

Oprócz tego, że są same w sobie interesujące z punktu widzenia EWOLUCJI GWIAZD, gwiazdy węglowe są ważne dla ewolucji ośrodka międzygwiazdowego, a tym samym całej Galaktyki. Obserwacje CZERWONYCH GIGANTÓW w bliskiej podczerwieni do 2,2 μm przeprowadzono po raz pierwszy w latach 60. XX wieku i wkrótce ujawniły wiele gwiazd, których promieniowanie powyżej około 1,0 μm znacznie przekracza to, czego oczekiwano od atmosfer modelowych. Wkrótce odkryto, że nadmiar podczerwieni musi być spowodowany stosunkowo chłodnym gazem i pyłem, podczas gdy jego intensywność można zrozumieć tylko wtedy, gdy materia okołogwiazdowa wypełnia objętość znacznie większą niż objętość samej gwiazdy. Wcześniejsze obserwacje niektórych czerwonych olbrzymów i nadolbrzymów wykazały linie widmowe NaI i Ca II. Przesunięcia Dopplera odpowiadające materiom opuszczającym powierzchnię gwiazdy z prędkością do 20 kms^-1. W ciągu kolejnych dziesięcioleci obserwacje otoczek okołogwiazdowych rozszerzono na średnią podczerwień (5-30 μm), daleką podczerwień (30-200 μm), submilimetrową (0,2-1,0 mm), milimetrową (1-10 mm) i radiową (10 mm) i dłuższe) obszary widmowe. Wiele instrumentów przyczyniło się do poszerzenia naszej wiedzy o obwiedniach okołogwiazdowych, ale badanie IRAS, a ostatnio satelita ISO, przyczyniły się do znaczących postępów. Pył okołogwiazdowy promieniuje w zakresie fal bliskiej i średniej podczerwieni. Pył pochłania światło gwiazd i w pobliżu gwiazdy nagrzewa się do temperatur w zakresie 1000-100 K, które maleją w większych odległościach. Widma w podczerwieni gwiazd M i C różnią się ze względu na różne właściwości pyłu krzemianowego i związków węgla. Pył węglowy jest nieprzezroczysty w zakresie widzialnym, co znacznie zmniejsza strumień widzialny, podczas gdy krzemiany są częściowo przezroczyste (sadza jest czarna, a szkło przezroczyste). Gaz osiąga równowagę termiczną z pyłem w wyniku zderzeń, podgrzewając gaz. Zapewnia to wystarczające wzbudzenie, aby wiele cząsteczek mogło promieniować na długościach fal odpowiadających przejściom rotacyjnym. Najpowszechniejszą cząsteczką promieniującą jest oczywiście CO, gdzie często wykrywane są przejścia (1-0), (2-1), (3-2) itp. Otoczki wokół gwiazd węglowych stanowią laboratorium chemii organicznej, a nawet nieorganicznej, której nie można zrealizować na Ziemi. W pobliżu gwiazdy wysoka gęstość w połączeniu z temperaturami sięgającymi 1500 K zapewnia równowagę chemiczną, ale w warstwach zewnętrznych należy dokładnie rozważyć szybkość reakcji. Gwiazda IRC+10216 wydaje się wykazywać najbogatszy skład chemiczny z ogromną liczbą związków organicznych, a nawet niektórymi chlorkami i fluorkami pojawiającymi się w wewnętrznej otoczce. Dalsze reakcje fotochemiczne stają się ważne, ponieważ pole promieniowania międzygwiazdowego o energiach fotonów do 10 eV przenika przez otoczkę; obecne są pewne jony, dlatego ważna staje się chemia jonowo-cząstkowa. Badania w podczerwieni, takie jak IRAS, ujawniły, że wszystkie gwiazdy C-N mają nadmiar podczerwieni wskazujący na utratę masy. Gwiazdy C-R i C-H nie wykazują oznak utraty masy. Wskaźniki utraty masy można obliczyć z równania ciągłości: ˙M = 4πr2ρ?(r)V_∞, gdzie gęstość ρ w odległości r należy oszacować z modelu, a V_∞, prędkość ruchomej obwiedni, może można oszacować na podstawie szerokości lub odstępu linii emisyjnych CO w obszarach mm i submm. Utratę masy można łatwo wykryć do 10^-7M_⊙ rok^-1, a w kilku przypadkach do prawie 10^-8. Na drugim końcu skali obliczono współczynniki utraty masy sięgające 10^-5 lub nawet kilkukrotnie 10-5M_⊙ rok^-1-1 delikatnego wiatru pochodzącego od gwiazdy węglowej. Ten tak zwany "superwiatr" może osiągnąć prędkość 1-200 km s^-1 i może porwać wcześniej wyrzucony materiał. Wstrząs powstanie w miejscu interakcji wiatrów, powodując znaczne podgrzanie szoku gazu. Ponadto ewoluująca gwiazda będzie się kurczyć, aż jej temperatura osiągnie 1-2 × 10⁵ K. Promieniowanie takiej gwiazdy będzie jonizować otaczający gaz, a powstała konfiguracja utworzy Mgławicę PLANETARNĄ. Stąd końcowe etapy utraty masy gwiazdy węglowej można opisać jako "Śmierć i Przemienienie" - tego tytułu użył G.R. Knapp na konferencji zorganizowanej w 1989 r. z okazji 50-tej rocznicy otwarcia obserwatorium McDonalda.

Misja Cassini/Huygens

Misja Cassini/Huygens to misja planetarna, której celem jest szczegółowe zbadanie układu Saturna. Misja jest wspólnym przedsięwzięciem Narodowej Agencji Aeronautyki i Przestrzeni Kosmicznej Stanów Zjednoczonych (NASA) oraz EUROPEJSKIEJ AGENCJI KOSMICZNEJ (ESA). Został pomyślnie wystrzelony z Cape Canaveral na Florydzie 15 października 1997 r. w ramach trwającej 7 lat podróży międzyplanetarnej. Sonda Cassini/Huygens składa się z głównego statku, Saturn Orbiter i Titan Probe, Huygens. Celem misji jest przeprowadzenie szczegółowych badań planety SATURN, jej pierścieni, satelitów i magnetosfery. TITAN, największy księżyc Saturna, jest głównym celem misji. Nadrzędnym celem misji jest także zbadanie powiązań pomiędzy pierścieniami a satelitami, interakcji pomiędzy plazmą magnetosferyczną a satelitami, pierścieniami i atmosferą Tytana. Cassini będzie badać nie tylko każdą część układu Saturna, ale także system jako całość. Misja prowadzi 26 badań naukowych, w tym 18 badań instrumentalnych i osiem badań interdyscyplinarnych, które będą opierać się na danych uzyskanych za pomocą więcej niż jednego instrumentu. Saturn Orbiter ma na pokładzie 12 instrumentów naukowych, a sześć instrumentów umieszczono w sondzie Huygens. Cassini/Huygens to przedsięwzięcie międzynarodowe. Planowanie misji Cassini/Huygens rozpoczęto w 1984 r., kiedy zainicjowano wspólne badanie ESA-NASA. Aby obie agencje mogły rozpocząć działalność, wymagało to ponad 6 lat intensywnych badań i starannego planowania w 1990, która jest najbardziej ambitną misją na planetę zewnętrzną, jaką dotychczas podjęto. W fazie rozwoju sprzętu zaangażowanych było łącznie 18 krajów. WŁOSKA AGENCJA KOSMICZNA (ASI, Agencia Spatiale Italiana) dostarczyła główne elementy statku Orbiter w ramach programu współpracy dwustronnej nawiązanego z NASA w 1992 r. Antena o dużym wzmocnieniu 4 m jest jednym z elementów dostarczonych przez ASI. Podróż na Saturna trwa 7 lat. Chociaż Cassini/Huygens została wystrzelona przez najpotężniejszą rakietę (Titan IVB/Centaur), jaka istniała w tamtym czasie, statek kosmiczny o masie 5,6 t był zbyt ciężki, aby wynieść go na bezpośrednią trajektorię do Saturna. Ścieżka jego podróży obejmuje kilka spotkań planet, które są wykorzystywane do manewrów wspomaganych grawitacją w celu przyspieszenia statku kosmicznego w kierunku następnej planety. Pierwsze trzy spotkania planet miały miejsce na Wenus 27 kwietnia 1998 r. i 24 czerwca 1999 r. oraz na Ziemi 17 sierpnia 1999 r. Ostatnie spotkanie planet przed Saturnem nastąpi pod koniec grudnia 2000 r. na Jowiszu. Sonda Cassini/Huygens dotrze do Saturna w lipcu 2004 roku. Nominalna misja w układzie Saturna potrwa 4 lata. Sonda Cassini/Huygens zostanie umieszczona na orbicie wokół Saturna 1 lipca 2004 r., kiedy odbędzie się manewr wprowadzenia na orbitę Saturna (SOI). Pięć miesięcy po SOI sonda Huygens zostanie wycelowana i wypuszczona z Orbitera w celu spotkania z Tytanem 3 tygodnie później. Pod koniec listopada 2004 r. Huygens wejdzie w atmosferę Tytana i opadnie na spadochronie przez gęstą, mglistą atmosferę Tytana, aż dotrze na powierzchnię. Po misji Huygens, sonda Cassini Saturn Orbiter podejmie własną misję eksploracji układu Saturna podczas 75 orbit wokół planety. Czterdzieści cztery orbity obejmą bliski przelot Tytana na wysokościach zaledwie 850 km nad powierzchnią, zarówno w celu prowadzenia obserwacji, jak i manewrów wspomaganych grawitacją. Pod koniec misji Tytan będzie rekordzistą jako ciało planetarne najczęściej wykorzystywane do wspomagania manewrów grawitacją. Misja została nazwana na cześć francusko-włoskiego astronoma JEAN-DOMINIQUE CASSINI. W latach 1671-1685 odkrył cztery satelity Saturna oraz dużą szczelinę w pierścieniu (przedział Cassiniego), nazwaną jego imieniem. Sonda została nazwana na cześć holenderskiego astronoma CHRISTIAANA HUYGENSA, który odkrył Tytana w 1655 roku podczas obserwacji pierścieni Saturna. Huygens był także pierwszym, który wyjaśnił prawdziwą naturę pierścieni.

Cele naukowe i ładunek

Misja Cassini/Huygens będzie opierać się na odkryciach dokonanych przez niezwykle udane misje VOYAGER i umożliwi milowy krok w zrozumieniu układu Saturna, powstawania i ewolucji układu planetarnego oraz pochodzenia i ewolucji Układu Słonecznego jako cały. Tytan, największy księżyc Saturna i drugi co do wielkości księżyc w Układzie Słonecznym po Ganimedesie Jowisza, jest specjalnym celem misji. Tytan to unikalny typ obiektu w Układzie Słonecznym. Jest spowita gęstą, bogatą w metan, mglistą, azotową atmosferą. Ciśnienie i temperatura na powierzchni wynoszą 1,5 bara (1,5 razy więcej niż interakcje między pierścieniami a aagnetosferą, jonosferą, atmosferą i satelitami Saturna. W odniesieniu do satelitów lodowych: w celu zbadania składu i rozkładu powierzchni , materiały i zdefiniować mechanizmy modyfikacji skorupy ziemskiej i powierzchni; określić ogólną charakterystykę satelitów, w tym nałożyć ograniczenia na skład masowy i struktury wewnętrzne; badać interakcje z magnetosferą. W odniesieniu do magnetosfery Saturna: określenie konfiguracji pola magnetycznego; określać właściwości, w tym źródła i pochłaniacze cząstek naładowanych magnetosferycznie; zbadać interakcję magnetosfery z wiatrem słonecznym oraz atmosferą i jonosferą Tytana. Ładunki Orbitera i Sondy wymieniono odpowiednio w tabelach 1 i 2, w których podajemy również krótki opis pomiarów, które zostaną wykonane i co będzie badane. Interdyscyplinarne badania, które będą wymagały danych z więcej niż jednego instrumentu, wymieniono w tabeli 3. Poniżej opisano przegląd obserwacji planowanych w układzie Saturna.

Planowane obserwacje

Tytan

Księżyc Tytan jest głównym celem misji Cassini/Huygens. Ze średnicą 5150 km Tytan jest drugim co do wielkości satelitą Układu Słonecznego po Ganimedesie Jowisza (5262 km). Jest większa od planet Merkury (4878 km) i Pluton (2300 km), a Ziemia (3476 km). Tytan ma gęstą, mglistą atmosferę, która przesłania powierzchnię w zakresie widzialnym. Sonda Huygens zmierzy właściwości fizyczne i określi profil składu atmosfery Tytana. Huygens wykona także zdjęcia powierzchni i zmierzy jej skład wzdłuż toru opadania. Rozdzielczość obrazów będzie się poprawiać w miarę zbliżania się sondy do powierzchni. W pobliżu powierzchni powinny być widoczne szczegóły mniejsze niż 1 m, a może nawet mniejsze niż 10 cm. Wysokościomierz radarowy zmierzy powierzchnię topografi poniżej sondy. Zmierzony zostanie również profil wiatru. Orbiter Cassini Saturn i sonda Huygens będą badać Tytana w ramach podejścia uzupełniającego. Za każdym razem, gdy Orbiter przelatuje obok Tytana, wykona zestaw obserwacji teledetekcyjnych atmosfery i powierzchni. Powierzchnia Tytana będzie mapowana za pomocą radarowego urządzenia mapującego Titan znajdującego się na statku Orbiter oraz, być może, instrumentów optycznych, które będą w stanie widzieć powierzchnię przez "okna atmosferyczne" w zakresie 0,8-2 μm. Obserwacje za pomocą Orbitera zostaną zaprojektowane tak, aby zapewnić globalne pokrycie właściwości atmosfery Tytana i powierzchni; obejmą także ponowne obserwacje atmosfery i powierzchni wzdłuż toru lotu sondy.

Planeta Saturn

Cassini zmierzy właściwości fizyczne atmosfery Saturna i określi jej skład na całym świecie w funkcji wysokości. Zbadane zostaną właściwości ciągle zmieniających się chmur i globalna cyrkulacja atmosfery. Szybki obrót planety (10 godz. 12 min) pozwoli nam wielokrotnie badać dobowe zmiany właściwości atmosfery. Ze względu na wyrównanie dipolarnej osi planety z jej osią obrotu, pole magnetyczne Saturna różni się od pola magnetycznego Ziemi, Jowisza, Urana i Neptuna. Głównym tematem badań jest mechanizm generowania pola magnetycznego Saturna (zobacz także SATURN: MAGNETOSFERA). Szczegółowe badanie magnetyzmu Saturna pozwoli nam zbadać wnętrze planety i lepiej ją zrozumieć , jak działa efekt dynama wewnątrz planety Ziemia. Wnętrze planety będzie również badane za pomocą technik pomiaru grawitacji, opartych na precyzyjnym pomiarze trajektorii statku kosmicznego nad planetą. Pozwoli nam to nałożyć ograniczenia na wnętrze planety.

Pierścienie

Słynne pierścienie Saturna będą fotografowane pod wszystkimi kątami fazowymi Słońca i z różnych perspektyw geometrycznych. Obserwowana będzie konfiguracja pierścieni, a skład i procesy dynamiczne odpowiedzialne za strukturę pierścieni zostaną wywnioskowane z obrazów i zakryć w zakresie fal optycznych i radiowych. Uważa się, że pierścienie składają się głównie z cząstek lodu wodnego. Uważa się, że zróżnicowanie składu pierścieni wynika z różnych rodzajów zanieczyszczeń w lodzie. Otrzymany zostanie rozkład wielkości i skład chemiczny cząstek pierścienia. Bezpośrednie pomiary in situ cząstek pyłu i meteoroidów w pierścieniach zostaną wykonane za pomocą analizatora Cosmic Dust Analyzer. Celem Cassini jest także poszukiwanie nowych księżyców w pierścieniach oraz badanie wzajemnych powiązań między pierścieniami a satelitami, w tym satelitami osadzonymi.

Lodowe satelity

Lodowe satelity oferują wiele nowych światów do odkrycia. Saturn ma 18 znanych księżyców. Cassini będzie fotografować i mapować ich powierzchnie podczas podróży orbitalnej. Pozwoli nam to uzyskać skład i rozkład materiału powierzchniowego. Głównym celem misji jest zbadanie historii geologicznej satelitów oraz zbadanie mechanizmów odpowiedzialnych za modyfikację ich powierzchni. Wykrywanie wewnętrznych pól magnetycznych satelitów jest również ważnym celem Cassini, ponieważ Galileo na Jowiszu pokazał, że należy się spodziewać niespodzianek. Pomiary radiowe trajektorii statku kosmicznego podczas przelotu każdego satelity pozwolą nam wywnioskować ich skład masowy i nałożyć ograniczenia na ich wewnętrzne struktury. Cassini będzie szukać materii organicznej na powierzchniach satelitów. Jednym z głównych celów Cassini jest zbadanie związku między lodowymi satelitami a pierścieniami. Poszukiwane będą podobieństwa w składzie między satelitami i pierścieniami. Cassini będzie także poszukiwać i, jeśli zostanie odnaleziona, scharakteryzować słabe atmosfery wokół księżyców Saturna. Chociaż pełne możliwości operacyjne statku kosmicznego Cassini/Huygens i systemu naziemnego będą dostępne dopiero na 2 lata przed przybyciem na Saturna, przeprowadzono pewne badania naukowe i obserwacje podczas przelotu każdej planety (Wenus, Ziemia-Księżyc, Jowisz). W misji Cassini/Huygens uwzględniono konkretny cel naukowy, który będzie wykorzystywał możliwości włączenia w podsystemie telekomunikacyjnym łączy w górę i w dół zarówno w paśmie X, jak i w paśmie Ka. Pozwoli to na wsparcie poszukiwań fal grawitacyjnych. Eksperymenty z falą grawitacyjną będą prowadzone przez okres co najmniej 40 dni; zaplanowano je podczas trzech opozycji po przelocie Jowisza w grudniu 2001 r., grudniu 2002 r. i styczniu 2004 r.

Sonda Cassini/Huygens

Sonda Cassini/Huygens to największy i najbardziej złożony statek kosmiczny z planetą zewnętrzną, jaki kiedykolwiek zbudowano. Jest dwukrotnie większy od statku kosmicznego Galileo, który obecnie bada układ Jowisz; ma 6,8 m wysokości i 4 m szerokości. Jego masa startowa, łącznie z Huygensem, wynosiła 5650 kg. Ponad połowę masy startowej stanowił materiał pędny (3130 kg).

Orbiter Saturna

Orbiter to statek kosmiczny stabilizowany trójosiowo. Korpus główny składa się ze stosu składającego się z dolnego modułu wyposażenia, modułu napędowego, górnego modułu wyposażenia i anteny o dużym wzmocnieniu (HGA). Do tego stosu przymocowana jest paleta teledetekcyjna, na której znajdują się przyrządy do przenoszenia ładunku optycznego, paleta z polami i cząsteczkami, na której znajduje się większość cząstek plazmy i przyrządy pyłowe, oraz sonda Huygens, przymocowana z boku do modułu napędowego. Wyposażenie elektroniczne radaru mocowane jest do górnego modułu wyposażenia. Długa antena elektryczna (pokazana w rozłożonej konfiguracji) oraz anteny magnetyczne Podsystemu Fal Radiowych i Plazmowych (RPWS) są przymocowane do dolnej części górnego modułu sprzętowego. Kanister wysięgnika magnetometru jest przymocowany w górnej części górnego modułu wyposażenia, poniżej HGA. Energię elektryczną zapewniają trzy radioizotopowe generatory termoelektryczne (RTG), które dostarczają ponad 700 W mocy elektrycznej. Magistrala elektroniki statku kosmicznego i kilka podsystemów elektroniki przyrządów są umieszczone w górnym module wyposażenia, który jest regulowany termicznie, aby zapewnić łagodne środowisko (∿10-20 ° C). Będąc w wewnętrznym Układzie Słonecznym, statek kosmiczny leci z HGA skierowanym w stronę Słońca i wykorzystuje go jako osłonę przeciwsłoneczną. Na Saturnie, wykorzystując 20 W nadajnik w paśmie X i 4 m HGA, statek kosmiczny będzie w stanie komunikować się z siecią Deep Space Network NASA z szybkością transmisji danych do 166 kbit s^-1. Dwie anteny o niskim wzmocnieniu (LGA) przesyłają dane z małą szybkością (co najmniej 40 bitów s^-1) i odbierają polecenia telepolecenia, gdy HGA nie może być skierowany na Ziemię. Do napędu i manewrów w drodze na Saturna i podczas fazy orbitalnej Saturna Orbiter wykorzystuje jeden z dwóch redundantnych silników 445 N i 16 mniejszych silników odrzutowych 0,5 N, połączonych w grupy po cztery w redundantnych parach. Mechanizmy przegubowe głównych silników umożliwiają skierowanie ich ciągu przez środek ciężkości statku kosmicznego. W głównych silnikach wykorzystuje się hipergoliczną mieszaninę paliwa monometylohydrazyny (N₂H₃CH₃) i utleniacza czterotlenku azotu (N₂O₄) pod ciśnieniem helu. W sterach strumieniowych wykorzystuje się hydrazynę (N₂H₄). Główne silniki są zakryte chowaną osłoną, gdy nie są używane. Podsystem dowodzenia i danych Orbitera (CDS) odbiera polecenia naziemne za pośrednictwem podsystemu częstotliwości radiowej (RFS). CDS rozdziela polecenia do innych podsystemów, do instrumentu ładunkowego Orbitera lub do sondy (jeśli jest podłączona do Orbitera). Z kolei CDS zbiera dane z innych podsystemów, ładunku Orbitera lub sprzętu pomocniczego sondy zamontowanego na orbicie i przesyła je do jednego z dwóch redundantnych rejestratorów półprzewodnikowych 1,8 Gbit (SSR). CDS następnie pobiera te dane z SSR, formatuje je i dostarcza do RFS w celu przesłania na Ziemię za pośrednictwem HGA lub jednego z dwóch LGA. Dynamiczną kontrolę orientacji Cassini zapewnia podsystem kontroli położenia i artykulacji (AACS). Gdy wymagana jest wysoka stabilność statku kosmicznego, obrót statku kosmicznego jest kontrolowany przez zespoły kół reakcyjnych (RWA). Pędniki stosuje się, gdy wymagane są duże prędkości obrotowe lub przyspieszenia. System AACS wykorzystuje dwie nadmiarowe inercyjne jednostki odniesienia (IRU), dwie nadmiarowe jednostki odniesienia gwiazd (SRU) i zespół czujnika słonecznego (SSA). AACS jest w stanie zapewnić dokładność wskazywania 1 mrad (3,4 minuty łuku) przy stabilności 8 μrad (0,2 sekundy łuku) i szybkościach obrotu 0,02-1° s^-1. Kontrola termiczna Orbitera odbywa się na kilka sposobów, z których najbardziej widocznym jest czarno-złota izolacja wielowarstwowa (MLI). Ponadto sterowanie termiczne wykorzystuje żaluzje umieszczone na 12-polowej szynie elektronicznej, grzejniki elektryczne, jednostki grzewcze radioizotopowe (RHU) i grzejniki. Przyrządy na podczerwień (VIMS i CIRS) są izolowane termicznie od szyny statku kosmicznego i zapewniają własną kontrolę termiczną jako integralna część instrumentu.

Sonda Huygensa

Sonda Huygens to sonda wejściowa. Jego masa wynosi 330 kg. Składa się z dwóch głównych elementów: systemu zabezpieczenia wejścia i zawartego w nim modułu zniżania. Sonda jest przymocowana bokiem do orbitera Saturn. Sonda oddziela się od Orbitera z prędkością względną 0,3 m s^-1 i szybkością wirowania 7 obr/min^-1, co zapewnia stabilność podczas 22-dniowego dotarcia do Tytana oraz podczas wejścia w atmosferę. Podsystem wejściowy składa się z przedniej osłony termicznej o średnicy 2,75 m i tylnej pokrywy, obydwie pokryte materiałem termoizolacyjnym na bazie krzemianów, chroniącym moduł wejściowy przed promieniowaniem i konwekcyjnymi strumieniami ciepła (do 1 MW m^-2) generowane w fazie wejścia w zakresie wysokości 350-220 km, gdzie sonda zwalnia od około 6000 m s^-1 do 400 m s^-1 (1,5 Macha) w czasie krótszym niż 2 minuty. Przy prędkości 1,5 Macha, na wysokości około 170 km, sekwencja otwierania spadochronu jest inicjowana przez urządzenie pirotechniczne, które wyciąga spadochron pilotujący o średnicy 2,59 m w celu odciągnięcia tylnej pokrywy od reszty zespołu. Po chwili tylna pokrywa wyciąga z pojemnika spadochron główny o średnicy 8,3 m. Osłona ta napełnia się w fazie naddźwiękowej, aby wyhamować i ustabilizować sondę w trybie transsonicznym. Przednia osłona zostaje zwolniona z prędkością około 0,6 Macha, 30 sekund po napełnieniu głównego spadochronu. W rzeczywistości wymiary głównego spadochronu zapewniają wystarczające opóźnienie, aby zagwarantować pozytywne oddzielenie przedniej osłony od modułu zniżania.

Przegląd misji Cassini/Huygens

Sonda Cassini/Huygens została wystrzelona 15 października 1997 r. o godzinie 08:43 czasu GMT przez rakietę Titan IVB/Centaur ze stacji sił powietrznych Cape Canaveral na Florydzie. Statek kosmiczny o masie 5,6 t był zbyt ciężki, aby można go było wystrzelić bezpośrednio na trajektorię zbliżania się do Saturna; aby dotrzeć do celu, wymaga kilku planetarnych wzmocnień. Trajektoria międzyplanetarna (rysunek 4) obejmuje asysty grawitacyjne Wenus (26 kwietnia 1998 i 24 czerwca 1999), Ziemi (18 sierpnia 1999) i Jowisza (30 grudnia 2000). Przylot statku kosmicznego Cassini/Huygens do Saturna planowany jest na 1 lipca 2004 r. W tym momencie zostanie wykonany główny manewr, podczas gdy statek kosmiczny przetnie płaszczyznę pierścieni. Główny silnik będzie pracował przez około 90 minut, aby spowolnić statek kosmiczny i umożliwić mu uchwycenie go na orbicie wokół Saturna. Sonda ma zostać wypuszczona z orbitera Saturn pod koniec początkowej orbity wokół Saturna, nominalnie 22 dni przed spotkaniem Tytana. Przed wypuszczeniem sondy Orbiter jest kierowany na trajektorię kolizji z Tytanem, ponieważ sonda nie ma możliwości manewrowania samodzielnie. Krótko po wypuszczeniu sondy Orbiter wykona manewr odchylenia, aby nie wejść w atmosferę Tytana. Manewr ten ustawi także geometrię komunikacji radiowej pomiędzy sondą a orbiterem do wykorzystania podczas opadania sondy. Ustali także wstępne warunki kolejnej podróży satelitarnej, która rozpocznie się po zakończeniu misji Sonda. Wejście Huygensa w atmosferę Tytana planowane jest na 27 listopada 2004 r. Zejście pod spadochronem zajmie maksymalnie 2,5 godziny. Po drodze na dół Huygens zmierzy właściwości fizyczne i chemiczne atmosfery oraz wykona zdjęcia powierzchni pod sondą. Podczas opadania i prawdopodobnie przez krótki czas na powierzchni sonda będzie przesyłać zebrane dane drogą radiową do sondy Cassini Saturn Orbiter, która odbierze je za pośrednictwem HGA skierowanego na Tytana. Orbiter z kolei wyśle dane na Ziemię po zakończeniu misji Huygens, również wykorzystując HGA, a następnie wyceluje w Ziemię. Scenariusz wejścia i zejścia Huygensa przedstawiono na rysunku 5. Po zakończeniu misji sondy Saturn Orbiter rozpocznie trwającą 4 lata podróż po systemie Saturna, tzw. podróż satelitarną. W obecnym scenariuszu misji składa się ona z ponad 70 orbit skupionych wokół Saturna, połączonych przelotami w pobliżu Tytana przy wsparciu grawitacyjnym lub manewrami napędowymi. Rozmiar tych orbit, ich orientacja w stosunku do linii Słońce - Saturn oraz ich nachylenie w stosunku do równika Saturna są podyktowane różnymi wymaganiami naukowymi, które obejmują pokrycie śladów naziemnych Tytana, przeloty lodowych satelitów, zakrycie Saturna, Tytana lub pierścieni, pokrycie magnetosfery , nachylenia orbit i przejścia przez płaszczyznę pierścienia.

Operacje lotnicze

Operacje lotnicze w ramach misji Cassini/Huygens są wykonywane w JET PROPULSION LABORATORY (JPL) w Pasadenie w Kalifornii. Operacje łącza w górę i w dół są realizowane z Centrum Kontroli Misji w JPL. Dane są gromadzone za pośrednictwem sieci kosmicznej NASA i przechowywane na komputerach w JPL, gdzie rutynowo ocenia się stan i status statku kosmicznego. Operacje Cassini/Huygens opierają się na koncepcji operacji rozproszonych. W tej koncepcji zespoły instrumentalne analizują dane ze swoich instrumentów i przygotowują sekwencje operacji na instrumentach ze swoich macierzystych instytutów, a następnie przesyłają je do JPL w celu przesłania. Podczas głównej misji, od początku spotkania z Saturnem do końca misji, zespoły instrumentów Orbiter będą codziennie kontaktować się z zespołem operacyjnym statku kosmicznego w JPL. Operacje lotnicze sondy Huygens Probe są wykonywane z Centrum Operacyjnego ESA w ESOC w Darmstadt w Niemczech, gdzie utworzono Centrum Operacyjne Huygens Probe (HPOC). Wszystkie działania związane z misjami związane z Huygensem (okresowe kontrole podczas lotu i faza misji sondy) są realizowane z HPOC. Dane telemetryczne z Huygens są kierowane do HPOC, gdzie są przetwarzane i przekazywane badaczom z Huygens.

Przelot obok Jowisza

Sonda Cassini pomyślnie przeleciała obok Jowisza podczas wspomaganego grawitacyjnie obrotu w stronę Saturna, a ponadto została wykorzystana do wypróbowania niektórych swoich przyrządów, dokonując ważnych naukowych obserwacji Jowisza i jego księżyców. Obserwacje Cassini przeprowadzono w połączeniu z obserwacjami prowadzonymi przez sondę kosmiczną Galileo, również krążącą wokół Jowisza. Obserwacje wykonane przez obie sondy zostały uzupełnione niemal jednoczesnymi zdjęciami z krążącego wokół Ziemi Kosmicznego Teleskopu Hubble′a i Obserwatorium Rentgenowskiego Chandra. Wykorzystano także naziemne teleskopy radiowe i optyczne. Sonda Galileo znajduje się na orbicie wokół Jowisza od grudnia 1995 r., podczas gdy Cassini obserwował Jowisza od 1 października 2000 r. do 31 marca 2001 r. Najbliższe podejście Cassini miało miejsce 30 grudnia 2000 r., w odległości około 9,7 miliona kilometrów. Dało to Cassini impuls grawitacyjny Jowisza, który przyspieszył statek kosmiczny o około 2 km na godzinę (około 4500 mil na godzinę) i umożliwił mu dotarcie do ostatecznego celu, Saturna, w lipcu 2004 r. w ramach planowanych czteroletnich badań. Większy niż normalnie opór wykryty na jednym z kół reakcyjnych sondy Cassini nie pojawił się ponownie. Koła reakcyjne służą do obracania statku kosmicznego w różnych kierunkach, a problem doprowadził do zawieszenia od 19 do 28 grudnia obserwacji naukowych, które wymagałyby skierowania statku kosmicznego, na przykład w celu robienia zdjęć. Tylko dwa eksperymenty, spektrometr mas jonowych i obojętnych oraz Radio Science, a także sonda Huygens do badania księżyca Saturna, Tytana, nie zebrały danych podczas badań Jowisza. Wyniki obserwacji obejmują ujawnienie nowych danych na temat dynamiki magnetosfery Jowisza, jego pasów radiacyjnych, zórz polarnych i jego interakcji z wiatrem słonecznym.

Kataklizmiczne układy podwójne: klasyczne i nawracające nowe

Łacińskie słowo nova, oznaczające "nowy", było historycznie stosowane do określenia nagłego pojawienia się jasnej gwiazdy, wcześniej nienotowanego. Takie novae stellae pojawiają się we wschodnich zapisach z około 1500 roku p.n.e. oraz w zapisach europejskich z ostatnich trzech stuleci (jednak wiele z nich to starożytne SUPERNOWE). Odkrycie w połowie XIX wieku innego rodzaju nowych, karłowatych, doprowadziło do wykorzystania klasycznej nowej jako pierwotnego typu. Do 1887 roku, kiedy za pomocą fotografii szerokokątnej zaczęto odkrywać słabsze nowe, w epoce postteleskopowej odkryto tylko sześć nowych. Najjaśniejsze z nich to Nova Vulpecula 1670 (maksymalna jasność 2,6), Nova Ophiuchi 1848 (4,2mag) i Nova Cygni 1876 (3,0mag). Obserwacje Nowej Oph po wybuchu wykazały, że po kilku latach jej jasność spadła do 13,5mag, co pokazało, że niezależnie od przyczyny dramatycznej eksplozji nowej, nie zniszczyła ona całkowicie gwiazdy. Uświadomienie sobie, że niektóre nowe erupcje powtarzają się (np. Nova Corona Borealis w 1866 i 1946 r.), podkreśliło fakt, że proces ten ma raczej charakter kataklizmiczny niż katastrofalny. Przy obecnym zrozumieniu przyczyn erupcji uważa się, że wszystkie nowe muszą się powtarzać i że wszystkie rodzaje zmiennych kataklizmicznych muszą regularnie przekształcać się w nowe, ale odstępy między erupcjami są na ogół znacznie dłuższe niż kilka wieków zarejestrowanych historia. W swoim najjaśniejszym miejscu nowe zwykle osiągają wielkość absolutną M_v ∿? -9, co uczyniłoby je łatwo wykrywalnymi w całej naszej Galaktyce, gdyby nowe nie skupiały się w kierunku Płaszczyzny Galaktycznej i Centrum Galaktyki, co powoduje silne międzygwiazdowe wymieranie światła z najbardziej odległych nowe. W rezultacie, chociaż w Galaktyce może wybuchać około 80 nowych gwiazd rocznie, wykrywane są średnio tylko około trzech rocznie. W Obłokach Magellana i Galaktyce Andromedy (M 31) nowe są łatwo odkrywane (maksymalnie przy jasnościach pozornych odpowiednio m_v ∿ 10 i ∿?15), a za pomocą dużych teleskopów naziemnych i detektorów CCD nowe można badać nawet w gromadzie w Pannie galaktyk, przy najjaśniejszej jasności m_v ∿ 23. Lista nowych, które osiągnęły pozorną jasność 3,0 lub jaśniejszą, podana jest w tabeli 1. W tabeli 1 zastosowano oznaczenia gwiazd zmiennych; na przykład Nova Herculis 1934 jest również znana jako DQ HERCULIS.

Krzywe blasku nowych

Najprostszym pomiarem do wykonania jest zmiana pozornej jasności wizualnej podczas erupcji nowej. Chociaż rzadko zdarza się odkryć nową na długo przed jej maksymalną jasnością, jej wzrost można czasami określić na podstawie przypadkowego pojawienia się nowej na fotograficznych płytach pomiarowych o szerokim polu widzenia. Istnieje szeroki zakres prędkości, z jakimi nowe przechodzą przez okres erupcji, ale wszystkie można w przybliżeniu opisać za pomocą schematycznych krzywych pokazanych na ryc. 1. Początkowy wzrost, zwykle o 6-13 magnitudo, następuje w ciągu jednego lub dwóch dni, często z tymczasowe zatrzymanie trwające od kilku godzin dla szybkich nowych do kilku dni dla wolnych nowych, przed mniej stromym końcowym wzrostem od około ∿ 2 mag do maksimum. Wczesny spadek jest gładki w przypadku wszystkich gwiazd nowych z wyjątkiem najwolniejszych, w których widoczne są nieregularne zmiany. Klasa prędkości nowej jest określona przez tempo, w jakim następuje wczesny spadek. Jest to mierzone jako czas t₂ lub t₃ potrzebny do spadku odpowiednio o 2 lub 3 wielkości; Począwszy od około 3 mag poniżej maksymalnej jasności wizualnej, aż do spadku o około 2,5 mag, znanego jako obszar przejściowy, nowe wykazują różnorodne zachowania. Niektóre, szczególnie szybsze nowe, nadal płynnie zanikają. Inne przechodzą przez głębokie minimum, sięgające 7-10 mag, trwające od 2 do 3 miesięcy, po czym następuje płynny spadek. Inne wykazują quasi-okresowe zmiany jasności z amplitudą 1-1,5 mag i quasi-okresy zazwyczaj w zakresie 5-25 dni. Końcowy spadek do postnowej jest zwykle gładki, ale w kilku przypadkach wybuchy nowej karłowatej mogą rozpocząć się w późnym okresie schyłku (np. Nova Per 1901, która rozpoczęła wybuchy o mocy 2-3 mag w 1950 r. w odstępach ∿2 lat). Bezwzględne wielkości gwiazdowe nowych przy maksymalnej jasności M_v(max) można znaleźć, jeśli można określić odległości i ekstynkcję międzygwiazdową. Paralaksa ekspansji dla niektórych pojedynczych nowych, uzupełnionych maksymalnymi jasnościami nowych w Obłokach Magellana i M31, pokazują, że istnieje silna korelacja pomiędzy t₂ i M_v(max) lub M_pg(max) (dla jasności fotograficznych w niebieskim obszarze), znana jako " zależność bezwzględna wielkość od tempa spadku". Można to wyrazić równaniem M_pg(max) = 3,35 log t₂?12,2. Zastosowanie tej zależności daje cenną metodę wyznaczania odległości do układów pozagalaktycznych, w których występują nowe. Inna technika wykorzystuje fakt, że wszystkie nowe, prawie niezależne od klasy prędkości, osiągają M_v ∿ -5,5 15 dni po maksymalnym świetle. Obserwacje satelitarne ultrafioletowych jasności nowych pokazują, że szczyty rozkładów strumieni przesuwają się stale w stronę krótszych fal po maksymalnym świetle. Wczesny spadek jasności wizualnej jest prawie całkowicie spowodowany redystrybucją strumienia w kierunku fal ultrafioletowych. Krzywe blasku gwiazd nowych zachowują się zupełnie inaczej niż krzywe blasku światła widzialnego. Strumień podczerwieni rośnie powoli podczas początkowego spadku i znacznie wzrasta, jeśli w obszarze przejściowym występuje głębokie minimum. Rozkład strumienia składnika IR jest typowy dla emisji ziaren pyłu o temperaturach ∿1000 K i jest interpretowany jako absorpcja promieniowania o krótkich falach, gdy ziarna pyłu rosną w rozszerzającym się i schładzającym gazie wyrzucanym przez eksplozję nowej. W skrajnych przypadkach pył staje się optycznie gruby w świetle widzialnym, powodując głębokie minimum wizualne. Dodanie strumieni światła widzialnego, ultrafioletowego i podczerwonego pokazuje, że wizualna krzywa blasku nowej jest bardzo myląca: całkowita jasność nowej w rzeczywistości pozostaje prawie stała przynajmniej aż do głębokiego obszaru przejściowego. Te "plateau" jasności nowych we wczesnych fazach mieszczą się w zakresie (2-4) × 10⁴ L_⊙ . Są to mniej więcej jasności Eddingtona dla gwiazd o masie około jednej masy Słońca. Krótkotrwała szczytowa jasność może być jeszcze kilka razy wyższa, szczególnie w przypadku szybkich nowych. Obserwacje te pokazują, że ciśnienie promieniowania jest prawdopodobnie siłą motywującą wyrzucenie gazu podczas wybuchu nowej.

Widma nowych

Po ostatecznym wzroście do maksymalnego światła widmo nowej przypomina widmo nadolbrzyma; klasa widmowa jest wczesnego typu B, przechodząca do późniejszego typu i osiągająca maksymalnie około A5. Linie są bardzo szerokie i występuje krótkie przesunięcie Dopplera długości fal; zarówno przesunięcia, jak i szerokości wynoszą (1-2) × 10³ km s^-1, co wskazuje na szybko rozszerzającą się optycznie grubą powłokę. Często widać profile linii P Cygni, ponownie wskazujące na rozszerzającą się muszlę. Po maksymalnym oświetleniu zmiany w widmie są dość złożone i wskazują na kilka rozszerzających się obwiedni z różnymi prędkościami. Podczas początkowego spadku rozwija się zestaw linii absorpcyjnych przypominających nadolbrzyma typu A lub F, z przesunięciem ku błękitu większym niż widmo przedmaksymalne. Nazywa się to widmem głównym; jej przemieszczenie prędkości jest silnie skorelowane z klasą prędkości, z prędkościami dochodzącymi do 4000 km s^-1 dla bardzo szybkich nowych i zaledwie 100 km s^-1 dla najwolniejszych. Linie absorpcyjne często wykazują zróżnicowaną strukturę, co wskazuje na obecność wielu podpowłok lub bąbli gazu w rozszerzającej się powłoce. Wkrótce po maksymalnym świetle najsilniejsze linie rozwijają profile P Cyg i pojawia się duża liczba linii emisyjnych, głównie H, Ca II, Na I i Fe II w świetle widzialnym. Później widmo główne (identyfikowane przez przesunięcie prędkości) słabnie i pojawiają się zabronione linie [O I], [O II] i [N II] - są one charakterystyczne dla gazu o małych gęstościach. Inny wyraźny zestaw linii absorpcyjnych - widmo wzmocnione rozproszone - pojawia się wkrótce po tym, jak widmo główne stało się jasne, ale przesunięte w kierunku błękitu około dwukrotnie większe niż to drugie. Jeszcze inny układ - widmo Oriona - pojawia się o jedną do dwóch magnitudo w dół od maksimum i charakteryzuje się pojedynczymi składnikami, przesuniętymi w kierunku niebieskim przynajmniej w takim samym stopniu jak rozproszony system wzmocniony. Na późnym etapie erupcji nowej rozwija się widmo mgławicowe, początkowo jedynie wzmacniając zabronione linie emisyjne widma głównego, ale ostatecznie pojawiając się [O III], [Ne III], nadając widmu nowej wygląd podobny do mgławicy planetarnej. W nowych najwyższych energiach obserwuje się sukcesywnie wyższe stopnie jonizacji, aż do jonów typowych dla warunków koronalnych: m.in. linie z [Fe X] i [Fe XIV]. Ewolucję widma nowej rozumie się ogólnie jako generowaną przez rozszerzającą się, niejednorodną powłokę, zjonizowaną przez intensywne źródło wysokoenergetycznego promieniowania (temperatura 10⁵-10⁶ K) w jej środku. Ta ostatnia musi być gwiazdą centralną, ogrzaną przez eksplozję. Widma nowych można wykorzystać do określenia warunków fizycznych i składu chemicznego rozszerzającej się powłoki. Nowe zazwyczaj wykazują obfitość C, N, O, Ne, Mg i niektórych cięższych pierwiastków, znacznie zwiększoną w porównaniu ze Słońcem i innymi normalnymi gwiazdami. Względne liczebności różnią się w zależności od nowych; typowe ulepszenia to współczynniki od 10 do 100. Stosunek helu do wodoru jest również często inny niż w Słońcu i jest wyższy aż o współczynnik 1,5 lub niższy aż o współczynnik 5. Większa obfitość węgiel prawdopodobnie pomaga w tworzeniu się zasłaniającego pyłu w niektórych powłokach nowych. Wiele nowych wykazuje znacznie zwiększoną liczebność neonów - wystarczającą do zdefiniowania klasy nowych neonowych. Większość nowych neonowych jest szybkich lub bardzo szybkich, ale przynajmniej jedna (Nova Ophiuichi 1988) była nową wolną.

Powłoki Nova

Dowody na wyrzucenie powłoki pochodzą nie tylko z wykrytej spektroskopowo ekspansji, ale także z bezpośredniego obrazowania. Kosmiczny Teleskop Hubble′a był w stanie rozróżnić powłokę Nova Cygni 1992 467 dni po erupcji, gdy promień kątowy powłoki wynosił zaledwie 0,13. Emisja radiowa z powłok nowych (w zakresie częstotliwości 2-100 GHz) umożliwia interferometrię o bardzo długiej linii bazowej (VLBI), również w celu obrazowania powłok z rozdzielczością kątową sięgającą 0,1. Ostatecznie, przynajmniej w przypadku stosunkowo pobliskich gwiazd nowych, powłoka może rozszerzyć się na tyle, że będzie można ją zobaczyć bezpośrednio na zdjęciach wykonanych z ziemi. Ryc. 2 przedstawia obecny wygląd Nova Persei 1901; niejednorodną strukturę potwierdzają takie obrazy. Wiele pocisków nowych (np. Nova Herculis 1934) ma bardziej regularne kontury, często eliptyczne, co pokazuje, że średnie prędkości wyrzutów zmieniają się systematycznie w zależności od kierunku. Jest to zgodne z niektórymi analizami spektroskopowymi, które wykrywają pasma "równikowe" i pióropusze "polarne" wyrzucane z różną szybkością. Szybkość kątową rozszerzania mierzoną bezpośrednio za pomocą VLBI lub na podstawie obserwowanego promienia powłoki zmierzonego na zdjęciach wykonanych w znanym czasie (dziesiątki lat) po erupcji nowej można połączyć z spektroskopową prędkością rozszerzania, aby określić odległość nowej. Z prostej geometrii, paralaksy rozszerzania lub jej odwrotności, odległość d w parsekach jest dana wzorem d = 0,20v/(dθ/dt) pc, gdzie v to prędkość rozszerzania w km s^-1, a dθ/dt to prędkość szybkość wzrostu promienia kątowego, mierzona w sekundach łukowych na rok. Z tej zależności widzimy, że nowa w odległości 1 kpc i prędkości ekspansji 1000 km s^-1 powinna ukazać powłokę o promieniu ∿ 20 lat po erupcji. Jednakże wraz z ochłodzeniem gwiazdy centralnej, ekspansją od tego centralnego ekscytującego źródła i spadkiem jasności powierzchni w miarę zwiększania się obszaru powłoki, większości powłok nowych w rzeczywistości nie można sfotografować na niebie. Analiza widm powłok nowych może dostarczyć szacunków gęstości elektronów i jonów w obszarach, w których powstają linie emisyjne. Jeśli znana jest całkowita objętość skorupy, może to dać całkowitą masę skorupy. Jednakże niejednorodność powłoki prowadzi do znacznej niepewności co do tego, jaka część pozornej objętości jest faktycznie wypełniona gorącym gazem. Masy otrzymane spektroskopowo mieszczą się w przedziale (1-30) × 10^-5M⊙ . Prawdopodobnie bardziej wiarygodne określenie uzyskuje się na podstawie emisji radiowej w czasie, gdy powłoka stała się optycznie cienka na falach radiowych. Następnie cały materiał powłoki uczestniczy w emisji radiowej, która powstaje w wyniku emisji termicznej (wolnej) w zjonizowanej powłoce. Wyznaczone w ten sposób masy pocisków mieszczą się w przedziale (5-40) × 10^-5M_⊙ . Te wyrzucone masy są zgodne z wcześniejszym stwierdzeniem, że erupcje nowej mogą wystąpić wiele razy w życiu kataklizmicznej gwiazdy z miennej: jeśli eksplodująca gwiazda ma masę ∿1M, może przejść setki lub tysiące erupcji, zanim znacząco uszczupli swoją masę. Zanim opuścimy powłoki nowe, należy wspomnieć o jeszcze jednym efekcie, który można bezpośrednio sfotografować. Przez osiem miesięcy po erupcji Nowej Persei 1901 obserwowano mgliste plamy, najwyraźniej oddalające się od nowej z szybkością około 20 minut łuku rocznie. W odległości tej nowej prędkość kątowa odpowiada prędkości liniowej porównywalnej z prędkością światła. Stwierdzono zatem, że rozbłysk światła spowodowany eksplozją nowej oświetlał międzygwiazdową warstwę pyłu w pobliżu nowej. Takie zjawisko znane jest jako echo świetlne, ale zaobserwowano je tylko w przypadku dwóch gwiazd nowych.

Fizyka erupcji nowych

Podobnie jak w przypadku wszystkich zmiennych kataklizmicznych, nowe są ZBLIŻONYMI GWIAZDAMI PODWÓJNYMI, w których masa jest przenoszona z gwiazdy o normalnych wymiarach (tj. gwiazdy ciągu głównego lub rzadziej olbrzyma), zwanej gwiazdą wtórną, na gwiazdę pierwotną WHITEDWARF. W chwili powstania biały karzeł nie miał w swoim wnętrzu wodoru, który w zależności od masy zawierał hel lub węgiel, tlen lub neon i magnez. To ciągła akumulacja gazu bogatego w wodór na powierzchni białego karła prowadzi do eksplozji, którą rozpoznajemy jako erupcję nowej. Oprócz zewnętrznej warstwy o grubości około 10^-4M⊙, wnętrze białego karła jest zdegenerowane. Zasadnicza fizyka wybuchu nowej zawarta jest w porównaniu równania stanu materii zdegenerowanej, P αρ?, z tym dla gazu doskonałego, P αρ?T, gdzie P, &rh i T to odpowiednio ciśnienie, gęstość i temperatura gazu, a γ jest stałą. Załóżmy, że obszar gazu zostaje lekko podgrzany, następnie ciśnienie w gazie doskonałym wzrasta i gaz może się rozszerzać, pochłaniając w ten sposób ciepło. Jednak ciśnienie w zdegenerowanym gazie jest niezależne od temperatury, więc nie zachodzą żadne zmiany mechaniczne. Jeśli jednak temperatura wystarczająco wzrośnie, zostanie osiągnięta temperatura Fermiego, powyżej której gaz przestaje ulegać degeneracji - staje się gazem doskonałym, a jego ciśnienie gwałtownie wzrasta, aby dopasować się do gęstości i temperatury wymaganej przez zmianę równania stanu. Nagromadzenie wodoru na powierzchni białego karła tworzy warstwę, której podstawa staje się gorętsza i gęstsza w miarę ściskania i wypychania głębiej w kierunku gorącego wnętrza. Rozpoczynają się reakcje jądrowe (najpierw łańcuch proton-proton, później cykl CNO), które podgrzewają gaz. Masa Menv warstwy wierzchniej, wystarczająca do wywołania reakcji jądrowych u jej podstawy, zależy dość wrażliwie od masy białego karła: maleje od -1 × 10^-4M_⊙ przy 0,6M_⊙ do ∿8 × 10^-7M_⊙ przy 1,4M_⊙ . Ta warstwa podstawna leży w obszarze częściowej degeneracji, więc ogrzewanie spowodowane reakcjami jądrowymi zwiększa temperaturę bez rozszerzania warstwy. Podwyższona temperatura zwiększa tempo wytwarzania energii i następuje ucieczka termojądrowa (jak w bombie wodorowej), aż do osiągnięcia temperatury Fermiego, a następnie cała zewnętrzna warstwa zostanie wyrzucona w przestrzeń kosmiczną. W Mwielu przypadkach niewielka część zewnętrznego obszaru zdegenerowanego rdzenia może zostać porwana podczas eksplozji, tworząc nadmiary C, O, Mg i Ne, które są widoczne w niektórych nowych. Inną przyczyną wyjątkowych obfitości C, N lub O jest to, że eksplozja jest tak szybka, że cykl CNO nie osiąga równowagi, która wytworzyła obfitość tych pierwiastków obecnych w normalnych gwiazdach. Jeśli prędkość przenoszenia masy z gwiazdy towarzyszącej na białego karła wynosi dM/dt, wówczas czas pomiędzy erupcjami będzie równy Menv podzielony przez dM/dt. Szacuje się, że średnie szybkości przenoszenia masy w zmiennych kataklizmicznych wynoszą ∿5 × 10^-9M_⊙ rok^-1, zatem wartości M_env podane powyżej implikują przedziały ∿2x10⁴⁶ K; biały karzeł o wielkości 1,25 M⊙ ostygnie następnie do 50 000 K w ciągu około 300 lat. Pochodzenie quasi-okresowych oscylacji występujących w niektórych nowych podczas obszaru przejściowego nie jest pewne; mogą to być promieniowe pulsacje otoczki otaczającej centralną gwiazdę podwójną.

Nowe nawracające

Obecnie wiadomo, że tylko osiem nowych jest rekurencyjnych (kilka innych gwiazd uważano kiedyś za należące do tej klasy, ale okazały się albo nowymi karłowatymi o dużej amplitudzie i długim odstępie czasu, albo nowymi, które później miały wybuchy nowych karłowatych). Jedna z nich znajduje się w Wielkim Obłoku Magellana. Istnieją trzy podklasy nowych nawracających. Pierwsza, obejmująca T CrB, RS Oph, V3890 Sgr i V745 Sco, wszystkie mają gigantyczne cząstki wtórne typu widmowego M, a zatem okresy orbitalne dłuższe niż 100 dni (gigant M nie zmieściłby się w układzie podwójnym o krótszym okresie). Biorąc pod uwagę krótkotrwałość erupcji, możliwe jest, że niektóre z ich erupcji w tym stuleciu zostały przeoczone. Gwiazdy T CrB podlegają zależności M_v(max)-t₂. Ich krótkie czasy powtarzania są częściowo spowodowane dużą szybkością, z jaką olbrzymi towarzysze przekazują masę swoim towarzyszom - białym karłom, szybko gromadząc w ten sposób masę krytyczną M_env, która prowadzi do eksplozji. Druga klasa nowych powracających to ta typowana przez U Sco i obejmująca V394 CrA i LMC-RN. Należą do najszybszych znanych nowych; podlegają one także zależności M_v(max)-t₂. Ponownie, niektóre z ich erupcji mogły zostać przeoczone ze względu na ich krótkotrwałość. Opadające części ich krzywych blasku różnią się w zależności od erupcji. Wszystkie mają okresy orbitalne około 1 dnia. W ich widmach dominują linie helu w fazie ponowej. Ostatnia gwiazda, T Pyx, jest wyjątkowa. Wzrasta powoli do maksimum, początkowy wzrost zajmuje około 7 dni i kolejne 20 do 30 dni do maksimum, po czym następuje powolny spadek. Jego odległość jest bardzo niepewna, dlatego nie wiadomo, czy spełnia zależność M_v(max)-t₂. Zdjęcia przedstawiają podwójną powłokę, być może wyrzut z erupcji z 1944 i 1966 roku. Podejrzewa się, że w stanie spoczynku T Pyx może stale spalać część wodoru w wyniku reakcji jądrowych zachodzących w jego powłoce.

Symbiotyczne gwiazdy

Wśród GWIAZD SYMBIOTYCZNYCH jest kilkanaście takich, które są klasyfikowane jako nowe symbiotyczne. Są one powiązane z nowymi powracającymi typu T CrB: prawdopodobnie wszystkie mają długie okresy orbitalne (znane trwają od 200 do 1000 dni), a niektóre miały więcej niż jedną erupcję. Jednakże wzrost do maksimum jest bardzo powolny, w przedziale od 2 miesięcy do 16 lat, a czas trwania erupcji jest bardzo długi - od lat do ponad stu lat. Obecnie uważa się, że erupcje nowych symbiotycznych są wynikiem ucieczek termojądrowych na głównych białych karłach o mniejszej masie niż w typie T CrB.

Novae przy minimalnym oświetleniu

Podczas długich przerw między erupcjami oraz po całkowitym odzyskaniu sił po ostatnich erupcjach, nowe spędzają przynajmniej część swojego czasu jako niewybuchające, stosunkowo niepozorne obiekty gwiezdne. Dobrym przykładem jest DQ Herculis, który nie zwrócił na siebie uwagi przed erupcją w 1934 r. i który pozostawał stosunkowo niezbadany w swoim stanie po wybuchu nowej przez 20 lat, zanim M.F. Walker odkrył, że jest to układ podwójny zaćmieniowy z okresem orbitalnym wynoszącym 4 godziny 39 minut Była to pierwsza kataklizmiczna gwiazda zmienna, którą uznano za krótkookresowy układ podwójny, chociaż UX UMa i AE Aqr były wcześniej znane jako spektroskopowe układy podwójne, ale dopiero retrospektywnie sklasyfikowano je jako zmienne podobne do nowych. Większość nowych ostatecznie powraca do stanu sprzed nowych ,jasność (jak stwierdzono na archiwalnych kliszach fotograficznych) i stają się nie do odróżnienia od zmiennych podobnych do nowej. W przypadku najjaśniejszych nowych jasność w stanie spoczynku jest dość jasna. Oznacza to, że obecnie znane nowe podobne prawdopodobnie obejmują nowe, które wybuchły niezauważone w ubiegłych stuleciach - a także, że niektóre z nowych podobnych są "pre-nowymi" w tym sensie, że staną się nowymi w przyszłości. Jak wspomniano wcześniej, niektóre nowe przechodzą przez fazę nowych karłowatych podczas upadku po nowej. Kilka nowych (Nova Her 1960, Nova Sgr 1919 i powtarzająca się Nova Sgr 1962) wykazały wybuchy nowych karłowatych przed erupcją; pierwsze dwa z nich ponownie rozpoczęły wybuchy w fazach postnowych. Istnieją dowody na to, że przynajmniej niektóre nowe blakną do bardzo słabych jasności (co oznacza duże zmniejszenie przenoszenia masy z ich gwiazd wtórnych) setki lat po ich erupcji. Przykładem jest Nova Vul 1670 , ale bardziej znaczące jest to, że żadna z nowych zarejestrowanych gołym okiem w zapisach wschodnich (a które, jak się spodziewano, miałaby pozorną jasność po nowej w zakresie 10-14) nie została odkryta w nowoczesne ankiety dotyczące obiektów typu nova. Przyczyną niskiego stanu może być to, że nagrzewanie gwiazdy wtórnej przez promieniowanie gorącego białego karła po wybuchu nowej powoduje nadmierny transfer masy, a gwiazda wtórna później dostosowuje się do nieco mniejszego promienia, ograniczając przenoszenie masy przez wiele stuleci, co utrzymuje długoterminowa średnia szybkość transferu określona przez ewolucję orbity. Z istnienia opisanej powyżej zależności M_v(max)-t₂ i gdyby wszystkie pozostałości nowych miały co najmniej tę samą jasność absolutną M_v(min), można by oczekiwać, że zakres M_v = M_v(min)-M_v(max ) byłoby dobrze skorelowane z tempem spadku, t₂. (Zauważ, że zakres wielkości pozornej mv = m_v(min) - m_v(max) = M_v i jest niezależny od ekstynkcji międzygwiazdowej, ponieważ ekstynkcja ma zastosowanie zarówno do m_v(min), jak i m_v(max).) Rzeczywiście tak jest, ale istnieje duży rozrzut zależności, który wynika z dominacji dysku akrecyjnego przy minimalnym świetle. W momencie maksimum erupcji nowa miałaby mniej więcej taką samą jasność, niezależnie od kierunku, z którego jest obserwowana. Minimalna jasność zależy jednak bardzo silnie od nachylenia orbity podwójnej: jeśli system jest widziany przy niskim nachyleniu, tj. Dysk widziany jest prawie twarzą w twarz, jest stosunkowo jasny. Jednakże, widziany pod dużym nachyleniem, krążek jest skierowany krawędzią i dość słaby. Rezultatem jest niezwykle duża wartość mv jak na układy zaćmieniowe takie jak DQ Herculis. Średnia M_v(min) dla nowych w stanie spoczynku wynosi około +4, ale zakres wynosi 2 M_v(min) 9, co jest skorelowane z nachyleniem orbity. Rzadkie wyjątki od tego zakresu minimalnej wielkości mogą wystąpić, jeśli główny biały karzeł ma silne pole magnetyczne, zapobiegające tworzeniu się dysku akrecyjnego. Przykładem jest V1500 Cyg, która wybuchła od minimalnej wielkości słabszej niż 21 magnitudo.

Zmienne kataklizmiczne: układy magnetyczne

Zmienne kataklizmiczne (CV) to ZAMKNIĘTE GWIAZDY PODWÓJNE, których najbardziej masywnym składnikiem jest BIAŁY KARZEŁ (WD), a towarzyszem jest zwykle bardziej normalna gwiazda - zwykle gwiazda ciągu głównego, ale czasami olbrzym. Większość CV stale przenosi masę z towarzysza na WD poprzez DYSK AKRECJI otaczający WD, ale podobnie jak około 5% izolowanych WD ma wykrywalne polal magnetyczne, podobnie jak około 25% WD występujących w CV. Jeśli pole magnetyczne jest silne (większe niż około 10 MG = 10×10⁶ G), zapobiega to tworzeniu się dysku akrecyjnego, w wyniku czego gaz opuszczający towarzysza jest kierowany magnetycznie bezpośrednio na powierzchnię WD. Sam WD obraca się wokół własnej osi z taką samą szybkością, jak obrót układu podwójnego - jest połączony z układem wtórnym poprzez interakcję ich pól magnetycznych. Prototypem tego rodzaju obiektu jest AM HERCULIS, co prowadzi do określenia tej klasy jako gwiazd AM Her, lub (ponieważ opadający gaz wypromieniowuje swoją energię w silnym polu magnetycznym WD i promieniowanie to jest zatem emisją cyklotronową, która jest silnie spolaryzowane), jako polarne. Najsilniejsze pole, jakie dotychczas zmierzono na biegunie polarnym, wynosi 230 MG w AR UMa; Sama AM Her ma jedno z najniższych pól polarnych, 14 MG. Jeśli WD ma słabsze pole magnetyczne (poniżej kilku milionów gausów), jego interakcja z (wewnętrznym lub indukowanym) polem towarzysza jest niewystarczająca, aby wymusić współrotację, w wyniku czego WD ma inny, zwykle znacznie krótszy , okres rotacji niż okres binarny. Co więcej, pole może jedynie zapobiegać tworzeniu się dysku całkiem blisko WD, w wyniku czego dysk akrecyjny rzeczywiście się tworzy, ale brakuje jego środkowej części - gdzie gęstość energii w polu jest większa niż gęstość energii kinetycznego napływu gazu i dlatego może określić przepływ akrecji. Prototypem tego typu obiektu jest DQ HERCULIS. Grupa jako całość jest zwykle nazywana biegunami pośrednimi (IP) (będącymi pośrednimi między silnie magnetycznymi i niemagnetycznymi), przy czym gwiazdy DQ Her najlepiej trzymać jako opis podzbioru najszybciej rotujących cząstek podstawowych WD (np. sama DQ Her z okres rotacji 71 s) - chociaż niektórzy autorzy używają gwiazd DQ Her jako ogólnego typu. Większość adresów IP ma prawybory zmieniające się z okresami kilkudziesięciu minut. Promieniowanie spolaryzowane, modulowane w okresie wirowania WD, wykryto tylko w trzech IP, prawdopodobnie tych o najsilniejszych polach. Ze względu na dużą ilość niespolaryzowanego promieniowania z (skróconego) dysku akrecyjnego, promieniowanie spolaryzowane w IP jest bardzo osłabione; co więcej, słabsze pola powodują, że emisja cyklotronu osiąga szczyt w podczerwieni, gdzie jest trudniejsza do wykrycia. Proces akrecji materii na WD przenosi również moment pędu. Wynik nie jest jednak jednoznaczny - na WD działa nie tylko moment materialny, powstały w wyniku bezpośredniego (ale nie promieniowego) oddziaływania gazu, ale istnieją również momenty wynikające z oddziaływania linii pola magnetycznego łączących WD z dysk akrecyjny, którego część obraca się szybciej niż WD, a część wolniej. Momenty te mogą się równoważyć, w wyniku czego okres obrotu WD osiąga stan równowagi. Jednak ogólnie rzecz biorąc, stwierdza się, że w niektórych przypadkach szybkości rotacji rosną, a w innych maleją - zazwyczaj tylko kilka sekund na stulecie - w miarę poszukiwania równowagi. Natężenie pola magnetycznego w izolowanych WD sięga do aktualnej granicy wykrywalności - około 50 000 G, więc można się spodziewać, że to samo będzie dotyczyć WD w CV. Takie pola są zbyt słabe, aby wykryć je bezpośrednio w CV (tj. za pomocą EFEKTU ZEEMANA lub poprzez obecność polaryzacji), ale istnieją pośrednie dowody na obecność takich słabych pól w niektórych CV poprzez pojawienie się oscylacji nowych karłowatych (DNO) podczas wybuch niektórych nowych karłowatych (znanych również jako U GEM STARS) i sporadycznie w niektórych zmiennych podobnych do nowych (które raczej przypominają nowe karłowate utknięte na stałe w wybuchu). DNO to okresowe zmiany jasności z okresami zwykle w zakresie 5-40 s i obecnie są interpretowane jako magnetyczne kanałowanie akrecyjnego gazu w samym wewnętrznym obszarze dysku akrecyjnego, tuż nad powierzchnią WD. Jedna różnica w stosunku do adresów IP polega na tym, że podczas gdy adresy IP mają bardzo stabilne modulacje jasności, okresy DNO zmieniają się szybko - czasami zmienia się 2-krotnie w ciągu jednego dnia. Wyjaśnieniem tego jest to, że wewnętrzne pola WD są zbyt małe, aby zapobiec ślizganiu się akreującego gazu wokół równika. Podczas gdy w biegunach i IP akreujący gaz jest sprzężony z całym korpusem WD, w DNO widzimy efekt wirowania pasa równikowego w odpowiedzi na narosły moment pędu, niosąc jego (prawdopodobnie samogenerujący się) wokół niego pole magnetyczne. Istnienie długowiecznych, szybko wirujących pasów równikowych po wybuchach nowych karłowatych zostało niedawno ustalone na podstawie widm uzyskanych za pomocą Kosmicznego Teleskopu Hubble′a. Nie wszystkie nowe karłowate lub zmienne podobne do nowych wykazują DNO, prawdopodobnie dlatego, że istnieją pewne CV, które mają pole magnetyczne zbyt małe, aby wpłynąć na jakiekolwiek kanałowanie magnetyczne w całym przepływie akrecyjnym - w takich przypadkach dysk akrecyjny sięgałby aż do powierzchni WD. Może się to zdarzyć również w tych nowych karłowatych, gdzie Obserwuje się, że DNO zanikają w pobliżu maksymalnego wybuchu; w takich momentach przepływ akrecyjny prawdopodobnie miażdży magnetosferę WD aż do powierzchni WD. We wszystkich klasach magnetycznego CV obserwuje się modulowaną emisję promieniowania rentgenowskiego i EUV - w okresie orbitalnym na biegunach, w okresie rotacji WD w IP i w okresie DNO w wybuchach nowych karłowatych. Takie energetyczne promieniowanie jest emitowane z obszaru silnie nagrzanego szokowo, gdy kanałowy przepływ akrecyjny uderza w powierzchnię WD, wytwarzając bardzo wysoką jasność promieniowania rentgenowskiego (w istocie wiele biegunów i IP odkryto po raz pierwszy podczas badań rentgenowskich niebo). Część promieniowania opuszczającego takie rozgrzane plamy na powierzchni WD może przechwycić powierzchnię ściętych dysków akrecyjnych w IP i słabo magnetycznych CV. W efekcie obracająca się wiązka omiata powierzchnię dysku - a także stronę gwiazdy towarzyszącej skierowaną w stronę WD. Promieniowanie to jest częściowo przetwarzane (degradowane) do obszaru optycznego widma, co umożliwia nam pośrednią detekcję obracającej się wiązki. Można wytworzyć dwie modulacje optyczne o różnych okresach - jedną poprzez ponowne przetwarzanie z dysku i jedną z ponownego przetwarzania na gwieździe towarzyszącej. Podczas kolejnych ominięć towarzysz poruszał się trochę po swojej orbicie, więc sygnał od towarzysza ma dłuższy okres (jest to jak różnica między OKRESEM SIDEREALNYM a OKRESEM SYNODYCZNYM dla planet) i czasami jest to jedyny wykrywalny okres optyczny. W obszarze rentgenowskim widzimy bezpośrednią wiązkę z WD. W rezultacie w niektórych IP okres (gwiazdowy) promieni rentgenowskich i okres (synodyczny) w świetle optycznym różnią się (ich różnica w częstotliwości jest dokładnie równa częstotliwości orbitalnej - tak powstał ten model dla IP w pierwsza instancja). W przypadku DQ Her i niektórych wybuchających nowych karłowatych i zmiennych podobnych do nowych, obserwacje zmian szybkich modulacji jasności podczas zaćmienia przez gwiazdę towarzyszącą pokazują zmiany fazowe, które ponownie wskazują na wiązke obrotową emitowaną z WD. Nagromadzenie materiału bogatego w wodór z towarzysza na powierzchnię WD prowadzi ostatecznie do eksplozji nowej (patrz NOVAE). Systemy magnetyczne nie są wyjątkiem: Nova Cygni 1975 (znana również jako V1500 Cyg), jedna z najszybszych i najjaśniejszych nowych XX wieku, została odkryta po tym, jak powróciła do stanu spoczynkowego i była prawie polarna. Jego okres orbitalny (wyznaczony spektroskopowo i fotometrycznie) wynosi 0,139 612 9 d, a okres rotacji WD (wyznaczony z okresu modulacji polaryzacji) wynosi 0,137 154 d. Niewielka różnica była spowodowana skutkami eksplozji nowej w 1975 roku, podczas której zewnętrzne warstwy wyrzucone z WD wymieniły z towarzyszem część masy i momentu pędu. Obserwuje się, że okres rotacji WD w V1500 Cyg zmienia się w takim tempie, że synchronizacja z okresem orbitalnym zostanie odzyskana po około 180 latach. Znane są trzy inne zdesynchronizowane bieguny, które musiały być niewykrytymi nowymi w ostatnich stuleciach. Wśród znanych nowych znajdują się dwa IP (Nova Persei 1901 i Nova Puppis 1963)

Niebiańskie współrzędne

Współrzędne nieba służą do określenia położenia obiektu niebieskiego w pewnym układzie odniesienia. W astronomii konieczne i wygodne jest przedstawienie położenia obiektu, takiego jak gwiazda czy planeta, w kilku różnych układach współrzędnych, w zależności od kontekstu, w którym pozycja ma zostać wykorzystana. Współrzędne obiektu odpowiadają szczególnemu sposobowi wyrażania położenia punktu względem układu współrzędnych, takiego jak zbiór osi prostokątnych. Ogólnie rzecz biorąc, każda pozycja jest reprezentowana przez zestaw trzech współrzędnych. W wielu przypadkach odległość obiektu nie jest znana, dlatego do przedstawienia kierunku do obiektu wystarczą dwie współrzędne, chociaż można zastosować trzy cosinusy kierunkowe. Wraz z dostępnością większej liczby szacunków odległości w astronomii, coraz powszechniejsze staje się stosowanie trzech współrzędnych przestrzennych. Do określenia pozycji ciał niebieskich wykorzystuje się wiele różnych układów współrzędnych. Każdy układ zależy od wyboru układu współrzędnych i sposobu podawania współrzędnych względem układu. Termin "niebiański układ współrzędnych" jest tutaj używany do określenia układu współrzędnych, który nie obraca się wraz z Ziemią (lub inną planetą), tak że na przykład współrzędne gwiazd zmieniają się powoli w czasie (patrz NIEBIESKIE UKŁADY WSPÓŁRZĘDNYCH). Ogólnie rzecz biorąc, obiekt porusza się względem układu współrzędnych, a układ współrzędnych porusza się i obraca w "przestrzeni". Konieczne jest zatem określenie czasu, do którego odnoszą się trzy współrzędne przestrzenne oraz czasu, dla którego definiowany jest układ współrzędnych. Te dwa czasy mogą być takie same, ale często są różne. Ponadto pozycje mogą być różnego rodzaju, w zależności od tego, czy uwzględniono aberrację, rotację dobową, załamanie i inne czynniki wpływające na kierunek obserwacji obiektu. Nazywa się je miejscami średnimi, prawdziwymi i pozornymi. EFEMERYDOM i katalogom przedstawiającym z dużą precyzją pozycje i właściwości obiektów astronomicznych w danym czasie musi zawsze towarzyszyć precyzyjne zestawienie, które określa wszystkie te różne czynniki, jeśli liczby mają być użyte właściwie i z pełną precyzją. Wektor r od początku do obiektu można przedstawić za pomocą współrzędnych prostokątnych (x, y, z); to jest, poprzez rzuty odległości r na trzy osie. Można go również przedstawić za pomocą współrzędnych sferycznych, których kierunek jest zwykle określany przez kąt podłużny (λ) w płaszczyźnie odniesienia x-y i kąt równoleżnikowy (β) od płaszczyzny odniesienia. Rzadziej stosuje się kąt biegunowy (90° - β) lub uzupełnienie kąta równoleżnikowego. Kąty podłużne i równoleżnikowe mają różne nazwy i symbole w różnych układach współrzędnych. Transformacje geometryczne położeń pomiędzy różnymi układami współrzędnych, z uwzględnieniem efektów fizycznych, można przeprowadzić stosując techniki trygonometrii sferycznej lub algebry wektorów i macierzy. Do wyjaśnienia można zastosować koncepcję sfery niebieskiej, przy czym łuki na kuli reprezentują kąty między kierunkami. Środek kuli może znajdować się w wielu różnych miejscach, ale w większości przypadków kula będzie używana do zilustrowania konkretnego układu odniesienia o określonym pochodzeniu. Należy pamiętać, że gdy obiekt przedstawiony na kuli zmienia odległości promieniowe od środka wraz z ruchem poprzecznym, zmiany te należy uwzględnić w matematyce obliczeń. Oznaczenia używane do wskazania głównych początków niebieskich układów współrzędnych są następujące

1) Topocentryczny: oglądany lub mierzony z miejsca obserwacji na powierzchni Ziemi.
(2) Geocentryczny: oglądany lub mierzony od środka Ziemi.
(3) Selenocentryczny: oglądany lub mierzony od środka Księżyca.
(4) Planetocentryczny: oglądany lub mierzony od środka planety (z odpowiednimi oznaczeniami dla poszczególnych planet).
(5) Heliocentryczny: oglądany lub mierzony od środka Słońca.
(6) Barycentryczny: oglądany lub mierzony od środka masy Układu Słonecznego.

Główne niebiańskie płaszczyzny odniesienia przechodzące przez odpowiednie początki są następujące.

(1) Horyzont: płaszczyzna prostopadła do lokalnego pionu (lub pozornego kierunku siły ciężkości) i przechodząca przez obserwatora.
(2) Południk lokalny: płaszczyzna zawierająca lokalny pion i kierunek osi obrotu Ziemi.
(3) Równik niebieski: płaszczyzna prostopadła do osi obrotu Ziemi i przechodząca przez środek Ziemi.
(4) Ekliptyka: średnia płaszczyzna (tj. pomijając okresowe perturbacje) orbity Ziemi wokół Słońca.
(5) Południk planety: płaszczyzna zawierająca oś obrotu planety i przechodząca przez element powierzchni.
(6) Równik planety: płaszczyzna prostopadła do osi obrotu planety i przechodząca przez jej środek.
(7) Płaszczyzna orbity: płaszczyzna orbity ciała wokół innego ciała (np. planety wokół Słońca lub środka ciężkości).
(8) Płaszczyzna niezmienna lub płaszczyzna Laplaciana: płaszczyzna prostopadła do osi momentu pędu układu i przechodząca przez jego środek.
(9) Równik galaktyczny: płaszczyzna przechodząca przez linię centralną lokalnej Galaktyki (Droga Mleczna).

Linia przecięcia średniej płaszczyzny równika niebieskiego i ekliptyki wyznacza kierunek równonocy (Υ). Wykorzystując rzut tego kierunku jako początek, rektascensja (α) jest mierzona w płaszczyźnie równika, a długość geograficzna niebieska (lub ekliptyka) (?) jest mierzona w płaszczyźnie ekliptyki. Rektascensję zwykle wyraża się w czasie od 0 do 24 godzin, a zarówno rektascensję, jak i długość geograficzną mierzy się w sensie dodatnim (lub prawoskrętnym). Dopełnienie rektascencji w odniesieniu do 24 godzin jest znane jako gwiazdowy kąt godzinny (SHA); w publikacjach nawigacyjnych jest ona zwykle wyrażana w stopniach. Deklinację mierzy się od płaszczyzny równikowej, dodatniej w kierunku północnym, od 0° do 90°. Szerokość geograficzną nieba mierzy się od płaszczyzny ekliptyki, dodatniej w kierunku północnym, od 0° do 90°. Równonoc występuje we wznoszącym się węźle ekliptyki na równiku; jest to kierunek, w którym Słońce w swojej rocznej pozornej drodze wokół Ziemi przecina równik z południa na północ. Nazywa się go także "pierwszym punktem Barana" i jest to równonoc wiosenna (wiosenna) na półkuli północnej. Nachylenie płaszczyzny ekliptyki do płaszczyzny równika znane jest jako NACHYLENIE EKLIPTYKI (ε). Równik i ekliptyka poruszają się z powodu działania sił zakłócających na obrót i ruch Ziemi. Stąd równonoc i nachylenie zmieniają się w funkcji czasu, więc te niebieskie układy współrzędnych muszą być dokładnie zdefiniowane w taki sposób, aby można je było powiązać ze standardowym układem, który można uznać za ustalony w przestrzeni. Linie przecięcia płaszczyzny południka z płaszczyznami horyzontu i równika wyznaczają kierunki, od których mierzony jest AZYMUT (A) i lokalny KĄT GODZINNY (h). Azymut mierzony jest w płaszczyźnie horyzontu od północy, zwiększając się w kierunku wschodnim o wartość dodatnią. Lokalny kąt godzinny mierzony jest w jednostkach czasu: 1 h na każde 15°, dodatnio na zachód w stosunku do lokalnego południka. Kąty równoleżnikowe względem horyzontu i równika są znane jako WYSOKOŚĆ (a) i DECLINACJA (σ). Wysokość mierzy się dodatnio w kierunku zenitu; w astronomii częściej stosuje się odległość zenitu, kąt od lokalnego pionu (z = 90°-a). Deklinacja (σ) jest mierzona od równika, dodatnia w kierunku północnego bieguna obrotu. ODLEGŁOŚĆ ZENITU bieguna północnego, która jest równa współdeklinacji lokalnego pionu (lub zenitu), jest równa współrzędności geograficznej punktu obserwacji. Istnieją dwa główne topocentryczne układy współrzędnych. Jeden opiera się na kierunku lokalnego pionu, który wyznacza płaszczyznę horyzontu; druga opiera się na kierunku osi obrotu Ziemi, która wyznacza płaszczyznę równika niebieskiego. Południk lokalny, który zawiera kierunek lokalnego pionu i kierunek osi obrotu, jest wspólny dla obu ram. Współrzędne kątowe w topocentrycznym układzie współrzędnych horyzontu i południka lokalnego nazywane są azymutem i wysokością. Azymut (A) mierzony jest od 0° do 360° od północy w kierunku wschodnim; to znaczy w sensie negatywnym w odniesieniu do kierunku zenitu. (W niektórych okolicznościach azymut można mierzyć od południa, dlatego należy określić zastosowaną konwencję, aby uniknąć dwuznaczności.) Wysokość (a) mierzy się dodatnio od horyzontu w kierunku zenitu. Zarówno wysokość, jak i azymut dowolnego ciała niebieskiego zmieniają się szybko wraz z obrotem Ziemi, dlatego do wielu celów wygodniej jest używać układu topocentrycznego równika niebieskiego i południka lokalnego. Kierunek północnego bieguna niebieskiego jest równoległy do osi obrotu Ziemi, a wysokość bieguna jest równa szerokości geograficznej punktu obserwacji. Wtopocentrycznym układzie równikowym współrzędne kątowe °nane są jako lokalny kąt godzinny (LHA lub h) i deklinacja (σ). LHA mierzy się od 0° do 360?, czyli od 0 do 24 godzin, od południa w kierunku zachodnim (tj. zwrot negatywny w odniesieniu do kierunku północnego bieguna niebieskiego), a LHA obiektu niebieskiego wzrasta o około 15°, czyli 1 godzinę, na każdą godzinę. Deklinację mierzy się od równika do bieguna niebieskiego, dodatnio w kierunku północy. Deklinacja ciała niebieskiego nie ulega zmianie w wyniku dobowego obrotu Ziemi.

Niebiańska mechanika

Mechanika nieba to nauka o obiektach we wszechświecie poruszających się pod wpływem różnych sił. Obecnie termin ten powszechnie przyjmuje się jako teorię ruchu obiektów w Układzie Słonecznym, chociaż nadal można go zastosować do dynamiki gwiazd wchodzących w skład wielu układów; dynamikę grawitacyjną gromad gwiazd i galaktyk zwykle traktuje się jako odrębne obszary badań, ponieważ wykorzystuje się w nich różne techniki. Mechanika nieba zajmuje się przede wszystkim dynamicznymi konsekwencjami siły grawitacji między obiektami, ale mogą działać dodatkowe siły. Obejmują one od interakcji pływowych planet i satelitów po wpływ promieniowania elektromagnetycznego na małe cząstki. Kiedyś uważana za nieco archaiczną dziedzinę astronomii, w ostatnich latach wzrosło zainteresowanie mechaniką nieba, gdy zdano sobie sprawę, że jej deterministyczne równania ruchu mogą prowadzić do chaotycznych rozwiązań. Doprowadziło to do licznych zastosowań w Układzie Słonecznym i lepszego zrozumienia długoterminowej ewolucji dynamicznej.

Teoria orbity

W XVII wieku KEPLER wyprowadził swoje trzy prawa ruchu planet empirycznie na podstawie obserwacji . Później, w tym samym stuleciu, NEWTON wykazał, że prawa Keplera są konsekwencją prostego prawa siły inverse kwadrat, zgodnie z którym wielkość siły przyciągania grawitacyjnego pomiędzy dwiema masami, m₁ i m₂, oddzielonymi odległością d, jest dana wzorem F = G⋅m₁m₂/ d² gdzie G = 6,672 × 10^-11 m³ kg^-1 s^-2 jest uniwersalną stałą grawitacyjną. Newton wykazał, że orbita jednej masy względem drugiej opisuje PRZEKRÓJ STOŻKOWY (tj. okrąg, elipsę, parabolę lub hiperbolę), w którym wartości wektorów położenia i prędkości (odpowiednio r i v) w określonej chwili określają typ podążanej ścieżki. Ponieważ moment pędu układu jest stały, względna orbita dwóch mas definiuje płaszczyznę - płaszczyznę orbity - i dlatego współrzędne biegunowe płaszczyzny w pełni opisują względny ruch. W przypadku orbit eliptycznych równanie biegunowe określające odległość promieniową r w funkcji prawdziwej długości geograficznej θ wynosi r = a(1 - e²) /1 + e cos(θ - ω) gdzie a jest półoś wielką elipsa, a e to jej mimośród .Kąt ω określa orientację elipsy względem ustalonej linii odniesienia przy θ = 0. W przypadku grawitacyjnego oddziaływania dwóch mas wielkości a, e i są stałe, podczas gdy θ rośnie nieliniowo w czasie. Orbity eliptyczne są ograniczone oscylacją pomiędzy skończonymi granicami; w związku z tym mają one charakter okresowy. Równanie biegunowe elipsy nie umożliwia obliczenia położenia obiektu w danym momencie. Można to jednak zrobić za pomocą równania Keplera, które wiąże anomalię mimośrodową E z anomalią średnią M. Składowe wektora położenia względem układu można zapisać jako r cos f = a(cos E - e) i r sin f = a(1 - e²)^1/2 sin E. Równanie Keplera można zapisać jako M = E ? e sin E gdzie E i M mierzy się w radianach. Anomalia średnia ma tę przydatną właściwość, że rośnie w czasie ze stałą szybkością określoną przez średni ruch, n = [G(m₁ + m₂)/a³]^1/2 z czasem potrzebnym na wykonanie jednego orbity (jeden okres orbitalny) dane przez T = 2π[a³/[G(m₁ + m₂)]^1/2. Znając moment, w którym masa m₂ znajduje się na określonej długości geograficznej (zwykle przyjmuje się, że jest to czas przejścia przez perycentrum, τ ), można obliczyć położenie masy m₂ w dowolnym późniejszym momencie w kontekście problemu dwóch ciał. Ponieważ jednak równanie Keplera jest przestępne w E, zwykle konieczne jest podjęcie rozwiązania numerycznego. W przypadku ruchu w trzech wymiarach konieczne jest zdefiniowanie dwóch dodatkowych kątów: nachylenia orbity I oraz długości geograficznej węzła wstępującego. Co więcej, argument perycentrum, ω, jest używany do określenia kąta między węzłem wstępującym a perycentrum, a długość perycentrum wynosi teraz ω= ω + Ω, gdzie &oemga; i Ω znajdują się w różnych płaszczyznach. Należy zauważyć, że chociaż ruch ten jest rozpatrywany w układzie współrzędnych nachylonym względem płaszczyzny orbity, podstawowe właściwości orbity Keplera pozostają niezmienione. Ruch dwóch ciał pod wpływem ich wzajemnego przyciągania grawitacyjnego Newtona (problem dwóch ciał) jest jednym z niewielu problemów całkowalnych w mechanice niebieskiej. Ma tę właściwość, że masa na orbicie powraca do tej samej wartości r po tym, jak f wykonał cykl azymutalny wynoszący dokładnie 2π. Dodanie jeszcze tylko jednego ciała niszczy tę symetrię. Problem staje się niecałkowalny w tym sensie, że nie jest możliwe żadne praktyczne rozwiązanie matematyczne, chociaż nadal można uzyskać pewne wyniki analityczne. Teoria Księżyca jest gałęzią mechaniki niebieskiej poświęconą badaniu ruchu Księżyca. Problem ten jest stosunkowo prosty, jeśli ogranicza się do przewidywania drogi Księżyca wokół kulistej Ziemi. Jednak rzeczywistość jest taka, że zaburzenia słoneczne są również znaczące i należy wziąć pod uwagę bardziej subtelne, długoterminowe skutki, takie jak modyfikacje kulistego kształtu Ziemi spowodowane pływami i rotacją. Układ Słoneczny ma hierarchiczną strukturę składającą się z kilku podsystemów, z których każdy składa się z masy centralnej z jedną lub większą liczbą mniejszych mas krążących na każdym poziomie. Na przykład planety krążą wokół Słońca, ale większość z nich ma również własnemałe naturalne satelity. Dlatego też, rozważając ruch satelity krążącego blisko planety, zazwyczaj można zignorować zakłócenia pochodzące od Słońca. Nie oznacza to, że orbita jest prostą, stałą elipsą; niesferyczność planety powoduje krótko- i długoterminowe zmiany w niektórych elementach orbity. Same orbity planet nie są stałe, ponieważ wszystkie planety zakłócają się nawzajem. Dlatego chociaż w dowolnym momencie planeta porusza się po eliptycznej ścieżce określonej przez jej chwilowe położenie i prędkość (nazywa się to jej orbitą oscylacyjną), kształt i orientacja tej elipsy nieustannie się zmieniają z powodu zaburzeń ze strony innych planet. Zmiany takie są niewielkie, ale zauważalne z biegiem czasu. Ogólnie rzecz biorąc, najmniejsze obiekty, takie jak cząstki PIERŚCIENIA PLANETARNEGO i METEOROIDY, poddawane są najszerszej gamie dodatkowych zaburzeń w postaci sił niegrawitacyjnych. Ich rozmiar oznacza, że wpływ padającego promieniowania elektromagnetycznego może wpływać na ich orbity. Na przykład efekt POYNTING-ROBERTSONEFECT jest spowodowany nieizotropową reemisją promieniowania i jest ważny dla cząstek, których wielkość jest porównywalna z długością fali promieniowania. Powoduje to tłumienie mimośrodu i nachylenia oraz zmniejszenie półosi wielkiej niezależnie od tego, czy cząstka znajduje się na orbicie heliocentrycznej, czy planetocentrycznej. Uważa się, że efekt ten jest odpowiedzialny za transport pyłu kolizyjnego na dużą skalę z pasa asteroid do wnętrza Układu Słonecznego. W latach następujących po pionierskiej pracy Newtona znaczny wysiłek poświęcono ilościowemu określeniu, a następnie przewidywaniu ruchów obiektów tworzących Układ Słoneczny. Jednym z wybitnych sukcesów mechaniki niebieskiej były niezależne wyjaśnienia Johna Coucha ADAMSA i LEVERRIERA dotyczące zaobserwowanych anomalii w ruchu planet zewnętrznych. Doprowadziło to bezpośrednio do odkrycia planety Neptun przez GALLE w 1847 r. Poprawa precyzji, z jaką można było zrozumieć orbity planet, doprowadziła do jeszcze bardziej doniosłego odkrycia w XX wieku. EINSTEIN wykazał, że niewielka rozbieżność wynosząca 0,43 roku^-1 w ruchu długości peryhelium Merkurego wynika z faktu , że teoria grawitacji Newtona była błędna i że jego własna ogólna teoria względności może wyjaśnić te obserwacje. Mechanika nieba zyskała na znaczeniu jako nauka praktyczna wraz z nadejściem ery kosmicznej w latach sześćdziesiątych XX wieku. Zwiększona liczba sztucznych satelitów na orbicie okołoziemskiej umożliwiła bardzo szczegółowe badanie pola grawitacyjnego Ziemi poprzez monitorowanie orbit satelitów i ich zmian w czasie. Konieczność wysyłania statków kosmicznych na inne planety doprowadziła do wykorzystania mechaniki niebieskiej w projektowaniu skomplikowanych podróży orbitalnych. Technika wspomagania grawitacyjnego, w ramach której statek kosmiczny zmienia swoją energię orbitalną w wyniku bliskiego przelotu planety lub satelity, stała się podstawą zautomatyzowanej eksploracji zewnętrznego Układu Słonecznego. Chociaż obserwacje naziemne można wykorzystać do oszacowania mas planet i satelitów, dokładne monitorowanie trajektorii statków kosmicznych pod kątem małych odchyleń zaowocowało bezpośrednimi pomiarami pola grawitacyjnego wielu obiektów Układu Słonecznego.

Zaburzenia grawitacyjne

Historycznie rzecz biorąc, teoria zaburzeń w mechanice nieba została podzielona na tak zwane perturbacje ogólne i specjalne. Ogólna teoria zaburzeń polega na badaniu ewolucji zaburzonej orbity poprzez rozważenie analitycznego rozwiązania równań różniczkowych opisujących zmienność elementów orbity obiektu lub jego współrzędnych. W przeciwieństwie do specjalnych zaburzeń , teoria polega na analizie orbity za pomocą numerycznego lub półnumerycznego rozwiązania równań. Chociaż rozwiązanie analityczne pozwala uzyskać lepszy wgląd, jest to często niemożliwe w mechanice niebieskiej dla wszystkich układów z wyjątkiem najprostszych. Rozwiązanie numeryczne może zapewnić wgląd w problem, a dostępność szybkich komputerów cyfrowych pozwala na rozważenie dużej liczby warunków początkowych, co umożliwi osiągnięcie zrozumienia. Rozważmy masę centralną m_c i dwie orbitujące masy m i m′ z wektorami położenia r i r′ względem m_c. Ruch m można opisać rozwiązaniem równania wektorowego r = ∇?(U + R) gdzie U = G⋅m_c + m/r R = Gm′/ |r - r′| ? Gm r ⋅ r′/ r′ ³ . Tutaj U reprezentuje potencjał, który powoduje ruch keplerowski dwóch ciał m i m_c, a R reprezentuje zakłócający potencjał lub zakłócającą funkcję doświadczaną przez m ze względu na m′ . Istnieją podobne wyrażenia określające wpływ m na m′. Należy zauważyć, że tradycyjnie w mechanice niebieskiej potencjał przyjmuje się jako wielkość dodatnią. Chociaż wyrażenie R w kategoriach współrzędnych kartezjańskich jest stosunkowo trywialne, trudniej jest wyrazić je w kategoriach elementów orbitalnych m i m′. Obecnie można to łatwo osiągnąć za pomocą algebry komputerowej w celu przeprowadzenia niezbędnej manipulacji szeregami. Rozwinięcie R ma ogólną postać



gdzie j jest liczbą całkowitą, a ? jest kombinacją długości geograficznych (tj. kątów odniesionych do ustalonego kierunku), którą można zapisać jako



gdzie ji są liczbami całkowitymi, a λ = M + ω= n(t - τ) + ω to średnia długość geograficzna. Każdy argument cosinus φ spełnia relację d′Alemberta, według której



Inną ważną właściwością jest to, że wartość bezwzględna współczynnika ω′, ω, Ω&primel i Ω,i (tj. |j3|, |j4| , |j5| i |j6|) jest równe najniższej potędze e′ , e, s′ = sin 1/2I′ s = sin 1/2I, które występuje w towarzyszącym terminie. Wszystkie argumenty można sklasyfikować według wartości bezwzględnej sumy współczynników średnich długości geograficznych λ′ i λ w argumencie cosinus. Dlatego rozwinięcie obejmujące argumenty rzędu N-tego będzie uwzględniać potęgi mimośrodów i nachyleń N-tego rzędu. Funkcja zakłócania jest używana w połączeniu z równaniema LAGRANGE′a dające równania zmian elementów orbity. W najniższym rzędzie w e i I można je zapisać jako



gdzie R zawiera wymagane terminy w rozwinięciu funkcji zakłócającej dla zewnętrznego zakłócenia. Używanie równań Lagrange′a w niektórych zastosowaniach w mechanice nieba wiąże się z identyfikacją tych wyrazów w rozwinięciu R, które prawdopodobnie będą ważne dla konkretnego problemu będącego przedmiotem zainteresowania, przy założeniu, że wszystkie nieistotne, krótkookresowe wyrazy będą miały zero efekt uśredniony w czasie. Kluczowymi elementami orbitalnymi w tym procesie są półosie wielkie a i a′ . W problemie niezakłóconym średnie długości geograficzne λ′ i λ rosną liniowo odpowiednio z szybkościami n′ i n, podczas gdy wszystkie pozostałe kąty w ogólnym argumencie φ są stałe. W układzie zaburzonym λ′ iλ nadal szybko się zmieniają, ale pozostałe kąty zmieniają się powoli. Dlatego wszelkie argumenty, które nie dotyczą średnich długości geograficznych, powoli się zmieniają. Dają one początek terminom długoterminowym lub świeckim. Przy pewnych założeniach możliwe jest wyprowadzenie świeckiej teorii orbit planet. Powstałe sprzężone równania ruchu można rozwiązać analitycznie, uzyskując przybliżone elementy orbity (z wyjątkiem średnich długości geograficznych) w funkcji czasu. Rozważmy ogólny argument, φ = j₁λ + j₂λ gdzie a i a′ są takie, że j₁n′ + j₂n ≈ 0 i φ zmienia się w okresie dłuższym niż którykolwiek z dwóch okresów orbitalnych. Dzieje się tak, gdy istnieje prosta zależność liczbowa pomiędzy dwoma średnimi ruchami lub okresami orbitalnymi. Argumenty te powodują powstanie terminów rezonansowych w rozwinięciu (patrz REZONANCJA). Jeśli chodzi o półosie główne, równoważnym warunkiem jest a ≈ (|j₁|/|j₂|)^2/3a′ . Układ Słoneczny zawiera więcej par obiektów znajdujących się w rezonansie, niż można by się spodziewać przypadkowo. Dzieje się tak prawdopodobnie na skutek momentów pływowych, powodujących rozszerzanie się orbit satelitów w różnym tempie w miarę upływu lat Układu Słonecznego. Człony rezonansowe są zlokalizowane na półosiach wielkich. Podczas gdy szczególna kombinacja kątów może zmieniać się powoli na jednej półosi ciała zaburzonego, ta sama kombinacja może zmieniać się szybko na innej. Natomiast terminy świeckie można uznać za globalne. Uważa się, że każdy argument, który nie jest ani świecki, ani rezonujący, stanowi podstawę do krótkotrwałego stosowania. Naturalne satelity, takie jak Księżyc, podnoszą pływy na swoich planetach macierzystych; sama planeta może również być zniekształcona obrotowo. W każdym przypadku możliwe jest wyprowadzenie równoważnej funkcji zakłócającej reprezentującej potencjał doświadczany przez orbitującą masę i zastosowanie równań Lagrange′a. Można na przykład wykazać, że eliptyczna orbita półosi wielkiej a wokół spłaszczonej planety o promieniu Rp przebiegałaby z szybkością ˙ ω ≈ 3/2⋅nJ₂(R_p/a)², gdzie n jest ruchem średnim, a J₂ jest współczynnikiem drugiej harmonicznej strefy planety. Jednym z głównych postępów teoretycznych w mechanice nieba w ostatnich latach było wyprowadzenie mapowań algebraicznych umożliwiających numeryczne śledzenie zaburzonych orbit przez dłuższe okresy. Te mapowania (lub mapy) można podzielić na trzy szerokie typy:

•  mapy rezonansowe, z których wyprowadzana jest funkcja zakłócająca w konkretnym miejscu rezonansowym - część świecka jest całkowalna, a część rezonansowa może być zastąpiona ciągiem funkcji σ Diraca zastosowanych w postaci impulsów;
•  mapy spotkań, gdzie orbitę uważa się za prosty ruch keplerowski, aż do momentu koniunkcji lub bliskiego zbliżenia się do ciała zakłócającego - zaburzenie jest stosowane jako impuls.
•  Mapy N-ciał, w których kartezjańskie równania ruchu są przeformułowane w specjalnym układzie współrzędnych, który izoluje część keplerowską składającą się z dwóch ciał od części interakcji - wykorzystuje się funkcje σ Diraca do traktowania części interakcji jako impulsów.
Obecnie powszechne stało się wykorzystywanie map N-ciał do przeprowadzania numerycznych badań długoterminowej stabilności Układu Słonecznego.

Chaotyczny ruch

Fakt, że ruch w Układzie Słonecznym wynika z prostego prawa matematycznego, doprowadził do przekonania, że odkrycie praw rządzących wszechświatem jest równoznaczne z możliwością przewidzenia jego stanu przeszłego i przyszłego. Przykładem tej opinii był pogląd LAPLACE′a na wszechświat jako na system całkowicie deterministyczny. Jednakże pod koniec XIX wieku badania POINCA′E nad problemem trzech ciał dostarczyły pierwszej wskazówki, że systemy deterministyczne mogą dopuszczać nieprzewidywalne rozwiązania. W Układzie Słonecznym przywoływano chaos, aby wyjaśnić tak różnorodne zjawiska, jak LUKI KIRKWOODA w pasie asteroid i niezwykły obrót satelity Saturna HYPERION. Obecnie uznaje się, że chaos odegrał ważną rolę w kształtowaniu dynamicznej struktury Układu Słonecznego. Jednym z kluczowych problemów mechaniki niebieskiej jest stabilność Układu Słonecznego. Współczesne symulacje numeryczne pokazują, że orbity planet, zwłaszcza planet wewnętrznych, są technicznie chaotyczne w tym sensie, że błąd tak mały jak 0,01 minuty dzisiejszej pozycji planety rozprzestrzenia się wykładniczo i niemożliwe staje się przewidzenie jej położenia za około 107-108 lat . Niemniej jednak orbity pozostają zbliżone do swoich obecnych konfiguracji w skalach czasowych porównywalnych z wiekiem Układu Słonecznego. Jedynym yjątkiem jest Merkury, gdzie niektóre badania wykazały prawdziwą niestabilność orbity (e →? 1) w ciągu ∿10¹⁰ lat. Dokładny mechanizm powodujący takie chaotyczne zachowanie jest nadal nieznany, chociaż uważa się, że odpowiedzialne są za to świeckie interakcje między planetami. Wraz z odkryciem innych układów planetarnych stało się jasne, że naszą wiedzę na temat tych procesów można sprawdzić w celu odkrycia, które rozkłady mas i orbit planet prowadzą do konfiguracji stabilnych przez cały czas życia gwiazdy.

Mechanika niebiańska w XVIII i XIX wieku

MECHANIKA NIEBIESKA (tak nazwana przez Laplace′a w 1798 r.) przed XX wiekiem polegała na zastosowaniu do Układu Słonecznego prawa powszechnego ciążenia Izaaka Newtona. Zgodnie z tym prawem pojedyncze ciało krążące wokół większego ciała porusza się po przekroju stożkowym; obecność trzeciego ciała zakłóca ruch. Mechanika nieba zajmuje się powstałymi w ten sposób zakłóceniami. Podejście Newtona do tego problemu miało zasadniczo charakter jakościowy. W przybliżonym sformułowaniu pokazał, że wszystkie znane nierówności Księżyca wynikają jakościowo z prawa grawitacji. W swojej Teorii ruchu Księżyca (1702) oraz w drugim wydaniu Principia (Scholium do Twierdzenia III.25) określił ilościowo swoją teorię, dopasowując ją do obserwacji i dodając kilka terminów ilościowych bez wyjaśniania ich pochodzenia. PROBLEM TRZECH CIAŁ został ponownie sformułowany w latach czterdziestych XVIII wieku jako zbiór równań różniczkowych. To sformułowanie mogłoby być rygorystyczne i zawierać w sposób dorozumiany wszystkie nierówności wynikające z powszechnej grawitacji. (Okazało się, że do rozwiązania można dojść jedynie poprzez kolejne przybliżenia.) To, że takiego sformułowania nie udało się uzyskać wcześniej, wynika z braku wśród matematyków w tradycji Leibniza opracowanego rachunku funkcji trygonometrycznych. To LEONARD EULER (1707-83) w 1739 r. jako pierwszy podał systematyczne reguły algorytmiczne różniczkowania i całkowania funkcji trygonometrycznych. Do 1744 roku Euler wyprowadził nierówności Księżyca, rozwiązując równania różniczkowe, ale opublikowano tylko jego wyniki. W 1746 roku Akademia Nauk w Paryżu ogłosiła, że głównym zadaniem na rok 1748 będzie sformułowanie "teorii Jowisza i Saturna wyjaśniającej nierówności, jakie te planety wydają się powodować we wzajemnych ruchach". Nagrodzony esej był autorstwa Eulera; opublikowana w 1749 r. dostarczyła pierwszego powszechnie dostępnego opisu analitycznego rozwiązania problemu trzech ciał. Tymczasem od 1746 r. dwóch członków komisji ds. nagród Akademii Paryskiej, ALEXIS-CLAUDE CLAIRAUT (1713-65) i JEAN LE ROND D′ALEMBERT (1717-83), osobno przystąpiło do rozwiązania problemu i wyprowadzenia w ten sposób nierówności Księżyc. Teoria księżyca Clairauta została opublikowana w 1752 r., d′Alemberta w 1754 r.

Euler i Clairaut o równaniach ruchu

Euler zapisał równania we współrzędnych biegunowych ruchu Saturna, przy czym płaszczyzną orbity Jowisza była płaszczyzna r, φ

Tutaj P, Q i R są siłami przyspieszającymi mającymi tendencję do zmniejszania r, φ i z; współczynnik 1/2 wynika z wyboru przez Eulera jednostki przyspieszenia. Clairaut napisał równania podobne dla r i Φ, zakładając początkowo, że ruch ciała zaburzonego jest ograniczony do płaszczyzny



Tutaj M jest sumą mas ciała centralnego i zaburzonego, P jest dodatkowym przyspieszeniem promieniowym wynikającym z zaburzeń, a Q jest przyspieszeniem poprzecznym. Aby rozwiązać równania, Euler zastąpił dt²/2 przez a′³(dM′)², gdzie a&perime; jest średnią odległością Jowisza od Słońca, a M jego średnim ruchem i zastąpiło P i Q siłami przyspieszenia występującymi, gdy ruch Saturna odniesiono do nieruchomego Słońca. Następnie przyjął kolejno trzy różne przybliżone założenia, w których orbitę Jowisza i niezakłóconą orbitę Saturna przyjmowano albo jako okręgi, albo jedno jako okrąg, a drugie jako elipsę. W ramach każdej hipotezy dokonał transformacji w równania różniczkowe dla małych odchyleń r i Φ od ich wartości niezaburzonych. (Tutaj konieczne były szeregi trygonometryczne; patrz następny rozdział.) Równania rozwiązano metodą współczynników nieokreślonych. Clairaut otrzymał wyrażenie dt w kategoriach r i Φ poprzez dwukrotne całkowanie i w ten sposób wyeliminowanie. Całkowanie podwójne przekształconego równania dało mu wówczas



gdzie f , g, c są stałymi całkowania i



ρ będzie



Aby obliczyć całki , konieczne było zastąpienie r w przybliżoną funkcją Φ Clairaut użył

k/r = 1- e cos m Φ

równanie elipsy precesyjnej, w której k, e, m są nieokreślonymi stałymi.

Wprowadzenie szeregów trygonometrycznych

Księżycowa i planetarna wersja problemu trzech ciał różnią się, ponieważ v, odległość pomiędzy ciałami zakłócającymi i zaburzonymi, w przypadku księżycowym podlega jedynie niewielkim zmianom, które można wyrazić kilkoma wyrazami szeregu Taylora, podczas gdy w przypadku planetarnym jest bardzo zróżnicowane. W równaniach różniczkowych v występuje jako v-3, które waha się jeszcze bardziej gwałtownie. Potrzebne jest wyrażenie dla v-3 umożliwiające formalną integrację. Euler rozwiązał ten problem, wymyślając szeregi trygonometryczne. W pierwszym przybliżeniu pokazał v^-3 = (a² + a′²)^-3/2(A + B cos θ + C cos 2θ + D cos 3θ + …ˇ ˇ ˇ) gdzie a, a&pime; są średnimi odległościami Słońca od Saturna i Jowisza, a θ jest kątem heliocentrycznym pomiędzy dwoma wektorami promieni; współczynniki C, D, E itd. są funkcjami A i B, podczas gdy A i B można obliczyć poprzez całkowanie numeryczne. Ulepszone przybliżenie wymagało uwzględnienia mimośrodów orbit i obliczenia współczynników w szeregu dla v^-5, v^-7 itd. Euler przeprowadził przybliżenie rzędu pierwszej potęgi mimośrodów. W 1767 roku JOSEPH LOUIS LAGRANGE (1736-1813) wprowadził nową, wydajną metodę wyznaczania współczynników szeregu na podstawie twierdzenia DeMoivre′a. Późniejsi teoretycy przenieśli przybliżenia do wyższych potęg mimośrodów. Metoda zmienności elementów orbity Eulera w traktowaniu ruchu planety zaburzonej w kierunku z zastąpiona dwoma równaniami pierwszego rzędu, jednym dla nachylenia orbity, a drugim dla długości geograficznej węzła wstępującego. W ruchu niezakłóconym wielkości te są stałe; zakłócenia czynią je zmiennymi. Przybliżone wyrażenia Eulera na ich zmiany pod wpływem zakłóceń wykazały, że nachylenie podlega jedynie niewielkim oscylacjom, podczas gdy węzeł cofał się w płaszczyźnie orbity zakłócającej planety. Było to pierwsze analityczne określenie zmienności ELEMENTU ORBITALNEGO. Euler wyprowadził zmiany innych parametrów orbitalnych w późniejszych wspomnieniach, ale to Lagrange opracował głównie tę metodę. W eseju z 1766 roku Lagrange wykazał, że zwykły sposób obliczania zaburzeń poprzez kolejne przybliżenia nieuchronnie daje wyrazy proporcjonalne do czasu, a także wyrazy n-tego rzędu w przybliżeniu (n+1)-tego rzędu. Metoda zmiany parametrów orbity pozwala uniknąć tej trudności. W swoich dalszych pracach nad perturbacjami planetarnymi Lagrange stosował wyłącznie tę metodę.

Ruch absydy Księżyca

Newton nie opublikował żadnego wyprowadzenia ruchu apsydalnego Księżyca. W pierwszym wydaniu Principiów przytoczył wyniki próby wyprowadzenia; jak wiemy, jego metoda była błędna. W późniejszych wydaniach usunął wszelkie odniesienia do niego. Pierwsze wyprowadzenia analityczne Eulera, Clairauta i d′Alembert w latach czterdziestych XVIII wieku przyniosły tylko około połowy obserwowanego ruchu apsydalnego. Clairaut w listopadzie 1747 zaproponował uzupełnienie prawa odwrotności kwadratów o człon odwrotnej czwartej potęgi, skąd można było uzyskać pozostały ruch apsydalny. Następnie w maju 1749 roku wycofał tę propozycję. Odkrył, że jeśli przejdzie do przybliżenia drugiego rzędu w odniesieniu do sił zakłócających (to znaczy zastępując wyrazy znalezione w pierwszym przybliżeniu nieokreślonymi współczynnikami z powrotem do równań różniczkowych i ponownie rozwiązując), otrzyma prawie cały obserwowany ruch apsydalny. Bez wątpienia spodziewał się, że przybliżenie drugiego rzędu przyniesie jedynie niewielką modyfikację wyniku pierwszego rzędu i był zaskoczony, że dwa małe składniki proporcjonalne do poprzecznej siły zakłócającej mogą dać tak dużą różnicę. Euler swoją zupełnie inną drogą potwierdził wynik Clairauta. "Dopiero od tego odkrycia" - pisał do Clairauta - "można uważać prawo przyciągania odwrotnych kwadratów za solidnie ugruntowane"….

Odmiany świeckie, rzeczywiste i domniemane, do roku 1785

Odmiany świeckie są zwykle rozumiane jako zmiany monotoniczne, które kończą się jednokierunkową zmianą elementu orbity. EDMOND HALLEY w latach dziewięćdziesiątych XVII wieku wykrył ciągłe przyspieszenie średniego ruchu Księżyca już od czasów starożytnych; później śledczy to potwierdzili. Halley przypisał także świeckie przyspieszenie Jowiszowi i świeckie spowolnienie Saturnowi, aby uwzględnić starożytne i współczesne obserwacje (Tabulae astronomicae, 1749). Takie świeckie zmiany, kontynuowane w nieskończoność, doprowadziłoby do rozpadu układów Ziemia-Księżyc i planetarnych. Pierwsze ważne wspomnienia PIERRE-SIMONA LAPLACEA (1749-1827), ukończone w 1773 r., wykazały, że średnie ruchy planet, zgodnie z porządkiem kwadratów mimośrodów, są odporne na świeckie zmiany spowodowane perturbacjami planetarnymi. W podanym porządku współczynnik członu proporcjonalny do t² w wyrażeniu długości geograficznej wynosił identycznie zero. Pozorne świeckie zmiany w średnim tempie ruchu Jowisza i Saturna, przypuszczał Laplace, mogą wynikać z zaburzeń kometarnych. We wspomnieniach przesłanych do Akademii Paryskiej w październiku 1774 r. Lagrange wyprowadził równania różniczkowe dla zaburzeń w nachyleniu orbit i węzłach planet, które zależą od orientacji i rozmiarów orbit, ale nie od tego, gdzie na nich znajdują się planety. Aby to zrobić, zastąpił tangens nachylenia orbity (θ) i długości geograficznej węzła wstępującego (ω) nowymi zmiennymi, u = θ sin ω, s = θ cos ω. Powstałe równania różniczkowe były liniowe i pierwszego rzędu i miały rozwiązanie w postaci



Tutaj stałe a, b, c, . . . są pierwiastkami równania n-tego stopnia, a pozostałe stałe można wyznaczyć z empirycznych wartości s₁, u₁, s₂ itd. w danej epoce. Lagrange nie rozwiązał całego układu dla wszystkich sześciu znanych planet - co było ogromnym zadaniem - ale traktując dwie duże, Jowisza i Saturna, jako odrębny system, otrzymaliśmy cztery prostsze równania. Ich rozwiązanie wykazało, że węzły i nachylenie orbit tych planet oscylowały w ustalonych granicach z okresem 51 150 lat. Lagrange nazwał te zmiany świeckimi: były one oczywiście okresowe, ale ich okresy były o rząd wielkości dłuższe niż okresy zwykłych zmian okresowych, które zależą od położenia planet na ich orbitach. Laplace przeczytał wspomnienia Lagrange′a z października 1774 r., kiedy dotarły one do Paryża, i od razu zauważył (podobnie jak Lagrange), że podobna procedura będzie miała zastosowanie do dziwactw i afelii. Zatem wprowadzając nowe zmienne h = e sin L, k = e cos L, gdzie e jest mimośrodem, a L długością aphelium, wyprowadził liniowe równania różniczkowe pierwszego rzędu dla dh/dt i dk/dt. . Analiza ta została opublikowana w 1775 roku. Laplace porzucił teraz na dekadę problem zaburzeń planetarnych. Masy Merkurego, Wenus i Marsa były nieznane i nie był pewien, jaki jest zakres wpływu komet na planety. Lagrange ruszył do przodu. W 1776 przedstawił nowy dowód odporności ruchów średnich na zmiany świeckie; zawierał klasyczne sformułowanie zmienności elementów orbity i wprowadził "funkcję zaburzającą", czyli funkcję potencjalną, z której poprzez częściowe różniczkowanie można wyprowadzić siły perturbacyjne w różnych kierunkach. W 1777 roku użył funkcji zaburzającej przy pierwszym systematycznym wyprowadzeniu wszystkich znanych całek ruchu dla n ciał przyciągających się zgodnie z prawem odwrotności kwadratów. W latach 1781 i 1782 ukończył dwie części dużego traktatu wyprowadzającego świeckie nierówności wszystkich planet metodą zmienności parametrów orbit. W 1783 r. zastosował tę samą metodę do wyprowadzenia nierówności okresowych zerowego rzędu (nierówności niezależne od mimośrodów i nachylenia). W tym momencie Lagrange zdał sobie sprawę, że jego wcześniejszy dowód odporności ruchów średnich na zmiany świeckie wymaga kwalifikacji: ruchy średnie mogą wydawać się zmieniać świeckie z powodu świeckiej zmienności innych elementów orbity. Niech część pozornej zmiany średniego ruchu, która jest skorelowana ze zmianą średniej odległości Słońca, a zatem jest odporna na zmiany świeckie, będzie wynosić dp; ta część jest okresowa i zależy od położenia planet. Druga część dΣ zależy od zmian w innych elementach orbity i jest "świecka" (niezależna od pozycji planet), gdy występują inne zmiany. Odmianę d), zaproponowaną przez Lagrange′a, należy uważać za odmianę szóstego elementu orbity, czyli epoki. dΣ okazało się, że zawiera terminy świeckie dopiero wtedy, gdy przeprowadzono przybliżenie do drugiej i wyższej potęgi mimośrodów i nachyleń. Aby złagodzić pracochłonność takich obliczeń, Lagrange zaproponował uwzględnienie tylko tych terminów, które zostałyby znacznie zwiększone przez integrację. Były to terminy zawierające cosinus lub sinus kąta π takiego, że dπ = λ dp, gdzie λ jest bardzo małe; gdyż w przypadku podwójnej integracji taki człon jest mnożony przez duży współczynnikλ^-2. Ale π jest liniową kombinacją średnich ruchów kilku planet, a szczegółowe badanie tych liniowych kombinacji pokaże, które z nich prowadzą do małego &;lambda;. Lagrange nie znalazł żadnej świeckiej zmiany w dΣ, która wyjaśniałaby świeckie przyspieszenia Halleya. Laplace wkrótce zastosował propozycję obliczeniową Lagrange′a nie do dΣ, ale do dp.

Rozwiązanie Laplace′a w sprawie głównych anomalii, 1785-177

23 listopada 1785 Laplace ogłosił rozwiązanie anomalii w średnich ruchach Jowisza i Saturna. J.H. Lambert odkrył, że od połowy XVII wieku tempo przyspieszania Jowisza i tempo zwalniania Saturna maleje: nierówność może mieć charakter okresowy. Wychodząc od zasady zachowania sił żywych, Laplace odkrył teraz, że świeckie zmiany, które Halley zaproponował dla tych planet, mają taki stosunek, jaki sugerowałaby ich interakcja grawitacyjna. Jak powszechnie wiadomo, dwa okresy Saturna były prawie równe pięciu okresom Jowisza; zatem średnie ruchy n_J i n_S dały kombinację liniową 2n_J - 5n_S, która była bardzo mała. Wynika z tego, że okresowa nierówność proporcjonalna do sin[(2n_J ? 5nS)t ] może być spora. Z drugiej strony jego współczynnik (który składałby się z kilku członów) miałby trzeci wymiar w siłach i iloczynach mimośrodów i pochyleń, a zatem mógłby być zaniedbywalny. Tylko pełne obliczenia mogłyby rozstrzygnąć pytanie. To, co odkrył Laplace, było największym zaburzeniem w Układzie Słonecznym, ze współczynnikiem dla Saturna wynoszącym -49 i dla Jowisza wynoszącym 20'; okres ten wynosił około 900 lat. Jego nowe, rozszerzone teorie dotyczące obu planet były zgodne zarówno ze starożytnymi, jak i współczesnymi obserwacjami. Wspomnienia Laplace'a z listopada 1785 roku zawierały wyjaśnienie rezonansu, który Lagrange odkrył w ruchach pierwszych trzech galileuszowych satelitów Jowisza, a także próbę udowodnienia, że mimośrody orbit a nachylenie planet musi pozostać małe. Ten ostatni dowód, jak później zauważył Le Verrier, milcząco zakładał, że wszystkie masy planet były tego samego rzędu wielkości; było zatem niejednoznaczne. W grudniu 1787 Laplace miał wyjaśnienie pozornego świeckiego przyspieszenia Księżyca. Średni składnik promieniowy zakłócającej siły Słońca jest ujemny i odejmuje się od przyciągania Ziemi. Ekscentryczność orbity Ziemi, z powodu świeckich, ale cyklicznych zmian, obecnie maleje, powodując nieznaczny spadek średniej siły zakłócającej Słońca. Stąd Księżyc wpada na niższą orbitę i zwiększa swoją prędkość kątową. Wartość Laplace'a dla przyrostu, około 10 cali na stulecie, była zgodna z przyjętą wartością empiryczną. (Ta analiza była nieodpowiednia; patrz poniżej).

Méecanique Céeleste Laplace'a

Pierwsze cztery tomy Mécanique Céleste Laplace′a, które ukazały się w latach 1798-1805, zawierały nie tylko rozszerzony wykład teorii zaburzeń, ale także jej szczegółowe zastosowanie do planet i Księżyca. Przez dziesięciolecia tomy te służyły jako podręcznik par Excellence dla astronomów matematycznych. Dokładne wyjaśnienie wszystkich wykrywalnych nierówności w Układzie Słonecznym stało się w zasięgu ręki. Masy Merkurego, Wenus i Marsa można określić na podstawie zaburzeń. Najwyraźniej komety nie zakłócały planet w zauważalny sposób. Laplace osiągał swoje sukcesy, stosując mieszankę metod, wybierając jedną lub drugą, ponieważ zapewniała ona szybsze podejście do określonego celu. Jego procedura dotycząca nierówności planetarnych proporcjonalnych do zerowej i pierwszej potęgi mimośrodów i mas gwarantowała pełny przebieg. Aby otrzymać nierówności okresowe wyższego rzędu, postępował według swego rodzaju ostrego strzelania, co pozostawiało niepewność, czy wszystkie wyrazy danego rzędu małości zostało rozliczone. Do ruchów średnich dodał bardzo długoterminowe nierówności okresowe i wykorzystał w ten sposób zmodyfikowane ruchy średnie do wyznaczania nierówności krótkoterminowych. Świeckie różnice zostały określone przez jeszcze inną procedurę. Ta różnorodność metod zrodziła pytanie: czy nie można przyjąć jednej, wyraźnie spójnej procedury w celu ustalenia wszystkich nierówności? Tymczasem robotnicy tradycji laplacowskiej mieli dość jasne zadanie. Rozwój funkcji zaburzającej musi zostać przeniesiony na wyższe rzędy przybliżenia, a dedukcja nierówności wyższego rzędu powinna stać się bardziej systematyczna. Baron de Damoiseau i Giovanni Plana realizowali te imperatywy w swoich teoriach księżycowych. Teorie planetarne sformułowane przez URBAIN JJ LEVERRIERA (1811-77), a po nim SIMONA NEWCOMBA (1835-1909), wywodziły się z tej samej tradycji, a ich różnica polegała na szerszej podstawie obserwacyjnej i większej precyzji.

Odkrycie Neptuna

Siódma planeta, Uran, została odkryta przez Williama Herschela w 1781 r. W 1821 r. Alexis Bouvard, konstruując teorię Urana, stwierdził, że nie jest w stanie przedstawić obserwacji z oczekiwaną dokładnością kilku sekund łukowych. Po 1821 r. rozbieżności wzrosły, osiągając na początku lat czterdziestych XIX wieku prawie dwie minuty łukowe. Czy odpowiedzialna była za to nieznana, niepokojąca planeta? W połowie lat czterdziestych XIX wieku JOHN COUCH ADAMS (1819-92) w Anglii i Le Verrier we Francji niezależnie podjęli się odpowiedzi na to pytanie. Przyjęli, że orbita zakłócającej planety leży na ekliptyce, a szerokości geograficzne Urana są niewielkie. Zaakceptowali prawo Titiusa-Bodego, regułę liczbową podającą w przybliżeniu odległości znanych planet od Słońca i sugerującą, że następna planeta będzie miała średnią odległość od Słońca wynoszącą 38 jednostek astronomicznych. Następnie należało przypisać wartości ekscentryczności orbity i peryhelium, epoki i masy nieznanej planety, aby wytworzyć zaburzenia, które pogodzą przewidywane ruchy Urana z obserwacjami. Obaj badacze odnieśli sukces. Przedstawiając swoje wyniki GEORGE BIDDEL AIRY, astronomowi królewskiemu, pod koniec 1845 roku, Adams spotkał się z odmową: Airy nie ufał prawu Titiusa-Bodego. LeVerrier wysłał swoje przewidywania do Johana Gottfrieda Galle z Obserwatorium Berlińskiego i 23 września 1846 roku Galle skierował swój teleskop na wskazany obszar nieba, ale nie udało mu się znaleźć szukanego dysku planetarnego. Jego asystent, Heinrich Louis d′Arrest, zasugerował skonsultowanie się z nowym Atlasem Gwiazd Akademii Berlińskiej. Porównując niebo i mapę, Galle zlokalizował gwiazdę ósmej mag, której nie ma na mapie, 52 minuty od pozycji podanej przez LeVerriera. 24-go przeniosła się: była to poszukiwana planeta. To odkrycie Neptuna na drodze czystej kalkulacji okrzyknięto triumfem. Orbitę planety można teraz obliczyć na podstawie obserwacji. Średnia odległość Słońca wyniosła 30,1 jednostek astronomicznych: prawo Titiusa - Bodego było błędne. Ekscentryczność orbity była jedną dziesiątą wielkości, jak przypuszczali Adams i LeVerrier, a peryhelium było oddalone o ponad 100? od miejsca, w którym je umieścili. Wraz z odkryciem satelity Neptuna, Trytona, pod koniec 1846 roku, możliwe było dokładne określenie masy Neptuna; Wartości Adamsa i LeVerriera były za duże odpowiednio o współczynniki 2,65 i 1,88. Jednak w okresie od około 1800 do 1850 roku, obejmującym koniunkcję Urana i Neptuna w 1821 roku, kiedy perturbacje były największe, hipotetyczne orbity Adamsa i LeVerriera były bliskie orbitom rzeczywistym, dawały prawie prawidłowe zakłócenia w tym przedziale czasowym i pozwoliło na prawidłowe określenie położenia Neptuna.

Dziedzictwo Lagrange′a - Poissona: Hansen, Hamilton, Jacobi, Delaunay

W latach 1808 i 1809 Simeon-Denis Poisson (1781-1840) przedstawił Akademii Paryskiej dwa wspomnienia wykorzystujące i rozwijające metodę Lagrangianu wariancji dowolnych stałych. Pobudzili Lagrange′a do dalszych innowacji. Teoria Lagrange&prine;a-Poissona została objaśniona w Mécanique Analytique Lagrange′a, wydanie drugie (tom I, 1811; tom II, 1815). Poisson wprowadził koncepcję "pędu sprzężonego" p_i dla każdej współrzędnej q_i. Jeśli q′_i = dq_i/dt , a T jest energią kinetyczną, to p_i = ∂T /∂?q′_i . Pokazał, że jeśli a, b są dwiema całkami układu, to "nawias Poissona"



jest niezależna od czasu. Następnie pokazał, że jeśli ai są stałymi całkowania, które stają się zmienne pod wpływem zaburzeń, to



gdzie Ω jest funkcją zaburzającą. Poisson zaproponował, a Lagrange udowodnił, że



gdzie a_i może być wartością q_i, a b_i wartością p_i, w t = 0. Równania w postaci zostaną później nazwane "kanonicznymi". P. A Hansen (1795-1874), od 1825 r. aż do śmierci dyrektor Seeberg Observatory, był samoukiem w dziedzinie mechaniki niebieskiej. Ponieważ wzory Laplace′a na współrzędne zaburzone uwzględniały tylko pierwszą potęgę sił zakłócających, wkrótce zwrócił się ku metodzie zmiany parametrów orbitalnych. Miało to jednak swoje wady: aby znaleźć zaburzenia trzech współrzędnych, trzeba było określić zaburzenia sześciu elementów, a te ostatnie były często znacznie mniejsze niż pierwsze, w związku z czym bardzo małe ilości musiały być obliczane z różnic dużych wielkie ilości. Hansen starał się uzyskać bezpośrednie obliczenie współrzędnych poprzez rygorystyczne wyprowadzenie ze wzorów Lagrange′a - Poissona. Współrzędne były funkcjami elementów orbity i czasu; elementy orbitalne były funkcjami czasu. Korzystając z reguły łańcuchowej dla pochodnych cząstkowych, Hansen opracował dwuczęściową procedurę. Najpierw uzyskał zaburzone wartości wektora długości i promienia w płaszczyźnie chwilowej, zastępując "czas zaburzony" - czas zmieniony w celu uwzględnienia efektów perturbacyjnych - do standardowych wzorów eliptycznych. Następnie wyznaczył położenie płaszczyzny chwilowej względem płaszczyzny odniesienia za pomocą zmian dwóch zmiennych sprzężonych p i q. Hansen po raz pierwszy zastosował tę procedurę we wspomnieniach na temat wzajemnych zaburzeń Jowisza i Saturna; zdobył nagrodę Akademii Berlińskiej w 1831 r. (G.W. Hill w swoich dokładniejszych obliczeniach zaburzeń Jowisza i Saturna w latach osiemdziesiątych XIX wieku postępował zgodnie z procedurą Hansena). Następnie Hansen zajął się problemem Księżyca; jego tablice księżycowe, opublikowane w 1857 r., zostały przyjęte jako podstawa dla brytyjskich i francuskich efemeryd narodowych od 1862 do 1922 r. Matematyk Arthur Cayley w latach pięćdziesiątych XIX wieku wychwalał procedurę Hansena jako jedyną dostępną wówczas rygorystyczną metodę leczenia. Procesy Hansena były jednak skomplikowane; niewielu astronomów je rozumiało. W dwóch artykułach opublikowanych w latach 1834 i 1835 w Philosophical Transactions of the Royal Society of London irlandzki matematyk William Rowan Hamilton położył nowe podwaliny pod dynamikę. Wprowadził "funkcję główną" S, zdefiniowaną jako



gdzie L = T - V to "Lagrangian", V to energia potencjalna. S, oceniane wzdłuż krzywej rozwiązania różniczkowych równań ruchu, musi mieć wartość ekstremalną, tak że δS = 0. Wynika z tego, że cząstkowe równanie różniczkowe problemu miało postać



gdzie H jest "Hamiltonianem", czyli energią całkowitą T + V. Równaniom ruchu Hamilton nadał postać kanoniczną



Niemiecki matematyk C. G. Jacobi (1804-1851) uogólnił teorię Hamiltona, pokazując, że ma ona zastosowanie do układów niekonserwatywnych i że rozwiązanie dynamicznych równań ruchu można uzyskać z całkowitego rozwiązania. Sformułował także warunek przekształcenia jednego zbioru zmiennych kanonicznych w inny. Niezależnie od prac Hamiltona i Jacobiego, CHARLES DELAUNAY (1816-72) w 1846 r. zaproponował wyznaczenie perturbacji Księżyca na podstawie równań początkowych



Tutaj (L, l), (G, g), (H, h) to sześć specjalnie wybranych elementów orbitalnych, sprzężonych parami w sposób (LP.3), a R jest funkcją zaburzającą. Delaunay rozwinął R jako serię cosinusów wielokrotności odpowiednich kątów, do siódmego rzędu małych wielkości. Jego strategia rozwiązania polegała na podzieleniu R na dwie części, R1 i R?R1, gdzie R1 jest największym wyrazem w R. Następnie rozwiązał z R1 podstawionym za R, uzyskując nowe wartości L, l, G, g, H, h, które następnie podstawił do R - R1. Następnie należało rozdzielić R-R1 na dwie części i cały proces powtórzyć. Na każdym etapie wszystkie wykrywalne efekty wynikające z rozważanej części R zostały określone raz na zawsze, co stanowi główną przewagę nad innymi metodami, w których składniki perturbacyjne łączą się, tworząc nowe składniki perturbacyjne. Kompletna teoria Księżyca Delaunaya ukazała się w dwóch dużych tomach w latach 1860 i 1867. Podobnie jak wcześniejsze teorie Plany i PGD De Pontécoulant (1795-1874), była to teoria dosłowna, podająca współczynniki terminów perturbacyjnych w formie algebraicznej, a nie tylko liczebnie. Jego główną wadą była powolna zbieżność szeregów.

Ponowny przegląd świeckiego przyspieszenia Księżyca
W 1853 roku J.C. Adams wykazał, że Laplace w swoim wyprowadzeniu świeckiego przyspieszenia Księżyca nie uwzględnił odpowiednio składowej stycznej zakłócającej siły Słońca i że kiedy to zrobiono, ogólny efekt można wywnioskować ze zmniejszenia się zakłócającej siły Słońca było tylko 6 na stulecie. Wynik Adamsa został potwierdzony przez Delaunaya w 1859 r. Astronomowie broniący wartości Laplaciana nie byli w stanie wykazać błędu w analizie Adamsa-Delaunaya. W 1865 roku Delaunay wyjaśnił, w jaki sposób pływy oceaniczne wznoszone przez Księżyc mogą spowolnić dobową rotację Ziemi: wypukłości pływowe przenoszone na wschód od Księżyca w wyniku dobowej rotacji Ziemi, są przyciągane do tyłu przez Księżyc, a tarcie między wodą pływową a stała Ziemia ma wówczas tendencję do spowalniania obrotu Ziemi. Wynik: Księżyc wydaje się przyspieszać. Kwestię tę rozstrzygnięto w XX wieku na podstawie starożytnych zaćmień. Opóźnienie dobowego obrotu Ziemi powoduje pozorne przyspieszenie na Księżycu o 20 na stulecie; to dodane do wartości Adamsa-Delaunaya daje całkowite przyspieszenie 26 na wiek. Obserwowana wartość wynosi około 11; różnicę 15 można przypisać reakcji pływów na Księżycu, która unosi Księżyc na wyższą orbitę, gdzie jego ruch kątowy jest mniejszy. W ten sposób ewoluuje układ Ziemia-Księżyc.

Księżycowa teoria GW Hilla

Podstawy najbardziej innowacyjnej teorii księżycowej stulecia położył amerykański mechanik niebieski GEORGE WILLIAM HILL (1838-1914) w dwóch artykułach: "Researches in the Lunar Theory" (1878) i "On the Part of of the Lunar Theory" (1878) Ruch perygeum Księżyca będący funkcją średnich ruchów Słońca i Księżyca" (1877). Dokładność wcześniejszych teorii Księżyca była ograniczona głównie przez powolną zbieżność szeregów dających współczynniki składników perturbacyjnych; winowajcą był parametr m, stosunek miesiąca gwiazdowego do roku gwiazdowego. Pomysł Hilla polegał na wyodrębnieniu roli m i pełnym uwzględnieniu jej na początku, poprzez przyjęcie nowego pierwszego przybliżenia, a nie standardowego eliptycznego rozwiązania problemu dwóch ciał, ale specjalnego rozwiązania "ograniczonego" problemu trzech ciał , w którym Księżyc jest przyciągany, ale nie przyciąga. W ten sposób ustalił ekscentryczność i paralaksę Słońca, ekscentryczność i nachylenie Księżyca, wszystkie równe zeru i użył obrotowego układu współrzędnych, którego początek znajduje się w środku Ziemi, płaszczyzna x - y w ekliptyce, a oś x jest stale skierowana w stronę Słońca . Powstałe równania różniczkowe dopuszczone do konkretnego rozwiązania okresowego



gdzie τ = ?(t - t₀), t₀ to czas, w którym Księżyc przecina dodatnią oś x, a ? to częstotliwość jego okresowego ruchu wokół Ziemi; sumowania rozciągają się na wszystkie wartości całkowite i . Hill w drodze kolejnych przybliżeń określił wartości a_i w szeregu szybko zbieżne w parametrzem = m/(1?m); błąd tych wartości, gdy podano m wartość, jaką ma dla ziemskiego Księżyca, nie przekroczył dwóch jednostek piętnastego miejsca po przecinku. Równanie podaje to, co Hill nazywa "orbitą wariacyjną", ponieważ zawiera główną część nierówności Księżyca, znanej jako wariacja. Aby uzyskać ekscentryczną orbitę, podobną do orbity prawdziwego Księżyca, Hill w drugiej wspomnianej powyżej pracy wprowadził swobodne oscylacje wokół wektora promienia orbity wariacyjnej i pod kątem prostym do niego. Oscylacja ?p wzdłuż wektora promienia jest dana wzorem



przykład tak zwanego równania Hilla. Aby otrzymać szczególne rozwiązanie, w którym ? nie występuje poza argumentami cosinusów, do pierwszego przybliżenia należy wstawić stałą c:



gdzie c jest rozwiązaniem nieskończonego, ale zbieżnego wyznacznika. Hill uzyskał wartość c dobrą z dokładnością do prawie piętnastej po przecinku; daje to ruch perygeum Księżyca jako 0,008 572 573 004 864×360°. Natomiast szereg Delaunaya dla tej stałej, choć doprowadzony do wyrazu w m⁹, daje wartość z dokładnością tylko do trzech cyfr znaczących. Widząc oczywistą wyższość metody Hilla, E.W. Brown rozpoczął w 1888 r. proces opracowywania za jej pomocą kompletnej teorii Księżyca . Powstałe w ten sposób tablice opublikowano w 1919 r., a w 1923 r. stały się podstawą brytyjskich i amerykańskich efemeryd.

Dzieło Poincarego

Kulminacyjnym osiągnięciem teoretycznym dziewiętnastowiecznej mechaniki nieba był Les Méthodes Nouvelles de la Mécanique Céleste autorstwa HENRI POINCAR′E (1854-1912), opublikowany w trzech tomach od 1892 do 1899. Używając teorii Hamiltona-Jacobi, Poincare badał topologicznie zakres rozwiązań problemu trzech ciał, zaczynając (podobnie jak Hill) od rozwiązań okresowych. Podejście topologiczne było nowe. Zagadnienia poruszone w tej pracy, w szczególności zbieżność szeregów stosowanych w mechanice nieba i dziwne zachowanie podwójnie asymptotycznych rozwiązań Poincarego, powróciły w drugiej połowie XX wieku w teorii Kołmogorowa-Arnolda-Mosera i teorii chaosu .

Związek okres cefeidy-jasność

Empiryczna korelacja między jasnością zmiennej cefeidy a jej okresem była znana astronomom i wykorzystywana przez nich jako skuteczna metoda określania odległości przez większą część XX wieku. Pojedynczo cefeidy mają charakterystyczne światło krzywe, szybko zwiększając jasność do maksimum, a następnie stopniowo spadając do minimalnego światła. Cykl ten stale się powtarza, a poszczególne okresy trwają od kilku do wielu setek dni, w zależności od wewnętrznej jasności gwiazdy. Łącznie skale czasowe, w których zachodzi ta okresowa cykliczność cefeid, wynoszą ściśle powiązane ze średnią jasnością gwiazd. Powód tej empirycznej korelacji jest niezwykle dobrze poznany, a zastosowania relacji okres-jasność są liczne. Konsekwencje, szczególnie dla skali odległości pozagalaktycznych, mają znaczenie w kosmologii. Zależność okres-jasność cefeid po raz pierwszy odkryła astronomka z Harvardu, Henrietta LEAVITT. Analizowała okresy i pozorne jasności wybranych cefeid, wszystkie w tej samej odległości w dwóch (obecnie znanych) pobliskich galaktykach satelitarnych Drogi Mlecznej, DUŻYCH i MAŁYCH CHMURACH MAGELLANIC. Odkryła, że pani Leavitt zapoczątkowała jedno z najważniejszych i najtrwalszych działań astronomicznych XX wieku - kalibrację skali rozmiarów Wszechświata. Tuż po tym nastąpiło odkrycie ekspansji Wszechświata przez astronoma z Carnegie Edwina HUBBLE′A , co w połączeniu dało podstawę do określenia skali czasu powstania wszechświata, opisanego przez "gorący duży bangowy model współczesnej KOSMOLOGII. Cefeidy to nadolbrzymy i jako takie należą do najjaśniejszych obiektów w galaktykach, które obecnie tworzą nowe populacje gwiazd. Według teorii ewolucji gwiazd, bezpośrednimi prekursorami cefeid są masywne, młode gwiazdy typu O i B. Te gorące (niebieskie) gwiazdy ciągu głównego powstały niedawno, ale ze względu na ich dużą masę i ogromną energię wyjściową wkrótce ewoluują od obszaru spalającego rdzeń wodorowy do niższych temperatur powierzchniowych i bardziej czerwonych kolorów. Robiąc to, te ogromne gwiazdy na krótko przechodzą przez strefę, w której ich atmosfery zewnętrzne są niestabilne na okresowe oscylacje promieniowe. Ten wąski zakres temperatur wywołujący niestabilność atmosfery definiuje tzw. "pasek niestabilności", w którym można zaobserwować pulsację cefeidy. Gwiazdy o dużej masie przechodzą przez pas przy wyższej jasności (i nieco niższych temperaturach) niż gwiazdy o mniejszej masie, które przechodzą przez pas nieco wcześniej w wyższych temperaturach i przy wyraźnie niższych jasnościach. Na wykresie barwa-jasność pasek niestabilności cefeidy jest pochylony w górę i w poprzek, w stronę czerwieni. Ujmując to inaczej, te proste rozważania z STELLAR EVOLUTION przewidują, że w przypadku cefeid istnieje zależność masa-jasność. Rzeczywiście, zapewnia to również istnienie zależności promienia od jasności tych gwiazd, ponieważ najbardziej podstawowe prawa fizyki wymagają, aby dwie gwiazdy o tej samej temperaturze (kolorze) miały różną jasność tylko w przypadku całkowitego pola powierzchni (sterowane bezpośrednio przez promienie) za różne. Ponieważ temperatura pośrednio kontroluje jasność powierzchni (poprzez funkcję Stefana prawo emisyjności, σT⁴), a promień wyraźnie kontroluje pole powierzchni (poprzez geometrię, 4?R2), kombinacja tych dwóch czynników daje całkowitą jasność. Wzajemną zależność pomiędzy jasnością L, efektywną temperaturą Teff i promieniem R można łatwo określić ilościowo za pomocą następującego równania opartego na argumentach fizycznych podanych powyżej:

L = 4πR²&sigmaT⁴_eff .

Biorąc pod uwagę, że temperatura, w której gwiazdy te są niestabilne na oscylacje, obejmuje stosunkowo niewielki zakres (~300 K), jasność jest wówczas przede wszystkim funkcją średniego promienia gwiazdy w pasie niestabilności. Niestety, ani masa, ani promień żadnej gwiazdy nie są właściwościami łatwymi do zaobserwowania, zatem zależności zapisanej powyżej nie można zastosować w żadnym praktycznym zastosowaniu do wyznaczania odległości (tj. przewidywania wewnętrznej jasności). Gdyby jednak jakaś inna (bardziej bezpośrednio obserwowalna) wielkość była funkcją masy i/lub promienia, w zasadzie można by przewidzieć jasność, używając tej wielkości jako wskaźnika zastępczego promienia. Z empirycznej perspektywy wiemy już, że istnieje rozwiązanie - to, które znalazła pani Leavitt - relacja okres-jasność. Teoria łatwo wyjaśnia tę empiryczną zależność. Okresy oscylacji na powierzchni cefeidy są nieodłączną cechą gwiazdy i są oczywiście niezależne od odległości obserwatora, ale znajomość empirycznego związku okres-jasność natychmiast sugeruje, że obserwowany okres można wykorzystać do przewidywania jasności. Z powyższych argumentów fizycznych wynika, że okres drgań może zastępować masę, promień lub jakąś ich kombinację. Rzeczywiście tak jest. Jednak natura zapewnia nam jeszcze więcej; istnieje również nieodłączny związek okresu i koloru dla cefeid. Ponieważ zarówno okres (P), jak i kolor (C) są niezależne od odległości, relacja P - C (po skalibrowaniu) pozwala wykryć zaczerwienienie międzygwiazdowe w próbce cefeid w zewnętrznej galaktyce. Pojedynczo cefeidy mogą stać się bardziej czerwone i słabsze z powodu wewnętrznych różnic temperatur lub bardziej czerwone i słabsze z powodu wygaśnięcia linii wzroku. W przypadku kolekcji cefeid wewnętrzne różnice w kolorach będą się uśredniać. Ponieważ jednak wymieranie jest efektem systematycznym, będzie miało tendencję do przenoszenia całej populacji do bardziej czerwonych i słabszych poziomów. W porównaniu z wewnętrzną relacją P - C, średnie odchylenie zespołu można dość zinterpretować jako spowodowane ekstynkcją międzygwiazdową, a wywnioskowaną odległość skorygowaną o tę absorpcję. Wyraźną korekcję efektów systematycznych, takich jak pociemnienie przez pył międzygwiazdowy, najlepiej osiągnąć obserwując cefeidy na dwóch lub więcej długościach fal i wykorzystując relacje okres-kolor do przewidywania poprawek statystycznych dla średnich zespołowych. Alternatywnym podejściem jest obserwacja cefeid na długich falach, gdzie skutki wymierania międzygwiazdowego stopniowo zanikają. Na przykład obserwując cefeidę w odległości 2 ?m w bliskiej podczerwieni, w przeciwieństwie do obszaru widma 4500 A (niebieskiego), efekt ekstynkcji zmniejsza się prawie 10-krotnie. W przypadku wszystkich układów swobodnie oscylujących, czy to dzwonów, dzwonienie, wahania zegarów wahadłowych, krążące wokół planet, pulsowanie cefeid, obracanie się galaktyk, a nawet rozszerzanie się (lub kurczenie się) całego Wszechświata, głównym fizycznym wyznacznikiem skali czasu (lub okresu oscylacji, P) jest średnia gęstość układu . Gęstość jest z samej definicji wyłącznie funkcją masy i promienia. Matematyczny wyraz tego prawa natury jest zawarty w równaniu

Pρ^1/2 = Q.

Na najbardziej podstawowym poziomie równanie to jest formalnie równoważne zasadzie zachowania energii. Trzecie prawo Keplera dotyczące ruchu planet, łączące okresy obrotu planet wokół Słońca z ich zmierzonymi półgłównymi osiami orbit, jest innym wyrażeniem tego samego wzoru (patrz SLAWS KEPLERA). Również scharakteryzowana zależność pomiędzy tempem ekspansji Wszechświata przez STAŁĄ HUBBLELA, a średnia gęstość Wszechświata w porównaniu z jego gęstością krytyczną to ten sam wzór w ujęciu kosmologicznym. Historię stojącą za ustaleniem wiarygodnego punktu zerowego relacji cefeidy P-L czyta się jak mikrokosmos równoległych poszukiwań ustalenia skali rozmiarów całego wszechświata. Rzeczywiście te dwa zadania, odmienne pod względem skali, są często jednym i tym samym problemem, wielokrotnie przeplatającym się. W wielu kontekstach skala odległości cefeidy jest skalą odległości pozagalaktycznej. Na przykład Kosmiczny Teleskop Hubble′a (HST) został w dużej mierze zaprojektowany w oparciu o oczekiwane wykorzystanie cefeid do docierania do galaktyk i pomiaru ich odległości aż do gromady w Pannie, około 10 lub 20 razy dalej niż najbardziej odległe galaktyki mierzone przez cefeidy z ziemi. Kiedyś oczekiwano, że pomiar odległości cefeidy od Panny będzie Świętym Graalem skali odległości, ale tak się nie stało. W latach, które upłynęły między zaprojektowaniem HST a jego ostatecznym uruchomieniem i późniejszą renowacją, nasz pogląd na Wszechświat zmienił się w zasadniczy sposób: obecnie wiadomo, że wielkoskalowe przepływy towarzyszą wielkoskalowym strukturom wypełniającym pobliski wszechświat. Innymi słowy, prędkości mierzone jako przesunięcia ku czerwieni dla galaktyk nie składają się po prostu z pojedynczego składnika ekspansji Hubble'a, ale nakładają się na siebie prędkości przepływu wynikające z zaburzeń grawitacyjnych pobliskiej materii w postaci pobliskich galaktyk, grup i gromad. Kluczowy projekt dotyczący pozagalaktycznej skali odległości opierał się na wykorzystaniu cefeid jako wskaźników odległości. Wykorzystując tradycyjne metody odkrywania pozagalaktycznych cefeid poprzez obrazowanie w świetle optycznym (gdzie amplitudy cefeid są duże w porównaniu z bardziej czerwonymi falami), Kosmiczny Teleskop Hubble'a był używany przez kilka grup, w tym Key Project, do określania odległości do ponad dwudziestu galaktyk na zewnątrz poza gromadami Panny i Pieca, prawie o rząd wielkości dalej, niż było to wcześniej możliwe przy użyciu teleskopów naziemnych. Odległości cefeid do galaktyk są następnie wykorzystywane do kalibracji szeregu wtórnych wskaźników odległości dla galaktyk rozciągających się znacznie dalej w przepływie Hubble'a. Dzięki obserwacjom w kolorze czerwonym (pasmo I) uzyskano również drugi kolor potrzebny do korekcji ekstynkcji i wyprowadzono rzeczywiste odległości. Przeprowadzono także dalsze badania wybranych obiektów przy 1,6 ?m za pomocą HST i kamery bliskiej podczerwieni (NICMOS), aby potwierdzić zaczerwienienia i wzmocnić ustalenia odległości w oparciu o długość fali, która jest niewrażliwa zarówno na ekstynkcję, jak i metaliczność. Skład chemiczny, czyli metaliczność, stwarza kolejną prawdopodobną komplikację, którą należy uwzględnić przy ocenie niepewności związanej z odległościami cefeid. Nie wykryto żadnych znaczących różnic między optycznie skorygowanymi modułami odległości rzeczywistej a modułami wzmocnionymi danymi z bliskiej podczerwieni. Na zakończenie projektu kluczowego skalibrowano wiele wtórnych wskaźników odległości przy użyciu zmiennych cefeid. Każda z tych metod dała zwrócone wartości tempa rozszerzania się Wszechświata, stałą Hubble'a, mieszczącą się w przedziale od 68 do 78 km s-1 Mpc-1. Jednakże określono również odległości (i prędkości) do galaktyk w głównych gromadach i wokół nich. Po skorygowaniu o zakłócający wpływ gromad, te galaktyki polowe wykazują również zależność prędkość-odległość, którą można utożsamić z ekspansją Wszechświata. Na podstawie samych odległości cefeid można wyprowadzić siłę związku między prędkością a odległością, więc lokalnie wynosi ona 73 km s^-1 Mpc^-1. Ta wartość H0, niezależnie od tego, czy pochodzi wyłącznie z cefeid w pobliskich galaktykach, czy z galaktyk powiązanych ze skalą odległości cefeid, ale uczestniczących w przepływie z prędkością 10 000 kmˇs^-1, konsekwentnie sugeruje wiek 12 miliardów lat dla małej gęstości wszechświat

CH Cygni

CH Cygni (CH Cyg) to jedna z najbardziej zagadkowych GWIAZD SYMBIOTYCZNYCH. Znany niegdyś jako krótkookresowa zmienna półregularna i standard dla typu widmowego M6III, układ zapoczątkował niezwykłą serię erupcji w 1964 r. Pojawienie się niebieskiego kontinuum i skromnych linii emisyjnych H I doprowadziło do jego przeklasyfikowania na gwiazdę symbiotyczną, pomimo braku silne wyższe linie jonizacji charakterystyczne dla większości symbiotyków. Niektóre z tych linii odkryto później dzięki widmom wyższej jakości uzyskanym w latach 70. i 80. XX wieku. Mimo to nieregularne zachowanie układu podczas spoczynku i erupcji wyraźnie odróżnia CH Cyg od większości gwiazd symbiotycznych. CH Cyg ma wspólne właściwości z Ceti (MIRA) i symbiotyczną gwiazdą RAqr, dwoma gigantami typu M6-M7 z towarzyszem - białym karłem. Wszystkie znajdują się stosunkowo blisko, w odległości 100-300 pc w porównaniu z odległością 1 kpc w typowym symbiotycznym układzie podwójnym. Systemy zawierają pulsujące CZERWONE GIGANTY z okresami ∿100 dni w CH Cyg i ∿1 roku w Mira i R Aqr; wszystkie mają okresy orbitalne trwające od dziesięcioleci do stuleci. Połączenie olbrzyma późnego typu i długiego okresu orbitalnego w pobliskim układzie podwójnym powoduje interesujące zachowanie, którego nie obserwuje się w innych gwiazdach symbiotycznych, takich jak Z ANDROMEDAE. Badanie tej ewolucji jest bardzo popularne; zrozumienie tego okazało się nieuchwytne.

Podstawowe właściwości

CH Cyg wykazuje oszałamiającą gamę zmian fotometrycznych. Fluktuacje w krótkiej skali czasowej obserwuje się przy długościach fal optycznych i rentgenowskich. Zmiany optyczne są spójne, obejmują okres 2500-3000 s i amplitudę rosnącą od ∿0,02 mag przy 7000 Å do ∿0,3 mag przy 3600 Å. Obserwacje rentgenowskie wskazują na niezmienną, miękką składową o kT ∿ 0,4 keV i zmienną składową o kT ∿7 keV. Zmienność promieniowania rentgenowskiego występuje w skalach czasowych tak krótkich jak 300 s, ale nie jest spójna. Występują również dłuższe różnice w skali czasowej. Na krzywych blasku w świetle optycznym i bliskiej podczerwieni pojawiają się półkoherentne zmiany z okresami ∿100 dni, ∿770 dni, ∿1300 dni i ∿32 lata. Typowa amplituda tych zmian wynosi ∿0,5 mag w świetle optycznym i ∿0,25 mag w bliskiej podczerwieni. Amplitudy i fazy tych zmian zmieniają się z dekady na dekadę. W kilku badaniach zaproponowano dodatkowy okres 5700 dni, powstały w wyniku zaćmień źródła linii emisyjnej przez czerwonego olbrzyma. Kolory optyczne układu są zwykle bardziej czerwone podczas zaćmienia. Istnieją dobre dowody na zmiany PRĘDKOŚCI RADIALNEJ w kilku okresach fotometrycznych. Prędkości obliczone na podstawie cech absorpcji czerwonego olbrzyma wskazują okresy od ∿760 do ∿5500 dni. Krótszy okres jest podobny do okresów orbitalnych innych gwiazd symbiotycznych. Wyprowadzona funkcja masy jest również porównywalna z funkcją masy innych symbiotyków, jeśli zmiany prędkości wynikają z ruchu orbitalnego. Jednak w przeciwieństwie do większości symbiotyków, okres ten nie zawsze jest obecny na krzywej blasku. W pojedynczych olbrzymach późnego typu często obserwuje się nieregularne zmiany światła i prędkości, zatem okres ten może być okresem pulsacji lub (co jest znacznie mniej prawdopodobne) okresem rotacji. Dłuższy okres ma większe wsparcie jako prawdziwy okres orbitalny układu. Koniuncje orbitalne pokrywają się z minimami intensywności linii emisyjnych. Opisane poniżej zdarzenia związane z wyrzucaniem strumieni również wydają się przypadać na ten okres. Amplituda prędkości prowadzi do rozsądnych mas czerwonego olbrzyma 1-3 M_⊙ i gorącego składnika 0,5-1,0 M_⊙ . Spektroskopowe zmiany CH Cyg są na szczęście bardziej łagodne niż zmiany fotometryczne. Widmo zawsze wskazuje na istnienie giganta typu M, z silnym czerwonym kontinuum i głębokimi pasmami absorpcji TiO. Typ widmowy tego składnika waha się od M5 do M7. Składnik gorący ma trzy stany: (i) stan nieaktywny, w którym niebieskie kontinuum i linie emisyjne są nieobecne lub ledwo wykrywalne; (ii) stan niski, w którym niebieskie kontinuum i linie emisyjne HI są stosunkowo słabe; (iii) stan wysoki, w którym niebieskie kontinuum jest mocne i przypomina widmo nadolbrzyma typu F . Skromne linie emisyjne H I i Fe II towarzyszą kontinuum typu F w stanie wysokim. Niektóre linie wysokiej jonizacji, takie jak [O III] w świetle optycznym i C IV w ultrafiolecie, są obecne w stanach wysokich i niskich. Linie te są zwykle silniejsze w stanie niskim niż w stanie wysokim, jak w przypadku innych gwiazd symbiotycznych. Jednakże linie emisyjne zawsze wydają się słabsze w stosunku do kontinuum UV lub optycznego niż w przypadku innych gwiazd symbiotycznych. Pochodzenie tej różnicy jest nieznane. Profile linii emisyjnych CH Cyg są skomplikowane i bardzo zmienne. Większość linii oznacza ruchy mas z prędkościami 100-200 km/s. Linie te są zwykle symetryczne względem prędkości systemowej, ale czasami wykazują dodatkową emisję z prędkością dodatnią lub ujemną. Kiedy linie HI są mocne, często mają szerokie profile z głębokimi centralnymi odwróceniami absorpcji. Profile te przypominają linie emisyjne obserwowane w karłowatej NOVAE i innych zmiennych kataklizmicznych. Jednakże linie często stają się jednoszczytowe, co nie jest typowe dla nowych karłowatych. Zmienność linii HI może być powiązana ze złożonymi zmianami fotometrycznymi, ale dostępne dane nie są na tyle obszerne, aby można było jednoznacznie powiązać je z którymkolwiek okresem fotometrycznym. Co zaskakujące, niektóre z najciekawszych aktywności CH Cyg występują w stanach niskich. W 1984 r. gorący element zaczął wyrzucać materiał z dużą prędkością, wkrótce po spadku jasności optycznej o 2-3 mag. Gdy podczas tego spadku kontinuum typu F i kilka linii emisyjnych zanikło, gwiazda wytworzyła silne linie emisyjne [O III] wskazujące, że materia porusza się z prędkościami około 500 km na s-1. Intensywność emisji kontinuum radiowego o średnicy 1-10 cm wzrosła 3-krotnie w ciągu około 1 miesiąca. Prawie cała ta emisja radiowa ograniczała się do dwóch węzłów gazu oddalającego się od gwiazdy centralnej z przewidywaną prędkością ∿1000 (d/200 szt.) km s^-1. Wyrzut ten jest podobny do bipolarnych dżetów obserwowanych w AKTYWNYCH JĄDRACH GALAKTYCZNYCH i GWIAZDACH PRZED GŁÓWNĄ SEKWENCJĄ. Przestrzennie rozdzielone widma optyczne wyraźnie powiązały emisję [O III] z węzłami radiowymi. Emisja radiowa malała, gdy węzły oddalały się od centralnego źródła, a następnie nieznacznie wzrosła, gdy źródło wyrzuciło drugi, mniejszy zestaw węzłów poruszających się z tą samą prędkością. Zdarzenie to rozpoczęło się około 200 dni po pierwszym wyrzucie i towarzyszyło mu dwukrotny spadek jasności optycznej. Trzeci mały wyrzut rozpoczął się około 200 dni później, ale nie był powiązany ze spadkiem jasności. Wszystkie te węzły zanikły w ciągu kilku lat, kiedy system wznowił swoje "normalne" widmo stanu niskiego. Tworzenie się dżetów związane ze znacznym spadkiem jasności optycznej rozpoczęło się ponownie w latach 1997-1998. Kilka optycznych linii emisyjnych jednocześnie rozwinęło szerokie cechy wskazujące na ruchy mas z prędkościami 500-1000 kmˇs^-1. Układ szybko się zregenerował, wzrastając o 1,5 mag w ultrafiolecie w okresie od maja do lipca 1998 r. 14-letni odstęp między dwoma wybuchami radiowymi jest o 1-2 lata krótszy niż jeden z proponowanych okresów orbitalnych.

Interpretacja

Pochodzenie dziwnego zachowania CH Cyg jest niejasne. Trzy stany emisji - nieaktywny, niski i wysoki - są niezwykłe: większość symbiotyków ma stany niski i wysoki. Wiele silnych okresowości na krzywej blasku jest również rzadkie. Widmo słabej linii emisyjnej jest nietypowe, chociaż Mira i kilka innych symbiotyków ma podobne widma linii emisyjnych. Obecny obraz układu CH Cyg zaczyna się od oddziałującego układu podwójnego złożonego z olbrzyma typu M i gorącego BIAŁEGO KARŁA. Biały karzeł akreuje materię utraconą przez giganta. Energia wytwarzana przez ACCRETION napędza obserwowaną aktywność. Nieregularne pulsacje olbrzyma modulują tempo akrecji na białego karła, co zmienia poziom aktywności. Jest mało prawdopodobne, aby biały karzeł wytwarzał dużo energii w wyniku termojądrowego spalania nagromadzonej masy: maksymalna jasność, ∿100 l, jest mała jak na białego karła z powłoką spalającą jądro. Dodanie drobniejszych szczegółów do tego zdjęcia było trudne. Zaproponowano dwa warianty. Pierwsza zakłada szeroki układ podwójny z okresem orbitalnym około 5500 dni. Pulsujący czerwony olbrzym odpowiada za okresy ∿100 i ∿700 dni. Magnetyczny biały karzeł - podobny do białego karła w Z And - obraca się z okresem 2500-3000 s. Akrecja na biegunach magnetycznych tego białego karła powoduje zmiany w krótkiej skali czasowej. Stany nieaktywne występują w pobliżu apastronu, gdy biały karzeł jest daleko od redolbrzyma, a tempo akrecji jest niskie. Stany te są długowieczne, ponieważ binarny większość czasu spędza w apastron. Stany aktywne występują w pobliżu PERIASTRONU, gdy tempo akrecji jest wysokie. W tym modelu przełączanie pomiędzy stanami niskimi i wysokimi wynika z braku równowagi pomiędzy ciśnieniem magnetycznym obracającego się białego karła a ciśnieniem materii w wietrze czerwonego olbrzyma. Stany wysokie występują, gdy ciśnienie tłoka przekracza ciśnienie magnetyczne. Akrecja na białym karle tworzy następnie kontinuum typu F, chociaż mechanizm fizyczny tworzący to kontinuum jest niejasny. Stany niskie występują, gdy ciśnienie magnetyczne przekracza ciśnienie barana i zapobiega akrecji na białym karle. Ten mechanizm "śmigła" napędza również strumienie dwubiegunowe w procesie, który w najlepszym razie jest słabo poznany. Druga koncepcja uważa CHCyg za system potrójny. W tym modelu czerwony olbrzym i biały karzeł zamieszkują: zamknij plik binarny z okresem 760 dni. Zwykły karzeł G krąży wokół tego układu podwójnego w okresie 5500 dni. Warianty tego zdjęcia zastępują karła G innym olbrzymem M, ale spektroskopowe dowody na istnienie dwóch czerwonych olbrzymów w układzie nie są przekonujące. System potrójny zapewnia naturalne wyjaśnienie dwóch trwałych modulacji systemu, 760 dni i 5500 dni. Pulsacje czerwonego olbrzyma są nadal potrzebne przez inne długie okresy; Magnetyczny biały karzeł jest nadal odpowiedzialny za pulsację optyczną trwającą 2500-3000 s. Zaletą tego modelu jest to, że bliski wewnętrzny układ podwójny ma strukturę podobną do typowej gwiazdy symbiotycznej. Zwiększony transfer masy możliwy w bliższym układzie podwójnym może napędzać niezwykłą aktywność gorącego komponentu. Model śmigła może w dalszym ciągu powodować przełączanie między stanami wysokim i niskim, ale pochodzenie stanu nieaktywnego jest niejasne. Inne gwiazdy symbiotyczne z okresami orbitalnymi ~700 dni nigdy nie są nieaktywne. Krótkie okresy pozornej bezczynności w niektórych symbiotykach występują, gdy czerwony olbrzym zakrywa gorący składnik. Najpopularniejsza wersja modelu potrójnej gwiazdy zakłada, że oba czerwone olbrzymy przyćmiewają gorący składnik, tworząc okresy nieaktywne. Ta geometria jest a priori mało prawdopodobna i może nie dawać wystarczająco długich okresów nieaktywności. Wyjaśnienie aktywności odrzutowca w stanie niskim jest również wyzwaniem, ponieważ prawie wszystkie inne symbiotyki wyrzucają więcej materiału w stanach wysokich niż w stanach niskich. Większość analiz CH Cyg koncentrowała się na danych fotometrycznych. Aby zrozumieć energetykę gorącego składnika i dynamikę Mgławicy, potrzebne będą szczegółowe modele danych spektroskopowych. Żaden z proponowanych modeli CH Cyg nie pozwala na wiele przewidywań dotyczących przyszłego zachowania systemu; dalsze prace mogą zaowocować lepszymi testami modeli i pozwolić na dokonanie ostatecznego wyboru pomiędzy nimi.

Gwiazdy CH i gwiazdy barowe

Klasyczne gwiazdy barowe (lub "Ba II") to CZERWONE GWIAZDY OGROMNE, których widma wykazują silne linie absorpcyjne baru, strontu i niektórych innych ciężkich pierwiastków, a także silne cechy spowodowane cząsteczkami węgla. Wraz z pokrewną klasą gwiazd CH, gwiazdy Ba II odegrały kluczową rolę w ustaleniu istnienia reakcji wychwytu neutronów we wnętrzach gwiazd, które są odpowiedzialne za syntezę ciężkich pierwiastków. Niedawno gwiazdy Ba II i CH dostarczyły mocnych dowodów na transfer masy w układach podwójnych, który drastycznie zmienia skład powierzchni gwiazdy towarzyszącej.

Gwiazdy barowe

Gwiazdy Ba II zostały po raz pierwszy rozpoznane przez W.P. Bidelmana i P.C. Keenana w 1951 roku. Są to olbrzymy G-K, których widma wykazują niezwykle silną linię absorpcyjną Ba II przy 4554 Å, wraz z wzmocnionymi liniami Sr II i pasmami molekularnymi CH, C₂ i CN cząsteczki. Prototypem jest gwiazda trzeciej wielkości ζ Capricorni. W ciągu następnej dekady badania widm przy wysokim rozproszeniu wykazały, że zwiększa się liczebność wielu ciężkich pierwiastków, zwłaszcza pierwiastków Sr, Y i Zr; pierwiastki ziem rzadkich, takie jak La, Ce, Nd i Sm; i oczywiście Ba. Wkrótce zdano sobie sprawę, że są to dokładnie te pierwiastki, które mają zostać zsyntetyzowane, gdy jądra "zarodkowe" grupy żelaza zostaną wystawione na strumień neutronów i w ten sposób zostaną zbudowane do wyższych atomów wagowych, w skali czasowej, która jest powolna w porównaniu ze skalą czasową rozpadu beta. Ten tak zwany "proces s" prowadzi do dużej liczebności pierwiastków chemicznych o małych przekrojach wychwytu neutronów (stanowiących "wąskie gardła" w łańcuchu wychwytu neutronów), które są dokładnie pierwiastkami w szczytach mas atomowych wokół Sr i Ba.

Gwiazdy CH

Gwiazdy CH są blisko spokrewnioną klasą, właściwie odkrytą po raz pierwszy jeszcze wcześniej niż gwiazdy Ba II przez P.C. Keenana w 1942 roku. Są to w zasadzie odpowiedniki gwiazd baru w Populacji II, posiadające podobne wzmocnienia pierwiastków procesu s i bardzo silne pasma gwiazd Cząsteczka CH . Jednakże gwiazdy CH mają słabe cechy zwykłych metali, takich jak żelazo, ponieważ gwiazdy te należą do starej, ubogiej w metale populacji naszej Galaktyki. Gwiazdy CH znajdują się zarówno w halo galaktycznym, jak i w kilku gromadach kulistych. Gromada ? Centauri zawiera najbogatszą populację gwiazd CH, około pół tuzina.

Problem jasności

Na początku lat siedemdziesiątych XX wieku nukleosyntetyczne pochodzenie wzmocnionych pierwiastków chemicznych w gwiazdach Ba II i CH było dość dobrze poznane: powstają one we wnętrzach gwiazd, gdy strumień neutronów napromieniowuje jądra zarodkowe grup żelaza. Może się to zdarzyć na przykład podczas mieszania związanego z impulsami termicznymi helu, które łączą jądra ¹³C i cząstki alfa; każda reakcja uwalnia ¹⁶O jądro i wolny neutron. Węgiel jest syntetyzowany podczas spalania helu w jądrach czerwonych olbrzymów. Następnie proces mieszania powoduje, że produkty tych reakcji zostają odsłonięte na powierzchni gwiazdy. Jednakże w połowie lat siedemdziesiątych szczegółowe obliczenia ewolucji gwiazd ujawniły poważny problem ewolucyjny: wymagany rodzaj mieszania (zwany "trzecim pogłębianiem") występuje tylko w wysoko rozwiniętych, jasnych gwiazdach z asymptotycznej gałęzi olbrzyma (AGB) . Jednak wiadomo było, że gwiazdy Ba II i CH mają jasność jedynie zwykłych czerwonych olbrzymów, o wiele za słabą, aby mogło nastąpić jakiekolwiek pogłębianie. Problem zaostrzył się po odkryciu w 1974 r. przez H.E. Bonda tak zwanego "podolbrzyma gwiazdy CH", które są gwiazdami typu F i G o jeszcze niższych jasnościach, rozciągającymi się w niektórych przypadkach aż do ciągu głównego i wykazującymi podobne wzorce. wzmocnionych pierwiastków ciężkich i węgla. Późniejsze prace sugerują, że "karłowate gwiazdy barowe" byłyby lepszą nazwą dla większości gwiazd tej klasy, ponieważ większość z nich nie cierpi na skrajny niedobór żelaza. Jeszcze dalej w ciągu głównym, w typie widmowym K, pod koniec lat siedemdziesiątych XX wieku odkryto klasę "karłowatych gwiazd węglowych". Wszystkie te obiekty są zdecydowanie zbyt słabe, aby we własnych wnętrzach zsyntetyzować pierwiastki procesu S i węgiel, nie mówiąc już o wymieszaniu ich z powierzchnią gwiazdy. Co więcej, żaden z tych obiektów nie wydaje się być szczególnie rzadkimi gwiazdami; na przykład badania spektroskopowe na dużą skalę pokazują, że około 1% czerwonych olbrzymów należy do klasy Ba II, a podobny ułamek karłów F-G to karły baru lub podolbrzymy CH.

Rozwiązanie

Rozwiązanie problemu jasności pojawiło się na początku lat 80. XX wieku, kiedy R.D. McClure i jego współpracownicy ustalili, że praktycznie wszystkie gwiazdy Ba II i CH to spektroskopowe układy podwójne, z dość długimi okresami i typowymi odległościami orbitalnymi rzędu 2 AU. Doprowadziło to do uświadomienia sobie, że układ podwójny zawierał kiedyś gwiazdę AGB, wymieszał węgiel i pierwiastki procesu s na swoją powierzchnię, a następnie przeniósł tę "zanieczyszczoną" materię do gwiazdy towarzyszącej. W wielu przypadkach towarzysz znajdowałby się na ciągu głównym lub w jego pobliżu, a obecnie jest postrzegany jako karłowata gwiazda barowa, karłowata gwiazda węglowa lub podolbrzym CH. Kiedy zanieczyszczona gwiazda ciągu głównego ewoluuje, stając się czerwonym olbrzymem (lub jeśli transfer masy nastąpi bezpośrednio z gwiazdy AGB do towarzysza czerwonego olbrzyma), będzie postrzegana jako klasyczny czerwony olbrzym Ba II (lub jako gwiazda gwiazda CH, jeśli układ podwójny jest ubogim w metal członkiem populacji II).

Rozwiązanie potwierdzone

Bezpośrednim testem scenariusza podwójnego byłoby znalezienie towarzysza gwiazdy barowej - białego karła. Powyższy scenariusz w rzeczywistości wymaga, aby wszyscy towarzysze byli białymi karłami, czyli pozostałością po byłej gwieździe AGB. W oszałamiającym potwierdzeniu scenariusza E Böhm-Vitense wykazał w 1980 roku, że ζ Cap ma towarzysza gorącego białego karła, odkrytego w ultrafiolecie przez satelitę INTERNATIONAL ULTRAVIOLET EXPLORER. Późniejsze obserwacje UV za pomocą IUE, a ostatnio przeprowadzone przez Böhm-Vitense i jej współpracowników za pomocą Kosmicznego Teleskopu Hubble′a, ujawniły kilka kolejnych przykładów gwiazd Ba II z towarzyszami - białymi karłami. Jednak w wielu przypadkach biały karzeł osłabł poniżej wykrywalności, a jego obecność ujawnia się jedynie w zmiennej prędkości radialnej tej osobliwej gwiazdy optycznej.

Mechanizm zanieczyszczeń
Niedawne prace nad Ba II i pokrewnymi gwiazdami skupiły się na precyzyjnym mechanizmie, dzięki któremu gwiazda AGB zanieczyszcza swojego niewinnego towarzysza. Dwie główne możliwości to: (a) gwiazda AGB ewoluuje, aby wypełnić swój płat Roch′a, a następnie rozlewa znaczne ilości materiału otoczki na towarzysza; oraz (b) że gwiazda AGB zanieczyszcza towarzysza jedynie poprzez wiatr gwiazdowy. W scenariuszu (a) wynikiem byłoby zwykle oddziaływanie wspólnej otoczki, ze spiralnym opadaniem orbity do znacznie mniejszej odległości, tak że układ podwójny wyłonił się jako zmienna kataklizmiczna, a nie gwiazda barowa. Jednak niektórzy autorzy argumentowali, że możliwy jest stabilny przelew płatka Roche′a, co pozwala uniknąć spiralnego opadania. Scenariusz (b) jest prawdopodobnie bardziej prawdopodobny przynajmniej w przypadku większości gwiazd barowych, zarówno ze względu na ich wciąż duże odległości między orbitami, jak i dlatego, że wiele z nich ma nieco ekscentryczne orbity, co nie miałoby miejsca w przypadku przepełnienia płata Roch′a.

Obserwatorium rentgenowskie Chandra

Wystrzelone 23 lipca 1999 roku na pokładzie wahadłowca kosmicznego Columbia z przylądka Canaveral Obserwatorium Rentgenowskie Chandra jest pierwszym teleskopem astronomicznym w promieniach rentgenowskich, który dorównuje mocy obrazowania wynoszącej 1/2 sekundy łukowej i zdolności rozdzielczej widma wynoszącej 0,1% teleskopów optycznych. Nazwa Chandra pochodzi od Subramaniana Chandrasekhara, znanego jako Chandra i autora granicy Chandrasekhara. Chandra odniosła jak dotąd ogromny sukces i produktywność. (Wiele przykładów można znaleźć na stronie http://chandra.harvard.edu.) Każdy eksperyment, który jest 10 lub 100 razy lepszy od swoich poprzedników, jest praktycznie pewny, że dokona rewolucyjnych odkryć, a CHANDRA w dramatyczny sposób demonstruje ten truizm. Przykładami mogą być rozstrzyganie trwających od dziesięciu lat debat za pomocą jednej obserwacji: tak, promienie rentgenowskie komet powstają w wyniku wymiany ładunków; nie, większość galaktyk eliptycznych nie ma zbyt wiele gorącego gazu w swoim ośrodku międzygwiazdowym, ale mają odpowiednią ilość zwartych układów podwójnych; nie, przepływy chłodzące w gromadach galaktyk jak dotąd tylko chłodzą (do 2×10₇ K); i tak, KOSMICZNE TŁO PROMIENIOWANIA X składa się ze światła wielu kwazarów - około 1000 w każdym obszarze nieba wielkości Księżyca. Inne przykłady to zupełnie nowe odkrycia, które wymagają dalszych badań: typ kwazara, który, przewrotnie, jest zasłonięty w promieniach rentgenowskich, ale wyraźnie świeci w świetle optycznym; widmowe linie absorpcyjne, które wydają się pochodzić z kąpieli gorącego gazu, w której znajduje się nasza galaktyka Drogi Mlecznej i cała nasza Lokalna Grupa galaktyk. (Wydaje się, że jest tam bardzo dużo tego "ciepłego, gorącego ośrodka międzygalaktycznego" lub " CHWILA", że może to być nawet "brakująca masa", która spaja galaktyki Grupy Lokalnej); relatywistycznie poruszające się dżety z kwazarów świecą jasno na obrazach Chandry, o ile gromady galaktyk znajdują się naprzeciwko, i jaśniej, gdy są dalej, dzięki wyższej temperaturze i intensywności kosmicznego mikrofalowego tła, więc jest więcej tych fotonów zostać rozproszone przez szybko poruszające się elektrony dżetu, uzyskując w ten sposób wystarczającą energię, aby stać się promieniami rentgenowskimi, które widzimy. Potem są gniazda super jasnych układów podwójnych rentgenowskich w galaktykach wybuchowych, które wydają się przekraczać LIMIT EDDINGTONA, jeśli zawierają normalną czarną dziurę o masie 10 mas Słońca. Czy mogą sugerować nową i nieistniejącą populację czarnych dziur o masach pośrednich (100-10(4) mas Słońca)? Widmo gwiazdy neutronowej (tj. nie będącej w układzie podwójnym lub pozostałości po supernowej) przedstawia widmo ciała doskonale czarnego o dobrze określonej temperaturze, wraz z odległością daje jasność i łącząc je w ten sposób obszar GWIAZDY NEUTRONOWEJ. Może to być pierwszy przykład nowego typu gwiazdy i nowego typu materii - GWIAZDY KWARKOWEJ. Rozdzielczość Chandry zapewnia 100 razy większą czułość w porównaniu z wcześniejszymi misjami rentgenowskimi, ponieważ światło tła jest odbijane, umożliwiając dostrzeżenie znacznie słabszych źródeł, a także zapewnia dobrą rozdzielczość widmową. Rozdzielczość Chandry wynika z jej niespotykanego lustra rentgenowskiego. Promieniowanie rentgenowskie rejestrowane przez Chandrę ma zakres 0,1-10 keV (12-0,12 nm). Optyka rentgenowska odbija promienie rentgenowskie tylko wtedy, gdy uderzają przelotnie, pod kątem około 1°. Zatem zwierciadła rentgenowskie tylko nieznacznie zaginają światło, dając teleskopom rentgenowskim duże współczynniki f, 8,3 dla Chandry. Zatem lustro Chandry o średnicy 1,2 m musi mieć ogniskową 10,070 m. Aby zwiększyć powierzchnię Chandry, cztery zestawy niemal cylindrycznych muszli lusterek są zagnieżdżone jedna w drugiej, co daje w sumie 800 cm². Aby poprawić współczynnik odbicia, są one pokryte irydem, pierwiastkiem o wysokim Z i dużej gęstości. Ponieważ do utworzenia obrazu potrzebne są dwa odbicia, stosuje się parabole/hiperbole Woltera typu 1. Przy długości fali fotonów wynoszącej zaledwie kilka nm powierzchnie zwierciadeł muszą być gładsze (<0,04 nm dla Chandry), w przeciwnym razie fotony zostałyby rozproszone pod dużymi kątami, zamazując obraz. Aby rozproszyć widmo promieniowania rentgenowskiego, Chandra posiada trzy zestawy transmisyjnych siatek dyfrakcyjnych, zoptymalizowanych pod kątem niskich (LETG), średnich (MEG) i wysokich (HEG) energii. Wszystkie mają gęstość linii około 1000 mm^-1 i są zbudowane przy użyciu technologii półprzewodnikowej. Siatki zachowują się jak obiektywne pryzmaty, tworząc obraz źródła dla każdej długości fali. Ponieważ gwiazda tworzy mały obraz w Chandrze, różne długości fal są dobrze oddzielone. Chandra oferuje dwa typy detektorów: "ACIS" składa się z urządzeń ze sprzężeniem ładunkowym (CCD), kuzynów CCD kamer wideo; "HRC" wykonany jest z płytek mikrokanałowych stosowanych w goglach noktowizyjnych. HRC może określić czas przybycia fotonów promieniowania rentgenowskiego do 16 ms, ma najmniejsze piksele (0,4 sekundy łuku) i duże pole widzenia (30 minut łuku × 30 minut łuku). HRC ma czułość na fotony o niskiej energii (do E ∿0,05 keV), dlatego jest używany do obrazowania widm z LETG. ACIS ma lepszą wydajność i rozdzielczość energetyczną. ACIS wykorzystuje dwa typy chipów CCD: "oświetlone z przodu" (FI), które wykrywają promienie rentgenowskie o wyższej energii (E >1 keV), promienie rentgenowskie mają niskie tło, natomiast "oświetlone z tyłu" (BI) działają dobrze (QE > 0,5) do 0,5 keV. Przetworniki CCD rentgenowskie określają energię każdego promieniowania rentgenowskiego na podstawie liczby wytwarzanych przez nie elektronów. Przypadkowe wystawienie głównego układu 16 arcmin × 16 arcmin, składającego się z czterech przetworników CCD FI, na energetyczne (100 keV) protony w wietrze słonecznym tuż po wystrzeleniu obniżyło ich rozdzielczość energetyczną. Duża część tej rozdzielczości została odzyskana poprzez chłodzenie chipów i specjalne oprogramowanie. Mniejszy układ BI 8 arcmin × 8 arcmin BI pozostał nienaruszony. Ponieważ każdy foton jest rejestrowany indywidualnie, zdjęcia rentgenowskie mają cztery wymiary: położenie (x, y), energię i czas. Zatem w przeciwieństwie do Kosmicznego Teleskopu Hubble'a Chandra nie musi być trzymana nieruchomo podczas naświetlania obrazu. Wszelkie rozmycia usuwa się poprzez zmianę położenia każdego fotonu w oprogramowaniu (wykorzystując pozycje gwiazd z teleskopu optycznego o średnicy 11,2 cm) w Centrum Rentgenowskim Chandra, które obsługuje Chandrę dla NASA z Cambridge, Massachusetts (USA). Możliwość dowolnego wycinania zdjęć rentgenowskich jest nieoceniona przy analizach m.in. wyodrębnić widmo tego, co wygląda interesująco, bez konieczności wcześniejszego podejmowania decyzji. Chandra znajduje się na wysokiej orbicie (10 000 km × 140 000 km). Dzięki temu dowolną część nieba można obserwować bez ciągłego blokowania przez Ziemię, co zwiększa dostępność czasu obserwacji i umożliwia długie, nieprzerwane obserwacje w celu badania zmiennych źródeł. Do Chandry nie można dotrzeć promem kosmicznym, więc jej przetrwanie zależy od tego, czy żaden krytyczny system nie ulegnie uszkodzeniu ani nie zabraknie zapasów. Wszystko na pokładzie ma wytrzymać 15 lat lub dłużej. Żadnych planów istnieje możliwość zbudowania kolejnego teleskopu rentgenowskiego o porównywalnej rozdzielczości. Na szczęście NASA planuje eksploatować Chandrę przez co najmniej 10 lat.

Urządzenie ze sprzężeniem ładunkowym

Urządzenia ze sprzężeniem ładunkowym (CCD) to krzemowe detektory optyczne stosowane w większości obrazowań bliskiego UV, widzialnego i bliskiej podczerwieni oraz w spektroskopowych instrumentach astronomicznych. Mają format od rozdzielczości telewizyjnej (340 × 512 pikseli) do 10 000 × 10 000 pikseli. Nowoczesne przetworniki CCD charakteryzują się szumem wewnętrznym wynoszącym zaledwie kilka elektronów, zakresem dynamicznym wynoszącym 100 000 i wydajnością kwantową przekraczającą 90% w większości użytecznych długości fal roboczych. Te cechy sprawiają, że detektory CCD są wybieranym detektorem w przypadku większości wymagań dotyczących detekcji astronomicznej w zakresie widzialnym.

Historia i podstawy

Boyle i Smith wynaleźli matrycę CCD w Bell Labs w 1969 r. Przetworniki CCD, choć pierwotnie miały służyć jako urządzenie pamięci, są najczęściej stosowane jako detektory obrazu. Po raz pierwszy zastosowano je w astronomii pod koniec lat 70. XX wieku i szybko zastąpiły kliszę fotograficzną, układy fotodiod i detektory oparte na fotokatodach. Przetwornik CCD zasadniczo składa się z jedno- lub dwuwymiarowego układu kondensatorów typu metal-tlenek-półprzewodnik (MOS), w którym bramka ("metal") każdego kondensatora jest połączona z szynami, do których zewnętrzne stosowane są napięcia. Bramki te są w rzeczywistości wykonane z polikrzemu, a nie z metalu, aby umożliwić lepszą transmisję światła przez przednią konstrukcję. Minima studni potencjału powstają w krzemie pod bramkami CCD przy przyłożonym napięciu najbardziej dodatnim. Elektrony powstają z padających fotonów w wyniku efektu fotoelektrycznego, a te fotogenerowane elektrony są gromadzone w najbliższej studni potencjału. CCD są wrażliwe na wszystkie długości fal krótsze niż długość fali odcięcia ?cutoff, przy której energia E padającego fotonu jest taka sama jak energia pasma wzbronionego materiału detekcyjnego. Wszystkie fotony o krótszej długości fali mogą wzbudzić elektron z pasma walencyjnego detektora do pasma przewodnictwa. W przypadku krzemu, najczęściej używanego materiału do produkcji CCD, Ebandgap = 1,12 eV, więc λ_cutoff = 1,1 μm. Wszystkie bramki połączone ze sobą elektrycznie nazywane są fazą. Większość przetworników CCD stosowanych w astronomii to urządzenia trójfazowe, co oznacza, że do przesunięcia ładunku przez przetwornik CCD należy zastosować trzy napięcia elektryczne. Odległość od jednej fazy do następnej na tej samej szynie określa rozdzielczość detektora i nazywa się ją pikselem. Typowe rozmiary pikseli CCD to 5-30 μm. Najczęściej używany w astronomii przetwornik CCD składa się z dwuwymiarowego układu pikseli. Sekcję obrazu takiego urządzenia można postrzegać jako tablicę kolumn i rzędów pikseli z pojedynczym szeregowym rejestrem przesuwnym na końcu kolumn. Ładunek jest przesuwany (lub łączony z ładunkiem) o jeden wiersz na raz we wszystkich kolumnach jednocześnie, przesuwając ostatni wiersz do rejestru szeregowego. Kolumny są wyznaczone przez ograniczniki kanałów z silnie domieszkowanego materiału, które zapobiegają rozprzestrzenianiu się ładunku pomiędzy sąsiednimi kolumnami. W ten sposób nie są wymagane żadne bramki definiujące piksele w kierunku poziomym w obszarze obrazowania. Rejestr szeregowy sam jest taktowany tak, aby sekwencyjnie przenosić ładunek do wzmacniacza wyjściowego znajdującego się na jego końcu. Zewnętrzna elektronika i komputer służą do przekształcania tej analogowej sekwencji wyjściowej napięć na obraz.

Architektura i działanie

Działanie przetwornika CCD można podzielić na trzy tryby: zerowanie, całkowanie i odczyt. Wyczyszczenie jest wymagane, aby usunąć niechciany ładunek pobrany przez urządzenie przed dokonaniem integracji. Jedną z metod czyszczenia urządzenia jest przeniesienie ładunku z każdego piksela na urządzenie bez rejestrowania wynikowych danych. Podczas integracji na niektórych fazach ustawiane są napięcia dodatnie, aby określić potencjalne minima, w których gromadzą się fotoelektrony. Napięcie dodatnie jest przykładane do jednej lub dwóch z trzech faz. Co najmniej jedna faza każdego piksela musi być bardziej ujemna, aby stworzyć barierę dla rozprzestrzeniania się ładunku, bez której obraz byłby rozmazany. Możliwe jest, że bariera ta zostanie utworzona przez stały implant, a nie przyłożone napięcie. Podczas integracji fotoelektrony są zbierane, ale nie następuje żadne przesunięcie. ACCD musi zostać schłodzony, jeśli czas integracji jest dłuższy niż kilka sekund, aby zapobiec wypełnianiu studni potencjału przez samogenerujący się ciemny sygnał krzemu. Większość astronomicznych przetworników CCD schładza się do około -100°C w dewarze z ciekłym azotem. Wiele mniejszych przetworników CCD używanych do prowadzenia teleskopów (gdzie czas naświetlania wynosi zaledwie kilka sekund) opiera się na termoelektrycznych chłodnicach działających w temperaturze około -40°C w celu redukcji ciemnego sygnału. Po upływie czasu całkowania CCD wchodzi w fazę odczytu. Położenie każdego pakietu ładunku utworzonego podczas integracji jest przesuwane w kierunku wyjścia po przyłożeniu do szyn określonej sekwencji napięcia. W zależności od architektury można zastosować rozdzielone zegary równoległe, aby przesunąć połowę pikseli w kierunku jednego rejestru szeregowego a druga połowa w kierunku innego rejestru szeregowego, umożliwiając odczyt w o połowę krótszym czasie. Rejestr szeregowy można również podzielić, aby ładunek mógł zostać przesunięty w stronę wzmacniaczy na każdym końcu, co również skraca czas odczytu. Istnieje kilka typowych architektur naukowych dysków CCD. Do zbierania obrazów wykorzystywana jest cała powierzchnia urządzenia pełnoklatkowego i jest ona najpowszechniej wykorzystywana w astronomii. Pełnoklatkowa matryca CCD wymaga otwarcia migawki podczas integracji (lub naświetlania) i zamknięcia podczas odczytu, aby uniknąć smug ze źródła światła podczas przenoszenia ładunku. W matrycy CCD z transferem klatek połowa obszaru obrazowania jest pokryta nieprzezroczystą maską przechowującą ramki. Odsłonięta sekcja zbiera ładunek podczas integracji. Po zakończeniu ekspozycji ładunek jest bardzo szybko (10^-6 do 10^-4 s) przenoszony do obszaru magazynu klatek, gdzie może mieć miejsce wolniejszy odczyt, podczas gdy następna integracja zachodzi w części obrazu. Eliminuje to potrzebę stosowania mechanicznej przesłony kosztem utraty połowy obszaru detektora na potrzeby obrazowania. CCD z transferem międzyliniowym jest podobny do urządzenia do przesyłania ramek, ponieważ ma nieprzezroczystą szynę wzdłuż każdej kolumny, do której ładunek może być szybko przenoszony po każdym całkowaniu. Urządzenia transferu międzyliniowego są najczęściej używanymi przetwornikami CCD w zastosowaniach o dużym oświetleniu (takich jak wideo telewizyjne), ale rzadko są używane w zastosowaniach astronomicznych.

Wzmacniacze

Kiedy elektrony zostaną przesunięte na koniec rejestru szeregowego, są następnie wykrywane przez wzmacniacz wyjściowy. Bramka tranzystora (zwykle tranzystora polowego, w skrócie FET) jest połączona z węzłem sensorowym, na który przenoszony jest ładunek z ostatniego piksela szeregowego. Ładunek pojawia się jako napięcie na bramce tranzystora FET ze względu na pojemność węzła. Współczynnik konwersji wynosi zazwyczaj od 1 do 10 μV na elektron w przypadku nowoczesnych wzmacniaczy. Napięcie wyjściowe jest buforowane przez tranzystor FET w celu wytworzenia mierzalnego napięcia na rezystorze obciążenia umieszczonym poza chipem. To napięcie wyjściowe można łatwo wzmocnić w elektronice sterownika i przekształcić na sygnał cyfrowy za pomocą przetwornika analogowo-cyfrowego. Węzeł musi zostać zresetowany przed wykryciem każdego piksela, aby ładunek nie kumulował się od piksela do piksela. Szum odczytu jest miarą niepewności sygnału wyjściowego przetwornika CCD i często stanowi dominujące źródło szumu w zastosowaniach do obrazowania przy słabym oświetleniu. Podwójne lub powiązane próbkowanie (DCS) zmniejsza niepewność co do bezwzględnego poziomu naładowania węzła przy każdym resetowaniu. Przed przesunięciem każdego piksela węzeł jest resetowany za pomocą wbudowanego w układ resetowania FET. Napięcie wyjściowe jest próbkowane i rejestrowane, następnie mierzony piksel jest przesuwany do węzła, węzeł jest próbkowany ponownie, a różnica między dwiema próbkami jest obliczana i rejestrowana jako rzeczywista wartość piksela. Stosując DCS i niskoszumowe tranzystory wyjściowe FET, można uzyskać szum odczytu mniejszy niż dwa elektrony.

Sprawność kwantowa

Sprawność kwantowa (QE_λ) matrycy CCD jest wyrażona wzorem QE_λ = (1 - R_λ) exp(-α_λ/t) gdzie R_λ to współczynnik odbicia padającej powierzchni detektora, α_λ to długość absorpcji fotonów przy określonej długości fali oraz t jest efektywną grubością urządzenia. Przednie podświetlane matryce CCD mają fotony padające na strukturę bramki, która pochłania prawie całe światło niebieskie i UV. Urządzenia te nie są zatem przydatne dla λ < 400 nm. W podświetlanych (lub rozcieńczonych) matrycach CCD fotony padają na tylną stronę urządzenia, naprzeciwko konstrukcji bramki. Urządzenia te muszą być bardzo cienkie (<20 μm), aby fotoelektrony mogły zostać zebrane poniżej minimów potencjału w pobliżu bramek frontowych. Proces rozcieńczania jest trudny i kosztowny, ale QE jest ograniczony jedynie przez odbicie od tylnej powierzchni i zdolność krzemu do pochłaniania fotonów. Urządzenia podświetlane od tyłu mogą być pokryte powłoką przeciwodblaskową, aby uzyskać szczytową wartość QE większą niż 95% przy określonych długościach fal. QE matryc CCD znacznie spada w kierunku bliskiej podczerwieni, ponieważ długość absorpcji krzemu dramatycznie wzrasta od 100 Å w promieniu UV do 100 μm w bliskiej podczerwieni.

Skład chemiczny gwiazd

W 1835 roku w słynnej niedokładnej prognozie francuski filozof Auguste Comte napisał o gwiazdach, że: "Rozumiemy możliwość określenia ich kształtów, odległości, rozmiarów i ruchów; mając na uwadze, że nigdy nie dowiemy się, jak w jakikolwiek sposób zbadać ich skład chemiczny…" . Pod koniec XX wieku dokładny pomiar obfitości pierwiastków chemicznych w widzialnych warstwach powierzchniowych gwiazd wszystkich klas stał się stosunkowo prostą procedurą astrofizyczną. Jest to wynik kilku ważnych osiągnięć: (1) fizycznie realistycznej teorii budowy atmosfer gwiazdowych; (2) stacje komputerowe o dużej mocy, które mogą skutecznie integrować równania przenoszenia promieniowania przez modelową atmosferę gwiazdową; (3) zaawansowane kody teoretyczne dotyczące sytuacji złożonych fizycznie, takich jak odstępstwa od lokalnej równowagi termodynamicznej (LTE); (4) ulepszenia podstawowych danych atomowych potrzebnych do obliczenia nieprzezroczystości, które tworzą spektralne linie absorpcji; (5) spektrografy wysokiej rozdzielczości wyposażone w czułe i liniowe detektory elektroniczne; (6) dostęp do pełnego zakresu długości fal, w jakich gwiazdy emitują swoje światło, w tym ultrafioletu obserwowanego znad atmosfery ziemskiej. Obfitość pierwiastków chemicznych to nić łącząca większość naszej wiedzy o ewolucji gwiazd, galaktyk i wszechświata jako całości. Wszechświat powstał podczas Wielkiego Wybuchu, w wyniku którego powstało najwięcej pierwiastków, wodór (1H) i hel (4He), a także niewielkie ilości izotopów 2H (deuter), 3He i 7Li. Wszystkie pozostałe pierwiastki i izotopy występujące w przyrodzie powstały w wyniku reakcji jądrowych zasilających gwiazdy podczas normalnego przebiegu ich ewolucji lub w wyniku szybkiej NUKLEOSYNTEZY podczas końcowych kataklizmicznych eksplozji niektórych gwiazd jako SUPERNOWE lub, w przypadku kilku pierwiastków, w wyniku spalenia cięższych jąder przez cząstki PROMIENIA KOSMICZNEGO w ośrodku międzygwiazdowym. Niektóre produkty reakcji jądrowych zachodzących w gwieździe są wstrzykiwane z powrotem do ośrodka międzygwiazdowego, gdy gwiazda traci większość swojej masy podczas krótkich, końcowych etapów swojej ewolucji. Tam dostarczają surowca do powstania późniejszych pokoleń gwiazd, planet i ostatecznie samego życia. Ten scenariusz pochodzenia pierwiastków prowadzi do głębokich konsekwencji. Względna liczebność pierwiastków niekoniecznie jest stała w czasie i przestrzeni. Początkowy skład chemiczny gwiazdy to międzygwiazdowy obłok gazu i pyłu, z którego gwiazda powstała. Jest to funkcja miejsca narodzin gwiazdy w galaktyce oraz wieku i stanu ewolucji galaktyki w momencie powstania gwiazdy. Skład obserwowalnych warstw powierzchniowych gwiazdy może z biegiem czasu ulegać modyfikacjom w wyniku procesów zachodzących we WNĘTRZU GWIAZDY. Na przykład nuklidy powstałe w wyniku reakcji w centralnym jądrze gwiazdy lub w powłokach otaczających jądro mogą zostać wydobyte i zmieszane z nieprzetworzonym materiałem na powierzchni gwiazdy w trakcie jej ewolucji. Alternatywnie, zewnętrzne warstwy ewoluującej gwiazdy mogą zostać usunięte w wyniku utraty masy, pozostawiając odsłonięte wnętrze poddane obróbce jądrowej. Nawet w młodej, nierozwiniętej gwieździe atomy lub jony poszczególnych pierwiastków mogą osiadać pod obserwowalną powierzchnią pod wpływem grawitacji lub mogą być wypychane w górę pod wpływem ciśnienia promieniowania i osiągać wysokie stężenia w warstwach powierzchniowych, jeśli atmosfera i otoczka gwiazdy są silnie stabilny. Wreszcie gwiazda może akreować przetworzony materiał z podwójnego towarzysza podlegającego utracie masy. Ogólnie rzecz biorąc, jest to wspaniała złożoność. Pozwala nam wykorzystać zaobserwowany skład chemiczny gwiazd jako ślady ewolucji naszej własnej i być może innych galaktyk. Pozwala nam obserwować przebieg procesów zachodzących we wnętrzach gwiazd, które na co dzień są przed nami ukryte. Co więcej, aby wywnioskować nieprzezroczystość i średnią masę cząsteczkową, potrzebna jest przynajmniej przybliżona znajomość składu chemicznego gwiazdy ,jego materiału, które są istotnymi parametrami wejściowymi do obliczeń teoretycznych modeli jego atmosfery i struktury wewnętrznej. Takie modele są z kolei wykorzystywane do przeprowadzania szczegółowych analiz składu i przewidywania innych obserwowanych właściwości gwiazd. Spójność tych modeli teoretycznych z obiektami obserwacyjnymi, do przewidywania których służą - jasnością i barwą gwiazd, szczegółowym rozkładem strumienia gwiazdowego w zależności od długości fali, siłą i kształtem linii widmowych - daje pewność lub czasami rodzi pytania dotyczące naszego zrozumienia fizyki.

Jak mierzy się skład chemiczny gwiazdy

Za pomocą spektrografu astronomicznego zamontowanego na teleskopie można bezpośrednio obserwować tylko warstwy powierzchniowe gwiazdy. Dlatego obfitość pierwiastków chemicznych pochodzących ze spektroskopowo rozproszonego światła gwiazd ujawnia jedynie skład atmosfery gwiazdy. Naszą zdolność pomiaru składu powierzchni gwiazdy umożliwia kwantowa struktura atomów i jonów. Przejścia elektronów związanych elektrostatycznie między stanami energii kwantowej i związana z tym absorpcja lub emisja fotonów odciskają się na widmie gwiazdowym wzór dyskretnych linii o długościach fal i względnych siłach, które są unikalne dla każdego stanu jonizacji każdego pierwiastka układu okresowego. Dokładne pomiary długości fal i względnego natężenia linii widmowych pozwalają na identyfikację występujących w nich związków chemicznych. Zmierzone siły bezwzględne linii - ilość strumienia, który usunęły lub dodały do kontinuum światła emitowanego przez gwiazdę - wskazują na liczebność tych gatunków. Atmosfery chłodnych gwiazd również zawierają cząsteczki. Struktura kwantowa ich stanów energii elektronicznej i wibracyjnej wytwarza pasma blisko rozmieszczonych, dyskretnych linii absorpcji lub emisji, na podstawie których można zmierzyć obfitość. Chociaż możliwe jest zmierzenie obfitości na podstawie linii emisyjnych (linii jaśniejszych od kontinuum) wytworzonych w gorącej, cienkiej chromosferze lub koronie chłodnej gwiazdy, takiej jak Słońce, najprostsze i najdokładniejsze oznaczenia uzyskuje się na podstawie linii absorpcyjnych powstających w gęstsza fotosfera gwiazdowa (widmo Fraunhofera). Powodem jest zestaw upraszczających założeń, które dość dobrze charakteryzują warunki fizyczne panujące w fotosferach wielu gwiazd, umożliwiając dokładne obliczenia ich struktur i emitowanych widm. Należą do nich: (1) LTE (lokalne pole promieniowania jest sprzężone z lokalną temperaturą kinetyczną gazu), (2) płaska geometria równoległa (fotosfera jest bardzo cienka w porównaniu z promieniem gwiazdy), (3) równowaga radiacyjna (energia jest transportowany głównie przez promieniowanie) i (4) równowaga hydrostatyczna (fotosfera jest w zasadzie nieruchoma). W zasadzie naruszenia któregokolwiek z tych założeń można leczyć za pomocą fizycznie bardziej złożonych obliczeń teoretycznych. Jednak niekoniecznie będą one miały większą niezawodność, jeśli wejściowe parametry fizyczne będą niedokładne. Obserwowana głębokość linii absorpcyjnej wyśrodkowanej na długości fali λ w miejscu w profilu linii λ + Δλ , jest bezpośrednią miarą nieprzezroczystości atmosfery gwiazdowej wytwarzanej przez dyskretne przejścia elektronowe w atomach lub jonach danego pierwiastka, ponieważ absorbują fotony o długości fali λ + Δλ . Chemiczną liczebność pierwiastka wyznacza się poprzez porównanie zaobserwowanych mocy i kształtów jego linii widmowych z teoretycznym modelem strumienia wyłaniającego się z gwiazdy, obliczonym poprzez rozwiązanie równania PRZENOSZENIA PROMIENIOWANIA przez modelową atmosferę gwiazdową w obecności tej linii nieprzezroczystość. Teoretyczny model atmosfery gwiazdowej odpowiedni dla konkretnej gwiazdy umożliwia zestawienie temperatury kinetycznej gazu, ciśnienia i gęstości elektronów na dowolnej głębokości x poniżej nominalnej "powierzchni" gwiazdy. Oblicza się go przy założeniu zawartości wodoru i helu oraz co najmniej przybliżonej szacunkowej zawartości cięższych pierwiastków. Z tych informacji można wyprowadzić całkowitą ciągłą nieprzezroczystość κλ przy dowolnej długości fali, wytworzoną na głębokości x w wyniku jonizacji atomów lub jonów (przejścia elektronowe bez wiązań), dysocjacji molekularnej i rozpraszania elektronów. Promieniowanie wychodzące z gwiazdy na wszystkich długościach fal jest tłumione przez te ciągłe źródła nieprzezroczystości, dlatego przy obliczaniu strumienia wyłaniającego się należy uwzględnić zarówno liniowe, jak i ciągłe nieprzezroczystość na dowolnej długości fali. W przypadku braku linii widmowych strumień ten jest ustalany całkowicie przez ciągłe nieprzezroczystość, dlatego spektroskopiści czasami nazywają "kontinuum wolne od linii" jako referencyjny poziom strumienia, względem którego mierzy się siłę linii widmowej. Nieprzezroczystość linii wyraża się jako współczynnik pochłaniania linii (jednostki cm² g^-1)

l_λ(x, Δ&lambdal) = const × [n_el,r,s(x)/N_el](N_el/N_H)N_HfΦ_λ(x, Δ&lamdba;) × (1 - e^-hc/?kT )

Współczynnik N_el/N_H, stosunek całkowitej liczby atomów i jonów pierwiastka na gram materiału gwiazdowego do liczby atomów i jonów wodoru na gram, jest kluczowym parametrem liczebności, który staramy się mierzyć. Dozwolone są dowolne zmiany w obliczeniach, dopóki nie uzyskają dobrego dopasowania do obserwacji. Wszystkie pozostałe czynniki w równaniu (1) należy oceniać ostrożnie, aby nie zakłóciły dokładności pomiaru liczebności. Współczynnik n_el,r,s(x)/N_e jest ułamkiem populacji pierwiastka znajdującego się w stanie wzbudzenia s stanu jonizacji r, z którego wychodzi linia. W LTE ułamek ten jest określony przez połączone równania Boltzmanna i Saha. Założeniem LTE jest rozsądne przybliżenie warunków fizycznych panujących w głębszych, gęstszych warstwach atmosfery gwiazdowej, gdzie powstaje wiele słabych i średnio silnych linii widmowych. Czasami jednak wymagane jest bardziej rygorystyczne traktowanie odchyleń poziomu energii populacji i równowagi jonizacji od ich wartości LTE. Liczba atomów wodoru i jonów na gram materiału gwiazdowego, N_H w równaniu (1), wynika bezpośrednio z mieszaniny obfitości wodoru, helu i metali przyjętej w pierwotnych obliczeniach atmosfery modelowej. Współczynnik f to prawdopodobieństwo przejścia, czyli prawdopodobieństwo, że atom zaabsorbuje lub wyemituje foton pomiędzy dwoma określonymi stanami energetycznymi. Można to wyznaczyć w laboratorium, na przykład mierząc czas życia górnego poziomu przejścia, selektywnie wypełnionego wzbudzeniem indukowanym laserem. Wartość tę łączy się następnie ze zmierzonym ułamkiem przejść w dół z górnego poziomu, które kończą się w dolnym stanie wzbudzenia danej linii (ułamek rozgałęzienia), aby otrzymać prawdopodobieństwo przejścia. Wartość f można również obliczyć za pomocą kodów półempirycznych, które wykorzystują zmierzone poziomy energii atomu lub na podstawie teoretycznych obliczeń struktury atomu od początku, przy użyciu złożonych programów mechaniki kwantowej. Błędy systematyczne w wartościach f są powszechnie znane jako główna przyczyna błędów w pomiarach liczebności. Co więcej, brak kompleksowej i dokładnej bazy danych wartości f może udaremnić nawet najbardziej wyrafinowane obliczenia populacji poziomów bez LTE. Współczynnik 1 - e^hc/λkT w równaniu (1) koryguje stymulowaną radiacyjnie emisję fotonów w linii. Tutaj h to stała Plancka, k to stała Boltzmanna, c to prędkość światła, a T to lokalna temperatura kinetyczna gazu. Funkcja Φλ(x, Δλ) w równaniu (1) opisuje mechanizmy mikroskopowe, które nadają linii widmowej skończoną szerokość i kształt w warunkach temperatury i gęstości na głębokości x. Mogą one wpływać na obserwowaną siłę linii (ze względu na nasycenie promieniowania dostępnego do zaabsorbowania przy długości fali λ + Δλ). Poszerzenie linii wynika z szeregu procesów: (1) przesunięć Dopplera wynikających z ruchu termicznego i turbulencji gazu na małą skalę; (2) skończony rozkład energii górnego i dolnego stanu przejścia (wynik zasady nieoznaczoności Heisenberga); (3) zaburzenia stanów energetycznych pod wpływem pól elektrostatycznych cząstek w otaczającym gazie (rozszerzenie Starka i van der Waalsa); (4) przesuwanie lub dzielenie poziomów energii przez pola magnetyczne (efekt Zeemana) lub efekty jądrowe (rozszczepianie nadsubtelne i przesunięcia izotopowe). Mechanizmy makroskopowe, które również zmieniają szerokość i kształt linii, ale bez zmiany jej całkowitej siły, obejmują ruchy mas na dużą skalę (turbulencje, konwekcja i utrata masy) oraz rotację gwiazd. Kiedy linie widmowe stają się bardzo mocne (silnie nasycone lub czarne w środkach), stają się mniej wrażliwe na zmiany liczebności (efekt krzywej wzrostu), a bardziej wrażliwe pod względem siły na funkcję Φ(x,Δλ). Zatem mocne linie stanowią poważne wyzwanie dla określenia dokładnych liczebności. Światło emitowane na głębokości x pod kątem θ do normalnej powierzchni atmosfery gwiazdowej jest tłumione na swojej drodze do powierzchni przez współczynnik exp(-τ_λ/ cos θ), gdzie bezwymiarowa głębokość optyczna τ_λ jest dana wzorem



oraz ρ(x) to gęstość materiału gwiazdowego na głębokości x. Promieniowanie wychodzi z jednostkowego obszaru powierzchni gwiazdy z dużą intensywnością



Funkcja S_λ nazywana jest "funkcją źródła" i jest definiowana jako stosunek energii emitowanej na jednostkę masy, czasu, długości fali i kąta bryłowego (współczynnik emisji) na głębokości optycznej τ_λ do całkowitego współczynnika absorpcji l_λ + κ_λ. Jakościowo równanie (3) stwierdza po prostu, że promieniowanie emitowane z większych głębokości w atmosferze ulega większemu osłabieniu, zanim pojawi się na powierzchni gwiazdy. W LTE funkcją źródła jest po prostu funkcja Plancka opisująca emisję ciała doskonale czarnego w temperaturze T ,



Słońce jest jedyną gwiazdą, której powierzchnię postrzega się jako wydłużony dysk, który można obserwować spektroskopowo w zakresie kątów θ od jego środka (θ = 0°) do ramienia (θ = 90°). Zatem równanie (3) ma bezpośrednie zastosowanie w modelowaniu obserwowanego natężenia światła słonecznego w określonym punkcie dysku słonecznego. W przypadku wszystkich innych gwiazd odpowiednią wielkością jest zintegrowane natężenie na półkuli gwiazdy zwróconej w stronę Ziemi. To, co obserwuje się przy długości fali λ, w widmie gwiazdy o promieniu R w odległości d od Ziemi, to strumień



Wielkość 2πR²/d² można traktować jako współczynnik skalowania, będący produktem ubocznym dopasowania obserwowanego strumienia do zintegrowanej emitowanej intensywności obliczonej z modelowej atmosfery gwiazdowej. Rysunek przedstawia przykład procesu opisanego powyżej.



Tutaj dopasowaliśmy obserwowane widmo linii absorpcyjnej chemicznie osobliwej gwiazdy ciągu głównego typu B do teoretycznie modelowanego widma syntetycznego, aby wyznaczyć liczebność bardzo ciężkiego pierwiastka, talu (liczba atomowa 81). W tym przypadku najlepsze dopasowanie widma uzyskuje się przy założeniu, że tal występuje w postaci izotopowo czystego ²⁰⁵Tl, z obfitością 4,66. Zgodnie z konwencją liczebność substancji chemicznych wyrażana jest w odniesieniu do wodoru w skali logarytmicznej, log(N_el/N_H) + 12. W atmosferze tej gwiazdy liczebność talu przewyższa tę w Słońcu o 3,76 w tych jednostkach logarytmicznych, tj. o współczynnik 10^3,76 ≈ 5700.

Słońce jako wzorzec odniesienia dla obfitości substancji chemicznych

Obfitość pierwiastków w Słońcu i otaczającym Układzie Słonecznym jest znana szerzej i bardziej wiarygodnie niż w przypadku jakiejkolwiek innej gwiazdy. Widma FOTOSFERY SŁONECZNEJ obserwuje się z bardzo wysoką rozdzielczością widmową i stosunkiem sygnału do szumu ze względu na dużą jasność źródła, co pozwala na dokładny pomiar profili wielu słabych lub mieszanych linii absorpcyjnych. Co więcej, strukturę i procesy fizyczne fotosfery słonecznej dobrze poznano nie tylko na podstawie modeli teoretycznych, ale także obserwacji empirycznych (np. zaobserwowanych zmian w natężeniu światła słonecznego od środka do krawędzi dysku słonecznego). OBECNOŚĆ fotosferycznego SŁONECZNEGO została zmierzona dla około 60 pierwiastków chemicznych, a z nich 43 z dokładnością do 25% lub lepszą - mały słupek błędu, biorąc pod uwagę, że zakres obfitości obejmuje 12 rzędów wielkości. Aby Słońce mogło służyć jako użyteczny punkt odniesienia, z którym można porównać obfitość fotosfery innych gwiazd, ważne jest ustalenie (1), że skład powierzchni Słońca jest zasadniczo taki sam jak skład gazu i pyłu międzygwiazdowego, z których się ono składa uformowało się (tj. nie zostało zmienione przez procesy endemiczne dla samego Słońca) oraz (2) że obfitość fotosfery Słońca jest, przynajmniej średnio, reprezentatywna dla innych gwiazd powstałych mniej więcej w tym samym czasie w tym samym regionie Galaktyki . Skład fotosfery słonecznej jest ściśle zgodny ze składem rzadkiej klasy meteorytów, węglowych CHONDRYTÓW typu CI, w przypadku tych pierwiastków, których w obu przypadkach zmierzono dokładne ilości. Głównymi wyjątkami są Li, Be i B, które są transportowane przez konwekcję do wnętrza Słońca i wyczerpywane w wyniku spalania jądrowego w stosunkowo niskich temperaturach. Obfitość meteorytów można dokładnie zmierzyć w laboratorium, co stanowi ważną kalibrację dokładności pomiarów liczebności astrofizycznej. W przypadku niewielkiej liczby ciężkich pierwiastków, w przypadku których istnieją znaczne rozbieżności między pomiarami meteorytowymi i fotosferycznymi, wysoce niepewne są obfitości fotosfery. Datowanie radiometryczne meteorytów chondrytycznych wskazuje, że są one tak stare jak sam Układ Słoneczny (4,55 Gyr). Chondryty węglowe zawierają stosunkowo dużą ilość pierwiastków lotnych i uważa się, że powstały w dużej odległości od Słońca. Ścisła zgodność między składem meteorytów CI a fotosferą słoneczną jest mocnym dowodem na to, że skład chemiczny Słońca jest (z kilkoma wyjątkami) taki sam jak skład mgławicy przedsłonecznej. Dokładne pomiary składu chemicznego gwiazd ciągu głównego obejmujących Słońce w typie widmowym (Słońce jest typu G2 V) wskazują, że skład Słońca jest typowy dla gwiazd podobnych wiekiem do Słońca, "metalicznością" (na co wskazują ich obfitość żelaza) i odległość powstania od centrum Galaktyki. Dotyczy to przynajmniej kilkunastu pierwiastków, których liczebność została zmierzona na podstawie widm optycznych w dużych badaniach statystycznych. Obfitość pierwiastków w Układzie Słonecznym często określa się jako "obfitość kosmiczną" lub "obfitość normalną". Terminy te są nadmiernie uproszczone. Jednakże Układ Słoneczny zapewnia reprezentatywną próbkę liczebności w określonym czasie i miejscu w historii Galaktyki, która z nielicznymi wyjątkami pozostaje niezmieniona przez procesy zachodzące w samym Słońcu.

Zmiany obfitości w czasie i przestrzeni

Galaktyka jest gęsto zaludniona gwiazdami o małej masie, takimi jak Słońce. Teoretyczne czasy życia takich gwiazd, od ciągu głównego wieku zerowego do wierzchołka gałęzi czerwonego olbrzyma, wahają się od około 4,5 Gyr dla karła F5 o składzie słonecznym (1,3 masy Słońca) do około 29 Gyr dla karła K0 ( 0,8 masy Słońca). Życie Słońca wynosi około 12 Gyr. W rezultacie wiek gwiazd w tej dużej i szeroko rozpowszechnionej populacji obejmuje całą historię Galaktyki. Łącznie skład chemiczny ich powierzchni stanowi encyklopedię ewolucji Galaktyki. W przeciwieństwie do masywniejszych gwiazd typu O, B i A ( ≥ 3 masy Słońca), które są gorętsze i świecą jaśniej, mają krótki czas życia w ciągu głównym &asd;10⁶-10⁸ lat. Te młode gwiazdy przedstawiają dzisiejszy skład i stan ewolucji materii galaktycznej. Skład pojedynczej gwiazdy jest podyktowany przez środowisko, w którym powstała gwiazda. To z kolei wynika z dotychczasowej historii nukleosyntezy gwiazd, procesów prowadzących do wyrzucenia nuklidów do ośrodka międzygwiazdowego, względnej ilości czasu potrzebnego do zajścia tych procesów oraz dynamiki Galaktyki , który miesza i homogenizuje materię międzygwiazdową. Chociaż we wnętrzach gwiazd występuje wiele różnych łańcuchów reakcji jądrowych, tylko kilka z nich ostatecznie prowadzi do znacznego wzbogacenia chemicznego ośrodka międzygwiazdowego. Istnieją obecnie wiarygodne scenariusze wyjaśniające astrofizyczne wytwarzanie zasadniczo wszystkich pierwiastków chemicznych, dzięki dużym postępom w teorii ewolucji gwiazd w połączeniu z szeroką gamą współczesnej obserwacyjnej spektroskopii gwiazd. Zostały one opisane w poniższym podsumowaniu. Jest to jednak duży krok od wiarygodnego scenariusza do rozstrzygającego dowodu obserwacyjnego, a w niektórych przypadkach pozostaje jeszcze wiele do zrobienia. Uważa się, że najliczniejsze IZOTOPY pierwiastków cięższych od boru powstają głównie w jednym lub większej liczbie z następujących miejsc: (1) supernowe typu II (SNII), (2) supernowe typu Ia (SNIa) oraz (3) wysoko rozwinięte niziny i gwiazdy o masach pośrednich (1-7 mas Słońca). Supernowe typu II to masywne gwiazdy (>7-8 mas Słońca), które kończą swoje życie w gigantycznych eksplozjach. Supernowe typu Ia to białe karły węgiel-tlen (CO) znajdujące się w bliskich układach podwójnych, które eksplodują w wyniku deflagracji jądrowej węgla w wyniku przeniesienia masy z towarzysza podwójnego lub połączenia z nim. Otoczki gwiazd o małych i średnich masach są chemicznie wzbogacane w wyniku uporządkowanej sekwencji wewnętrznych procesów jądrowych podczas ich życia. Otoczki te są rozrzucane w postaci wiatrów gwiazdowych i mgławic planetarnych, gdy gwiazdy ewoluują z asymptotycznej gałęzi olbrzyma (AGB). Uważa się, że masywniejsze gwiazdy AGB wytwarzają większość węgla i azotu w Galaktyce. Tlen i "pierwiastki ?", których najliczniejsze izotopy są całkowitymi wielokrotnościami jądra helu (Mg, Si, S, Ar, Ca i Ti), są produkowane głównie przez SNII. Lekkie pierwiastki "dziwne Z", Na i Al, najwyraźniej pochodzą z bardziej masywnego i bogatego w metale SNII. Elementy "żelaznego piku" (V, Cr, Mn, Fe, Co, Ni) pochodzą z obu typów supernowych, ale SNIa daje znacznie wyższy uzysk tych pierwiastków. Pierwiastki cięższe od piku żelaza powstają w wyniku kolejnego wychwytu neutronów. W PROCESIE JĄDROWYM podczas impulsów termicznych powłoki helu we wnętrzach gwiazd AGB o małej masie (1-3 masy Słońca) wychwytywanie neutronów następuje stale, ale rzadko, co pozwala na wystąpienie rozpadu beta neutronu przed kolejnymi wychwytami neutronów. Jest to proces "s- (powolny)". Elementy procesu S, których najliczniejsze izotopy tworzone są przez proces ten obejmuje Sr, Y, Zr, Nb, Ba, La, Ce i Nd. Zdarzenia wybuchowe, takie jak supernowe, charakteryzują się dużymi strumieniami neutronów. Elementy "procesu R (szybkiego)" powstają w takich środowiskach, gdy wychwyt neutronów następuje tak szybko, że rozpad beta nie może nastąpić przed kolejnymi wychwytami neutronów. Nagłe zakończenie wychwytu neutronów po zakończeniu zdarzenia wybuchowego daje w wyniku wzór obfitości wyrzuconego materiału bogatego w niestabilne beta izotopy o dużej liczbie neutronów, które następnie rozpadają się na bardziej stabilne nuklidy. Jak zmierzono w Układzie Słonecznym, około 2/3 z 49 stabilnych pierwiastków cięższych od Ge składa się wyłącznie lub głównie z izotopów procesu r. Są to jednak bardzo niskie obfitości, śladowe składniki materiału słonecznego. Wzorzec względnej liczebności elementów słonecznego procesu r wydaje się prawie identyczny z obserwowanym w bardzo starych, ubogich w metale gwiazdach w halo Galaktyki. Sugeruje to, że wszystkie nuklidy procesu r pochodzą z jednego miejsca, najprawdopodobniej z SNII. Rysunek przedstawia przykład wykorzystania obfitości substancji chemicznych w gwiazdach do badania ewolucji Galaktyki.



Zgodnie z konwencją, współczynnik liczebności podany w nawiasach kwadratowych to logarytmiczna wartość liczebności w stosunku do liczebności w Układzie Słonecznym, [A/B] = log (N_A/N_B)_STAR - log (N_A/N_B)_SUN. Pomiędzy metalicznością [Fe/H] = -1 a -4, co odpowiada starym gwiazdom w halo galaktycznym, zmierzona liczebność pierwiastków α w stosunku do żelaza przekracza wartość słoneczną średnio o około +0,4 dex. Występuje duży rozrzut między gwiazdami, który jest częściowo rzeczywistym, a częściowo błędem pomiaru. Jednakże w przypadku ogólnie młodszych gwiazd z populacji dysków o metaliczności [Fe/H] = -1 do 0 lub wyższej, wartość [α/Fe] stale spada w kierunku wartości słonecznej wraz ze wzrostem metaliczności. Ten wzór interpretuje się jako wynikający z opóźnienia czasowego między szybką ewolucją (<0,02 Gyr) masywnych gwiazd w SNII a znacznie wolniejszą ewolucją (0,1-10 Gyr) przodków białych karłów CO w SNIa. SNII wytwarzają wysoką wydajność pierwiastków ? i małe ilości żelaza. Wybuch powstawania masywnych gwiazd na początku życia Galaktyki wkrótce potem spowodowałby wyrzucenie przez SNII materiału stosunkowo bogatego w pierwiastki ? do ośrodka międzygwiazdowego, dostarczając surowca do formowania gwiazd o wzmocnionej alfa o niskiej metaliczności. Za około kilkaset milionów lat pierwsza SNIa wyewoluowałaby ze swoich przodków o masie 7-8 mas Słońca, dając materiał protogwiazdowy znacznie wzbogacony w pierwiastki szczytowe żelaza, ale z niewielką dodatkową produkcją pierwiastków ?. W tym momencie stosunek [?/Fe] zacząłby się zmniejszać i tendencja ta będzie się utrzymywać, w miarę jak progenitory SNIa o coraz mniejszej masie osiągały punkt końcowy swojej ewolucji. Scenariusz ten potwierdzają pomiary liczebności gwiazd, takie jak te przedstawione na ryc. 2. Elementy procesu r wykazują trend, w którym [Fe/H] jest nieco podobny do pierwiastków α. To właśnie ten dowód sugeruje, że SNII może być również odpowiedzialny za ich produkcję. W najbardziej wewnętrznych 7 kpc dysku galaktycznego najstarsze gwiazdy ubogie w metale ([Fe/H] = od -1 do -0,5) mają większe wzmocnienia [α/H] niż ich odpowiedniki w większych odległościach od centrum Galaktyki . Ponadto zwiększenie liczebności pierwiastków α utrzymuje się przy wyższych wartościach metaliczności w gwiazdach położonych bliżej centrum Galaktyki. Sugeruje to, że FORMOWANIE GWIAZD, szczególnie masywnych gwiazd, które stały się SNII, prawdopodobnie rozpoczęło się wcześniej i przebiegało w większym tempie w wewnętrznej części dysku galaktycznego. Istnieją poważne dowody na to, że skład chemiczny dysku galaktycznego nie ewoluował jednorodnie. Na przykład bardzo trudno jest dostrzec wyraźny związek pomiędzy [Fe/H] a wiekiem gwiazdy w sąsiedztwie Słońca, chociaż takiego związku można by się spodziewać na podstawie prostych modeli ewolucji Galaktyki. Najmłodsze gwiazdy mają [Fe/H] ∿0, a najstarsze [Fe/H] ∿ -1. Jednakże istnieje duży i rzeczywisty rozrzut metaliczności we wszystkich przedziałach wiekowych pomiędzy. Szacuje się, że naturalne zróżnicowanie w zawartości żelaza wśród gwiazd w tym samym wieku wynosi około ± 25-50% (1?). Przyczyny tego rozproszenia nie są w pełni poznane. Jest oczywiste, że wzbogacenie w metal ośrodka międzygwiazdowego, z którego powstają gwiazdy, jest funkcją nie tylko czasu, ale także lokalizacji. Do ważnych czynników mogą należeć (1) lokalne zmiany w początkowej funkcji masy i szybkości powstawania gwiazd, (2) epizodyczny opad materiału o niskiej metaliczności (który może rozrzedzić gaz międzygwiazdowy) na zlokalizowane obszary dysku oraz (3) szybkość, z jaką Galaktyka dysk zostaje dobrze wymieszany z gazem zawracanym do obiegu w wyniku nukleosyntezy gwiazdowej. Gwiazdy halo galaktycznego charakteryzują się niedoborem metali, średnio około -1,6 in [Fe/H]. Aktualny rekord obserwowanej gwiazdy ubogiej w metal należy do giganta z halo CD -38 245 z [Fe/H] = -4,01. Intensywne poszukiwania gwiazd o zerowej metaliczności w Galaktyce zakończyły się niepowodzeniem. Sugeruje to, że najwcześniejsza epoka nukleosyntezy mogła mieć miejsce przed powstaniem samej Galaktyki, w podstrukturach protogalaktycznych. Gwiazdy w halo zawierają znacznie większą proporcję pierwiastków procesu r niż Słońce. W przypadku bardzo starych gwiazd o niskiej metaliczności, [Fe/H] < -2,5, rozproszenie między gwiazdami w obfitości pierwiastków procesu r jest znacznie większe niż w przypadku przypuszczalnie młodszych gwiazd o wyższej metaliczności. Jest prawdopodobne, że wczesna ewolucja chemiczna halo była zdominowana przez stosunkowo niewielką liczbę SNII o szerokim zakresie wydajności ciężkich pierwiastków. Skład materiału międzygwiazdowego halo był bardzo niejednorodny na początku życia Galaktyki, ale w miarę upływu czasu stawał się mniej jednorodny, a wyrzucane dyskretne zdarzenia SNII stawały się coraz dokładniej wymieszane.

Obfitość powierzchni jako okno do wnętrza gwiazd

Gwiazdy spędzają większość swojego życia na ciągu głównym spalającym wodór. W tej fazie skład chemiczny ich powierzchni, z nielicznymi wyjątkami, nie daje żadnych wskazówek na temat transmutacji jądrowych zachodzących głęboko w ich wnętrzach. Kiedy jednak gwiazda wyczerpie zapasy wodoru w swoim centralnym jądrze, ulega stosunkowo szybkim i dynamicznym zmianom w swojej strukturze, związanym z różnymi fazami ewolucji po ciągu głównym. Produkty spalania nuklearnego można następnie wydobyć do powierzchni w wyniku konwekcji (prawdopodobnie wspomaganej przez cyrkulację indukowaną obrotowo) lub wystawionej na widok w wyniku dużej utraty masy, lub obu. Zatem zaobserwowany skład powierzchni wyewoluowanych gwiazd dostarcza ważnych podstaw empirycznych dla teorii EWOLUCJI GWIAZD. Modyfikacje składu powierzchni w ten sposób mogą przybierać kilka form: (1) zmiany względnej obfitości węgla, azotu i tlenu oraz izotopów węgla, które charakteryzują spalanie H do He w cyklu CNO; (2) zwiększenie bezwzględnej obfitości węgla wytwarzanego jako produkt reakcji "triplealfa", która przekształca He w C; (3) ulepszenia elementów procesu s powstałych w wyniku wychwytu neutronów uwolnionych np. podczas konwersji w "procesie alfa" ¹⁴N na ²⁵Mg i ¹³C na ¹⁶O; (4) wyczerpywanie się wodoru i wzbogacanie w węgiel, azot, tlen i pierwiastki procesu s w miarę utraty masy zdzierania bogatej w wodór otoczki gwiazdowej. W układzie podwójnym transfer masy z wysoko rozwiniętej gwiazdy do towarzysza o mniejszej masie może skutkować podobnymi modyfikacjami obfitości atmosfery tego ostatniego, która następnie wykazuje anomalie obfitości najwyraźniej sprzeczne ze stanem mniej rozwiniętym. Terminologia klasyfikacji widmowej gwiazd ewolucyjnych o "anomalnej" obfitości powierzchni (np. gwiazdy typu C, R, S, N, Ba, CH, HdC, RCrB, OBN, OBC, WN, WC, WO) ma swoje korzenie w ponad stuletniej historii obserwacyjnej spektroskopii gwiazd. Nie przekazuje żadnych informacji na temat postępu ewolucji gwiazd w dzisiejszym rozumieniu, którego logicznym produktem ubocznym jest rozwój "anomalii" obfitości. Te nowoczesne ramy dobrze ilustruje przewidywany przyszły przebieg ewolucji Słońca. W ogólnym zarysie scenariusz ewolucji Słońca jest podobny do scenariusza wszystkich gwiazd o masach do około 7-8 mas Słońca. Główna różnica między gwiazdami w tym zakresie mas wiąże się ze sposobem, w jaki zaczynają one spalać hel w węgiel w swoich centralnych jądrach na późnym etapie życia - wybuchowo w przypadku gwiazd o masach mniejszych niż około 2,5 masy Słońca, spokojnie w przypadku gwiazd bardziej masywnych. Po wyczerpaniu się centralnego źródła paliwa wodorowego Słońca, jego rdzeń helowy skurczy się, rozpocznie się spalanie powłoki wodorowej, nastąpi rozszerzenie otoczki, a Słońce ewoluuje od ciągu głównego w górę gałęzi czerwonego olbrzyma (RGB). Na początkowych etapach ewolucji w górę RGB otoczka konwekcyjna Słońca będzie sięgać głęboko do wnętrza i w tej "pierwszej fazie pogłębiania" wydobędzie na powierzchnię produkty obróbki jądrowej CN, które miały miejsce, gdy Słońce znajdowało się na ciąg główny. Fotosfera słoneczna zostanie wzbogacona w azot i zmniejszona w węgiel, wraz ze spadkiem stosunku ¹²C/¹³C. Takie zmiany obserwuje się na powierzchniach gwiazd pola bogatych w metale, takich jak Słońce, gdy rozpoczynają one wspinanie się w górę RGB, co jest zgodne z przewidywaniami standardowej teorii ewolucji gwiazd. Jednakże wyżej w RGB Słońce może wykazywać dodatkowe modyfikacje liczebności tego samego typu, wskazujące na wydobywanie materiału przetworzonego za pomocą CN z głębokich warstw w pobliżu powłoki spalającej wodór. Jasne, ubogie w metale gwiazdy RGB w Gromadach Kulistych mogą również wykazywać produkty przetwarzania ON i reakcji wychwytywania protonów na powierzchni gwiazdy. Obserwuje się zwiększoną zawartość azotu, zubożoną ilość tlenu, bardzo niskie wartości ¹²C/¹³C (3-4) i nienormalną obfitość sodu, glinu i magnezu. Zarówno w przypadku gwiazd RGB pola bogatego w metal, jak i gwiazd RGB z gromady kulistej ubogich w metale, tego dodatkowego mieszania się z głębokimi obszarami wewnętrznymi nie przewiduje się w podstawowych modelach teoretycznych wnętrza gwiazd. Standardowe modele tych bardziej rozwiniętych gwiazd RGB zawierają rozszerzony obszar promieniowania pomiędzy powłoką spalającą wodór a otoczką konwekcyjną, która zapobiega ich kontaktowi. Uważa się, że rozwiązanie tego dylematu leży w wpływie rotacji gwiazd, która wytwarza prądy cyrkulacyjne zdolne do transportu materiału przetworzonego przez CN i ON w górę do podstawy strefy konwekcji (patrz także OBRÓT GWIAZDY NA SEKWENCJI GŁÓWNEJ). Jest to dobry przykład tego, jak obfitość powierzchni może zapewnić wgląd w niewykrywalne w inny sposób procesy ukryte we wnętrzu gwiazdy. Ogólnie rzecz biorąc, obserwowana liczebność gwiazd RGB na powierzchni wydaje się zależeć w złożony (i często zagadkowy) sposób od tego, czy gwiazdy są bogate w metal, czy ubogie w metal oraz od tego, czy znajdują się w gromadach kulistych, czy w polu widzenia. "Zanieczyszczenie środowiska" przez wyrzuty wysoko rozwiniętych gwiazd w bliskim sąsiedztwie, szczególnie w zatłoczonym sąsiedztwie gwiazd w gromadach kulistych, to kolejny proces, który czasami przywołuje się w celu wyjaśnienia takich złożoności. Na końcu RGB Słońce osiągnie wysoką temperaturę w swoim zdegenerowanym jądrze centralnym, wywołując zapłon "błysku helowego" reakcji potrójnej alfa, która przekształca hel w węgiel. Rdzeń spalający hel dołączy do poruszającej się na zewnątrz powłoki spalającej wodór jako źródła jasności Słońca na poziomej gałęzi "wieku zerowego". Następnie, gdy wyczerpią się zapasy paliwa w rdzeniu helowym, Słońce wejdzie w fazę charakteryzującą się spalaniem jądrowym na przemian w powłoce helowej i wodorowej. W tym okresie "dwupowłokowym" jego koperta ponownie się powiększy w miarę ewolucji w górę AGB. Okresowe błyski termiczne związane z zapłonem powłoki helowej spowodują obfite dostawy węgla, a także pierwiastków procesu S, które zostaną przesunięte w górę przez powłokę konwekcyjną na powierzchnię. Słońce może najpierw stać się gwiazdą S, a zmiany atmosferyczne wynikają głównie z procesu elementów. Na tym etapie jego widmo może nawet ujawnić technet (99Tc), radioaktywny pierwiastek procesu S o tak krótkim okresie półtrwania (2 × 105 lat), że jego obecność zasadniczo dowodzi, że materiał poddany obróbce jądrowej został wydobyty z głębokiego wnętrza bardzo niedawno. Z biegiem czasu, wyżej w AGB, Słońce stanie się klasyczną gwiazdą węglową lub typu N, której widmo charakteryzuje się silnymi pasmami CH, CN, C₂ i C₃. Ostatecznie znaczna część bogatej w wodór otoczki Słońca zostanie wyrzucona jako Mgławica Planetarna, pozostawiając po sobie rdzeń BIAŁEGO KARŁA, składający się z węgla i tlenu, prawdopodobnie pokryty cienkimi warstwami powierzchniowymi wodoru na wierzchu helu, segregowanego przez osadzanie grawitacyjne. Gdyby Słońce miało mniej masywnego towarzysza w układzie podwójnym, jego atmosfera mogłaby zostać zanieczyszczona przez wyrzuconą przez Słońce otoczkę i nabrać anomalnych ilości związanych na przykład z gwiazdami baru (Ba). W przypadku gwiazd o masie większej niż około 7-8 mas Słońca ewolucja powoduje zmiany w liczebności powierzchni, głównie w wyniku utraty masy na dużą skalę w wyniku silnych wiatrów gwiazdowych. Dobrym przykładem są gwiazdy WOLFA-RAYETA (WR). Klasyfikuje się je jako sekwencję spektroskopową: gwiazdy WN ze wzmocnionym azotem i helem, gwiazdy WC wzmocnione w węglu i gwiazdy WO wzbogacone w tlen. Ta kolejność odzwierciedla coraz głębsze odsłonięcie jądra gwiazdowego w wyniku utraty masy, odsłaniając produkty najpierw spalania wodoru, potem helu, a na koniec spalania węgla.

Anomalie obfitości atmosfery w gwiazdach ciągu głównego

Od stulecia spektroskopiści gwiazd są zaintrygowani i zdumieni gwiazdami ciągu głównego klasyfikowanymi jako Ap ("p" oznacza "osobliwy"), Bp, Am ("m" oznacza "linię metaliczną"), Si, SrEuCr, HgMn lub bardziej ogólnie CP (od "charakterystycznego chemicznie"). Atmosfery tych gwiazd wykazują zdumiewające odchylenia od obfitości Słońca w wielu pierwiastkach, w tym wzmocnienie ciężkich pierwiastków, takich jak Hg, o współczynniki sięgające 10⁵-10⁶. Sporadycznie obserwuje się także duże anomalie w mieszaninie izotopowej niektórych pierwiastków . Nie są znane żadne procesy jądrowe, które mogłyby wyjaśnić te anomalie. Najważniejszą wskazówką do ich interpretacji jest położenie tych gwiazd na diagramie HERTZSPRUNG-RUSSELLIAGRAM. Łącznie stanowią one 10-20% wszystkich gwiazd ciągu głównego o efektywnych temperaturach od około 9000 K do 16 000 K. Gwiazdy w tym zakresie temperatur są zbyt gorące, aby posiadać rozległe otoczki konwekcyjne (cienka strefa konwekcji wodoru zanika całkowicie około 10 000 K) i zbyt chłodno, aby występowały znaczące wiatry gwiazdowe. Wiele z nich posiada silne dipolarne lub kwadrupolarne pola magnetyczne. Zarówno magnetyczne, jak i niemagnetyczne gwiazdy CP są zwykle z natury powolnymi rotatorami. Ta kombinacja czynników oznacza, że gwiazdy CP muszą posiadać bardzo stabilne hydrodynamicznie atmosfery i otoczki. W takim spokojnym środowisku atomy i jony są podatne na osadzanie grawitacyjne i dyfuzję napędzaną promieniowaniem. Konkurencja między grawitacją a promieniowaniem powoduje, że niektóre jony dryfują w dół poza zasięgiem fotosfery, podczas gdy inne są wypychane w górę do fotosfery pod wpływem ciśnienia promieniowania transmitowanego przez silne linie widmowe lub kontinua na długości fal, przy których gwiazda silnie emituje strumień. Obserwacje potwierdzają jakościowo ten scenariusz. Na przykład największe zwiększenie liczebności często występuje w pierwiastkach, których pierwotnie było bardzo mało w materiale, z którego uformowała się gwiazda (tj. praktycznie we wszystkich pierwiastkach cięższych od szczytu żelaza), podczas gdy pierwiastki początkowo występujące w dużych ilościach (np. He, C, N ) wydają się być nieco wyczerpane. Obfite pierwiastki nasycają pole promieniowania w ich najsilniejszych liniach widmowych, tak że pochłaniają stosunkowo małe ciśnienie promieniowania i (w przypadku braku jakiejkolwiek innej cyrkulacji lub mieszania materiału) mają tendencję do opadania. Odwrotnie jest w przypadku początkowo pierwiastków śladowych. Niektóre jony (np. B II, Zn II) mogą absorbować tak duże ciśnienie promieniowania, że zostają całkowicie wywiewane z gwiazdy, co zapowiada pojawienie się silniejszych wiatrów gwiazdowych w wyższych efektywnych temperaturach. Linie pola magnetycznego służą również do kierowania migracją jonów pod wpływem grawitacji i ciśnienia promieniowania, powodując niejednorodności obfitości powierzchni lub "plamy gwiazdowe" na magnetycznych gwiazdach CP. Dyfuzja napędzana radiacyjnie oraz grawitacyjne osiadanie atomów i jonów mają znaczenie wykraczające poza dziwaczne wzorce liczebności gwiazd CP. Teoretyczne modele dyfuzji sugerują, że hel, pod względem liczebności ustępujący jedynie wodorowi, został zredukowany w fotosferze Słońca o około 10% w wyniku osiadania grawitacyjnego. Procesy te mogą zachodzić głębiej we wnętrzach gwiazd, w obszarach równowagi radiacyjnej, modyfikując nieprzezroczystość i średnią masę cząsteczkową materiału gwiazdowego. Jedynym innym przykładem gwiazd ciągu głównego, które wykazują anomalie obfitości w swoich atmosferach (z wyjątkiem układów podwójnych, w których akreowała materia z wyewoluowanego towarzysza) to bardzo masywne gwiazdy sklasyfikowane jako OBN. Istnieją dowody na przetwarzanie przez CNO materiału widocznego na powierzchni tych gwiazd, tj. zwiększoną zawartość azotu i zmniejszoną zawartość węgla. Ponieważ gwiazdy te posiadają otoczki radiacyjne, najbardziej prawdopodobnym mechanizmem transportu materiału przetworzonego przez CNO z głębokiego wnętrza jest cyrkulacja południkowa, będąca naturalną konsekwencją ich normalnej, szybkiej rotacji.

Chińska astronomia

Astronomia jest przedmiotem zainteresowania Chińczyków od czasów starożytnych. Już w XVI wieku p.n.e. na kości zwierzęcej używanej do wróżenia zarejestrowano supernową. W starożytnych Chinach główną misją astronomów było wyznaczanie pór roku w rolnictwie i przewidywanie ważnych wydarzeń na przyszłość na podstawie zjawisk pojawiających się na niebie. W świadomości władców starożytności astronomia miała szczególny status wśród dyscyplin nauk przyrodniczych ze względu na przekonanie, że pomaga przewidywać przyszłość i losy. W rezultacie astronomowie byli mianowani urzędnikami królewskimi od dwudziestego czwartego wieku p.n.e. Obserwatorium Aroyal powstało w czasach zachodniej dynastii Zhou (XI w. p.n.e. - 771 p.n.e.) i istniało do początków XX wieku. Ponieważ w starożytności astronomia służyła potrzebom władców, traktowano ją w pewnym stopniu jako ASTROLOGIĘ. do celów wróżbiarskich szczególną uwagę zwracano na obserwację i przewidywanie zaćmień słońca i księżyca. Uważano, że koniunkcje jasnych planet, a także pojawienie się komet, meteorów i nowych gwiazd mają wartość wróżbową. Dlatego też uważnie i systematycznie obserwowano ruchy Słońca, Księżyca i planet oraz rzadkie zjawiska astronomiczne. W ten sposób zarejestrowano ogromną liczbę zjawisk astronomicznych. Wyjątkowy status astronomii w starożytnych Chinach gwarantował jej odrębność i astronomiczny rozdział w kronice historycznej oraz ponad 10 000 indywidualnych zapisów zaćmień Słońca i Księżyca, plam słonecznych, zórz polarnych, meteorów i meteorytów, komet, nowych i supernowych, zakryć planet przez Księżyc i innych zjawisk. Doniesienia o kometach z XI w. p.n.e. i zapisy plam słonecznych z 28 r. p.n.e. uważane są za najwcześniejsze odnotowane obserwacje tych zjawisk w historii astronomii. Chińskie zapisy dotyczące historycznych supernowych są najpełniejsze na świecie. Wśród nich zapis supernowej 1054 został wykorzystany do określenia wieku pulsara Kraba. Zapisy zaćmień zostały wykorzystane do obliczenia świeckiego przyspieszenia obrotu Ziemi. Astronomia cieszyła się dużym rozwojem jako bardzo ważne narzędzie do tworzenia kalendarzy i odmierzania czasu. Od dwudziestego czwartego wieku p.n.e. ustanowiono system kalendarza księżycowo-słonecznego, łączący kalendarz księżycowy i słoneczny, i system ten istnieje do dziś w Chinach. Długość roku zależy od okresu pozornego ruchu Słońca. Długość miesiąca zależy od okresu synodycznego Księżyca. Obydwa systemy kalendarzowe są koordynowane przez siedem miesięcy przestępnych w ciągu 19 lat. Od VII wieku p.n.e. zaczęto używać gnomonów do określania czasu przesilenia letniego i przesilenia zimowego, a co za tym idzie - długości roku. W kalendarzu używanym w V wieku p.n.e. za długość roku przyjęto 365,25 dni. W 1277 roku Guo Shoujing, dobrze znany astronom z dynastii Yuan, użył poziomego pręta, aby zastąpić tabliczkę w gnomonie i dodał urządzenie do obrazowania otworkowego, aby zwiększyć ostrość cienia. Precyzja uzyskana dzięki zastosowaniu ulepszonego urządzenia spowodowała błąd wynoszący zaledwie kilka sekund łukowych szerokości geograficznej Słońca. Dokładne obliczenie długości roku zostało zapisane w księdze kalendarza w 1199 roku. Według tego kalendarza rok ma dokładnie 365,2425 dni. Obliczenia te potwierdziły obserwacje Guo Shoujinga z 1281 roku. Jest to wartość bardzo zbliżona do dzisiejszej wartości roku tropikalnego. Aby odmierzać czas, od VIII wieku p.n.e. powszechnie używano klepsydry (zegara wodnego). Globus napędzany wodą został zbudowany w III wieku, aby pokazać obrót sfery niebieskiej przez ZHANG HENGA, słynnego astronoma z dynastii Han. Wodną kulę ulepszyli Yi Xing i Liang Lingzhan w roku 723, kiedy to wynaleziono koło ratunkowe. Yi Xing wywnioskował również ze swoich obserwacji, że różnica wysokości gwiazdy polarnej jest stała w stałej odległości wzdłuż południka ziemskiego. Wiedzę tę wykorzystał do zmierzenia wielkości terytorium kraju. Od II wieku p.n.e. do XIII wieku n.e. instrumenty obserwacyjne i obserwacje uległy radykalnej poprawie. Aby określić położenie gwiazd i planet, w I wieku p.n.e. zbudowano KULIĘ ARMILLARNĄ (instrument montowany na równiku). Ten instrument składał się z osi biegunowej, tubusu celowniczego oraz okręgów równikowych i poziomych o skali 365,25 stopnia. W IV wieku p.n.e. w katalogu gwiazd Shi Shena umieszczono współrzędne 121 gwiazd. Bardziej szczegółowy katalog, obejmujący 283 konstelacje i 1464 gwiazdy, został opracowany w III wieku naszej ery przez Chen Zuo, stosując własne specjalne konstelacje i system nazewnictwa w Chinach. Jednak jeszcze bardziej niezwykły był atlas gwiazd przechowywany w grotach Dunhuang, w którym na początku VIII wieku odnotowano 1350 gwiazd i 283 konstelacje. Poza tym w wyniku szczegółowych obserwacji odkryto pewne prawa. Jednym z nich było odkrycie precesji przez Yu Xi w roku 330. Dokładne obserwacje w IV wieku doprowadziły także do odkrycia, że ogony komet zawsze są skierowane w stronę przeciwną do Słońca i że komety zawsze odbijają jego promienie. Od VIII wieku p.n.e. do III wieku naszej ery aktywnie dyskutowano i rejestrowano różne hipotezy dotyczące definicji i koncepcji wszechświata. Jedna z nich sugerowała, że Ziemia i gwiazdy unoszą się w nieograniczonej przestrzeni. Myśl teoretyczna - na przykład dyskusje na temat struktury wszechświata - była uważana za bezużyteczną dla życia i zaniedbywana w czasach dynastii Tang (618-906). Co więcej, począwszy od dynastii Tang, osobom spoza obserwatorium królewskiego zakazano studiowania astronomii. Niestety zatem cesarskie kierownictwo astronomii utrudniało swobodny rozwój studiów astronomicznych w starożytnych Chinach. Nie kładziono wystarczającego nacisku na precyzyjne pomiary położenia i ruchów planet, z wyjątkiem ich okresów synodycznych, a ten brak precyzji i dominacja astrologii w starożytnych Chinach spowodowały znacznie wolniejszy rozwój teorii ruchu planet niż w Europie. Pomimo obfitości wielu wielkich odkryć astronomicznych, badania tych obserwacji nie były systematyczne i nie doprowadziły do wielu przełomów w teoriach astronomicznych. Od XIV do XV wieku rozwój astronomii w Chinach uległ spowolnieniu. Na początku XVII wieku Mathoeus Ricci wraz z innymi misjonarzami przybył do Chin z Europy i współpracował z chińskimi astronomami. Wprowadzili do Chin współczesną astronomię zachodnią, w tym teorię Kopernika, teleskopy i astronomię sferyczną.

Współczesna astronomia w Chinach

W 1911 r., wraz z końcem ostatniej dynastii Chin, dynastii Qing, królewskie obserwatorium zostało zamknięte. Republika Chińska utworzyła później Centralne Obserwatorium w Pekinie. W 1958 roku odbudowano OBSERWATORIUM Astronomiczne w Pekinie. Obserwatorium Zo-Se zbudowano w pobliżu Szanghaju w 1900 roku, gdzie zainstalowano 40 cm refraktor, pierwszy duży teleskop używany w badaniach astronomicznych w Chinach. Obserwatorium Zi-Ka-Wei, zbudowane w 1872 r., zaczęło nadawać sygnał czasu w 1914 r. Te dwa obserwatoria połączono, tworząc obecne OBSERWATORIUM Astronomiczne w Szanghaju. W 1935 roku jako instytut Akademii powołano PURPLE MOUNTAIN OBSERVATORY (PMO). Teleskopy instalowano jeden po drugim. W 1975 roku Obserwatorium Astronomiczne Yunnan zostało oddzielone od PMO i stało się niezależnym obserwatorium. Shaanxi Obserwatorium zostało zbudowane jako centrum usług czasu w Chinach w 1966 roku. Większość astronomów i instrumentów pracuje w pięciu obserwatoriach zarządzanych przez Chińską Akademię Nauk. Pekińskie Obserwatorium Astronomiczne (BAO) zajmuje się badaniami astrofizycznymi, w tym obfitością pierwiastków, krótkookresowymi ceifidami, badaniami supernowych i AGN, galaktykami wybuchowymi, optyczną identyfikacją źródeł promieniowania rentgenowskiego, wielkoskalową strukturą galaktyk, badaniami wąskopasmowymi, badaniami radiowymi astronomia i fizyka słońca. Miejsca obserwacji optycznych, radiowych i słonecznych znajdują się oddzielnie w Xinglong, Miyun i Huairou, wzdłuż Wielkiego Muru. BAO zarządza Pekińskim Regionalnym Centrum Ostrzegania Międzynarodowej Służby Środowiska Kosmicznego. Monitorowane jest słoneczne pole magnetyczne aktywnych regionów i słoneczne erupcje radiowe. Przedstawione są prognozy zdarzeń związanych z aktywnością słoneczną. W BAO zainstalowano teleskop o średnicy 2,16 m, teleskop słonecznego pola magnetycznego, teleskop na podczerwień o promieniu 1,26 min i teleskop do syntezy fal metrowych. Światowe Centrum Danych-D dla Astronomii również znajduje się w BAO. Obserwatorium Astronomiczne w Szanghaju (SAO) koncentruje się bardziej na badaniach astrogeodynamiki i astrometrii. Do określenia parametrów rotacji Ziemi wykorzystuje się pomiary VLBI, satelitarny i księżycowy pomiar odległości laserem. Zmienność linii podstawowej jest mierzona interferometrycznie we współpracy z obserwatoriami japońskimi, niemieckimi i amerykańskimi. Zaczynają także rozwijać pewne badania astrofizyczne w SAO. Zmienne klastrów otwartych w gromadach kulistych i symulacje ciał N to główne obszary zainteresowań badań astrofizycznych. Dwie anteny radiowe o średnicy 25 m zostały zainstalowane na stacjach w Szanghaju i Urumqi i pracują jako jednostki VLBI EVN. W SAO pracuje reflektor o długości 1,56 m. Sieć Geodynamiki Kosmicznej Azji Wschodniej i Pacyfiku powstała w SAO w 1994 roku, w której uczestniczy ponad 20 stacji VLBI, GPS i SLR z około 10 krajów. Naukowcy z Obserwatorium Purple Mountain (PMO) prowadzą badania z zakresu Układu Słonecznego, astronomii molekularnej i dynamiki satelitów. Mniejsze planety, fizyka planet, dynamika sztucznych satelitów i almanachy astronomiczne to tradycyjne dziedziny badań. Badania i techniki w astronomii fal milimetrowych poczyniły w ostatnich latach ogromny postęp. Na płaskowyżu Qinghai zainstalowano teleskop wykorzystujący fale mm o średnicy 13,6 m. Drobna struktura Słońca, rotacja gwiazd, bliskie układy podwójne, struktura gwiazd i obiekty BL Lac to główne obszary badań Obserwatorium Astronomicznego w Yunnan. Naukowcy prowadzą tu badania nad dynamiką sztucznych satelitów, astrometrią i erupcjami radiowymi na Słońcu. W Kunming, stolicy prowincji Yunnan, używany jest teleskop o średnicy 1 m i kilka małych teleskopów. Instytucje prowadzące edukację astronomiczną podlegają Ministerstwu Edukacji. Instytucje te obejmują: Wydział Astronomii Uniwersytetu w Nanjing, Wydział Astronomii Uniwersytetu Normalnego w Pekinie i Wydział Astrofizyki Uniwersytetu w Pekinie. Chociaż na tych uniwersytetach nie są dostępne żadne urządzenia obserwacyjne, naukowcy i wydziały z tych uniwersytetów mogą korzystać z teleskopów i obserwacji z różnych obserwatoriów w zależności od jakości zastosowań. Centrum Astrofizyki Wysokich Energii Instytutu Fizyki Wysokich Energii, Centrum Astrofizyki Chińskiego Uniwersytetu Naukowo-Technologicznego, grupy astrofizyczne na Uniwersytecie Normalnym w Nanjing, Uniwersytecie Jiaotong i Uniwersytecie Normalnym w Huazhong prowadzą badania nad astrofizyką wysokich energii i astrofizyką plazmy. W Teipei w 1990 roku zbudowano Instytut Astrofizyki Academia Sinica. Instytut ten dodaje dwie anteny do tablicy Sub-Milimeter Array (SMA) oraz wspiera i udostępnia 10% BIMA w celu współpracy z astronomami w USA. Instytut Astronomii powstał na Uniwersytecie Centralnym w Zhongli, mieście na południe od Teipei; jego 70-centymetrowy teleskop został zainstalowany na górze Yu. Od 1991 roku na Uniwersytecie Tsinghua działa sieć oscylacji Słońca z pięcioma detektorami zainstalowanymi w BigBear, Wyspach Kanaryjskich, Taszkencie, Pekinie i Teipei. W Hongkongu grupy badawcze zajmujące się astrofizyką aktywnie działają na Uniwersytecie w Hongkongu, Uniwersytecie Chińskim w Hongkongu oraz Uniwersytecie Nauki i Technologii w Hongkongu. Planetarium w Pekinie powstało jako centrum popularnej astronomii w 1957 roku. Muzeum Astronomiczne w Tajpej zostało zbudowane w 1996 roku, a jego powierzchnia wystawiennicza zajmowała 50 000m². Planetarium w Hongkongu zostało zbudowane w 1980 roku. W całym kraju znajduje się ponad 50 małych planetariów. CHINESE ASTRONOMICAL SOCIETY (CAS) jest organizacją pozarządową zrzeszającą astronomów i naukowców. CAS jest filią MIĘDZYNARODOWEJ UNII Astronomicznej (IAU). Stowarzyszenie Astronomiczne z siedzibą w Teipei jest filią IAU. Towarzystwo Astrofizyczne w Hongkongu powstało w 1997 roku. Większość teleskopów używanych w obserwatoriach na kontynencie jest produkowana przez Centrum Badań i Produkcji Instrumentów Astronomicznych w Nanjing we współpracy z obserwatoriami. Zaplanowano nowe inicjatywy dotyczące przyszłych instrumentów astronomicznych w Chinach. Duży wieloobiektowy teleskop spektroskopowy (LAMOST) został zatwierdzony jako projekt krajowy w latach 90. XX wieku. LAMOST to teleskop zwierciadlany Schmidta montowany azymutalnie. Układ optyczny składa się z zwierciadła sferycznego o wymiarach 6×6,7 m, zamocowanego na fundamencie i zwróconego w kierunku północnym. Asferyczne lustro odbijające znajduje się w środku kuli w odległości 40 m. Aberrację sferyczną eliminujemy w czasie rzeczywistym za pomocą aktywnej optyki. Efektywna apertura wynosi 4 m. Ogniskowa wynosi 20 m. Pole widzenia wynosi około 5°, co daje średnicę liniową 1,75 m. Dzięki dużemu polu widzenia do powierzchni ogniskowej można przyczepić około 4000 włókien, dzięki czemu można jednocześnie obserwować widma 4000 obiektów. Projekt LAMOST zostanie ukończony w 2004 roku. Wsparcie finansowe dla astronomii w Chinach pochodzi głównie od CAS, Ministerstwa Edukacji, Ministerstwa Nauki i Technologii, Narodowej Fundacji Nauk Przyrodniczych (NNSF) i Krajowego Komitetu Planowania. CAS i Ministerstwo Edukacji pokrywają koszty operacyjne swoich stowarzyszonych obserwatoriów i departamentów, które wynoszą około 10 milionów dolarów rocznie. NNSF wspiera osoby i grupy, a także umiarkowane i małe programy o wartości około 1 miliona dolarów rocznie. Krajowa Komisja Planowania wspiera duże projekty polegające na budowie dużych instrumentów naukowych. Budżet LAMOST wynosi 30 mln dolarów. Ministerstwo Nauki i Technologii finansuje większe projekty badawcze, których budżet wynosi około 1 miliona dolarów rocznie.

Chińska astronomia w historii

W artykule przedstawiono wiedzę o niebie i ruchach niebieskich, która ma swoje korzenie w kulturze chińskiej od najdawniejszych czasów aż do roku 1912, kiedy to wraz z imperium chińskim skończyło się stosowanie tradycyjnych technik. Chińskie doświadczenie astronomii ostatnich dwóch tysięcy lat procentuje studiowaniem, ponieważ w odróżnieniu od Europy poziom wiedzy i praktyki utrzymywał się na wysokim poziomie nieprzerwanie przez ponad dwa tysiące lat oraz ponieważ opierał się na stylach pracy zupełnie odmiennych od tych panujących w Zachód.

Ustawienie

Od czasów nowej epoki kamienia wszystkie wielkie cywilizacje historyczne wymieniały się pomysłami i artefaktami. Chiny były tak odizolowane od Europy, Bliskiego Wschodu i Indii, że zewnętrzne wpływy naukowe można było kontrolować aż do połowy XIX wieku. Przez ponad 2000 lat pozostawało centralnie rządzonym imperium, większym niż cała Europa. Nawet w krótkich okresach podziałów ciągłość kultury wysokiej, w odróżnieniu od tej w Europie przez większą część średniowiecza, nigdy nie została przerwana. Pomimo ogromnego zasięgu i lokalnego zróżnicowania Chin, ich wykształcona elita, ze względu na klasyczne wykształcenie, łączyła nie tylko wspólny język, ale także wartości i wzorce myślenia. Wśród tych wartości był ogromny prestiż dla służby cywilnej. Jedno pokolenie utalentowanych astronomów poszukiwało jedynego pracodawcy gotowego zapewnić duże, długoterminowe inwestycje w badania naukowe i rozwój. Rząd wspierał projekty astronomiczne na dużą skalę od II wieku p.n.e. ze względu na ideologię uzasadniającą jego władzę. Twierdziła, że dom cesarski został wybrany przez Niebo (czyli boski porządek natury), aby kształtować społeczeństwo na jego obraz. Osobiste cnoty i charyzma monarchy, a nie jego zdolności menadżerskie, utrzymywały go w kontakcie z kosmicznym porządkiem i umożliwiały utrzymanie państwa w harmonii z nim. Doktryna ta obejmowała pojęcie Mandatu Niebios. Niebo wybrało do rządzenia wyjątkowo cnotliwą rodzinę. Kiedy w końcu jego potomkowie nie utrzymywali już tej cnoty, Niebo przekazało to zadanie godniejszej rodzinie. Podbój kończący dynastię i rozpoczynający nową nie był zatem zbrodnią - jeśli się powiódł. Istniał system wczesnego ostrzegania. Pewne anomalne zjawiska na niebie (lub rzadziej na Ziemi) sygnalizowały, że władca musi się zreformować, bo inaczej zostanie zdetronizowany. Pomyślne znaki potwierdzały panowanie mędrca lub, w innych okolicznościach, zachęcały mędrca do buntu. Niezbędne było szybkie powiadomienie. W rezultacie na dworze cesarskim znajdowało się obficie obsadzone Biuro Astronomiczne. Jej obowiązki w zakresie ASTROLOGII i astronomii matematycznej były ze sobą ściśle powiązane. Jego urzędnicy badali niebo pod kątem znaków, rejestrowali je, ustalali ich znaczenie na podstawie archiwów Biura i zgłaszali je, aby cesarz i jego urzędnicy mogli ustalić, jak zareagować. Relacje z tego procesu sugerują, że astrologia była ważna nie jako źródło obiektywnych przepowiedni, dobrych czy złych, ale jako rytualna forma otwartej dyskusji na temat polityki. Równie ważne było przeniesienie jak największej liczby zjawisk ze sfery złowieszczej do przewidywalnej, co poprawiło obliczenia. Na przykład pod koniec III wieku n.e. nów księżyca w ostatnim dniu miesiąca przestał być wróżbą. Ponieważ nie można było konsekwentnie prognozować zaćmień słońca widocznych z danego obserwatorium, głównym zmartwieniem władców pozostawały nieprzewidziane zaćmienia. Cesarz symbolicznie wyraził swoją kontrolę nad czasem i przestrzenią, wydając coroczny KALENDARZ (właściwie efemerydy lub almanach obejmujący zaćmienia i zjawiska planetarne). Oczekiwał, że Biuro uwzględni w nim możliwie najdokładniejsze przewidywania, zwłaszcza dotyczące zaćmień. W wyniku stałego sponsorowania przez państwo opublikowane zapisy historyczne zawierają nieprzerwane, datowane zapisy najważniejszych zjawisk niebieskich oraz szczegółowe opisy ewolucji metod stosowanych do tworzenia EFEMERYDÓW przez ponad dwa tysiąclecia.

Początki

Zapisy spisane na kościach w XV wieku p.n.e. obejmują obserwacje zjawisk na niebie. Ponieważ dokumenty te pochodzą z archiwów królewskich, obserwacje zaćmień są widoczne i stanowią zwiastun. Datowane są przy użyciu cyklu 60-dniowego, nieprzerwanego aż do czasów współczesnych. W IV i III wieku walczące państwa posługiwały się różnymi, rozbieżnymi kalendarzami. Wszystkie opierały się na roku tropikalnym i lunacji. Zostały one wygenerowane poprzez odliczenie od epoki wybranej jako początek roku, miesiąca, 60-dniowego cyklu i dnia. Rok astronomiczny rozpoczynał się w momencie przesilenia zimowego, miesiąc w czasie nowiu Księżyca - wydarzenie, którego nie można zaobserwować - i dzień o północy. Zatem epoka systemu Potrójnej Zgodności z roku 7 p.n.e. została dokładnie wyznaczona na północ pierwszego sześcioletniego dnia 143 127 lat przed przesileniem zimowym 24 grudnia 105 r. p.n.e. Ponieważ rok cywilny wymagał całkowitej liczby dni w miesiącu i miesięcy w roku, miesiące 29 lub 30 dni z grubsza naprzemiennie, tak że rok cywilny składający się z 12 miesięcy miałby 354 lub 355 dni. Chińczycy przyjęli interkalację, początkowo stosując tak zwane na Zachodzie CYKL METONICZNY. Dodawali 7 dodatkowych miesięcy co 19 lat. W schemacie tym lata przestępne obejmowały jednakowo 383 lub 384 dni, co dało długoterminową średnią wynoszącą 365 14 dni w roku. Na przestrzeni wieków bardziej wyszukane schematy interkalacji, a następnie obliczania prawdziwych lunacji, dały średni rok tropikalny, który w XIII wieku naszej ery wynosił 365,2425 dni.

Obserwacje

Pierwsze wyraźnie instrumentalne obserwacje dotyczyły pomiaru cienia rzucanego przez stojący gnomon wyższy od człowieka. Z pewnością nie można ich datować wcześniej niż na IV wiek p.n.e. Najdłuższy cień dnia wyznaczał moment południa i kierunek północ-południe. Kiedy astronomowie zauważyli, że cień południa zmieniał się z dnia na dzień, możliwe stało się określenie początku roku jako dzień najdłuższego cienia południa, przesilenia zimowego. W nocy obserwacja gwiazd przechodzących przez gnomon na linii północ-południe umożliwiła uzyskanie tranzytów południków, które były ważne przed wynalezieniem instrumentów stopniowanych. Rozwój wyskalowanych instrumentów armilarnych z tubusem to drażliwy temat. Najwcześniejszym znanym dokumentem wymagającym użycia prostej dioptry jest Gan Shi xing jing (kanony gwiezdne Gan De i Shi Shen), którego dane datowano na podstawie analizy błędów na około 70 rok p.n.e. Geng Shouchang używał prostej armilary równikowej w 52 r. p.n.e.; pierścień ekliptyki został dodany w roku 84 n.e., a pierścienie horyzontu i południka w roku 125. Chińskie pomiary stopni nie wywodziły się z babilońskiego systemu sześćdziesiątkowego. Opierało się ono na du, pierwotnie mierzeniu odstępów czasu między tranzytami południków, ale po około 180 r. n.e. na nowo zdefiniowano je jako odległość średniej jednodniowej podróży Słońca. Początkowo w okręgu było 365 1/4 du, a liczba ta zmieniała się wraz ze wzrostem długości roku. Dokładność pierwszego katalogu gwiazd wynosiła 1/8 du; liczba ta wzrosła do 0,05 du w przypadku AD 1279. Współrzędne obserwacji, podobnie jak we współczesnej astronomii, ale w przeciwieństwie do tych w Europie przed renesansem, były równikowe i mierzone od punktu przesilenia zimowego, a nie od pozycji Słońca podczas równonocy wiosennej. Nie ma wielkiego wyboru między tymi dwoma układami, ponieważ Słońce, Księżyc i planety krążą blisko ekliptyki, a gwiazdy obracają się równolegle do równika. W obu przypadkach konieczne było przekształcenie pozycji wzdłuż jednej pozycji na pozycje wzdłuż drugiej. Wcześni Chińczycy osiągnęli to za pomocą prostych metod numerycznych; dzięki reformie z 1279 r. stopniowe ruchy w kierunku trygonometrii sferycznej znacznie zwiększyły dokładność. Czas obserwacji mierzono na ogół za pomocą zegarów wodnych, których kilka egzemplarzy zachowało się z ostatnich dwóch stuleci przed naszą erą. Dokładność zapisów wynosiła początkowo około 1/2 godziny. Pomimo wielkich opracowań na przestrzeni wieków, typowa dokładność do 1300 roku wynosiła około 0,4 godziny i była znacznie lepsza w przypadku danych o zaćmieniach Słońca. Współrzędne ciał niebieskich mierzono, podobnie jak w Europie, z punktów rozmieszczonych na tyle blisko siebie, że obserwatorzy bez instrumentów mogli z dość dużą dokładnością oszacować odległość obiektów od nich w du. W przeciwieństwie do 12 domów zodiaku, chińskie xiu (loże księżycowe) były zbiorem 28 nierównomiernie rozmieszczonych gwiazd w widocznych konstelacjach. Było to podobne do współrzędnych używanych w Indiach i nazywanych nakshatra oraz współrzędnych świata islamskiego zwanych al-manāzil . Loże księżycowe były w zasadzie równie zadowalające jak zodiak, ale sporadyczne niezamierzone zmiany w ich gwiazdach determinujących wpływały na dokładność, gdy nowe metody predykcyjne testowano w oparciu o starożytne zapisy obserwacyjne. Niekończące się polemiki nie rozstrzygnęły, gdzie i kiedy powstały loże. Ich 28 imion po raz pierwszy pojawia się razem na lakowym pudełku zakopanym w 433 roku p.n.e. Dopiero w źródłach z IV lub III wieku podają współrzędne obserwacji.

Reformy kalendarza

Pierwsze zjednoczenie Chin w 221 r. p.n.e. doprowadziło do powstania jednego kalendarza, ale po ,stuleciu system regularnie przewidywał dzień wolny w przewidywaniu nowiu. Po reformie kalendarza w 104 r. p.n.e., w 7 r. .p.n.e. astronomowie rozszerzyli techniki tworzenia kalendarzy na system astronomiczny (li), który obejmował wszystkie przewidywalne zjawiska, w tym zaćmienia i ruchy planet. Motywacją tej ekspansji było w równym stopniu pragnienie dwóch cesarzy odnowienia swojego porządku politycznego zgodnie z zasadami określonymi przez religię kosmiczną, jak i dążenie do innowacji technicznych. System Potrójnej Zgodności z 7 roku p.n.e. nie został poprawiony fragmentarycznie, lecz zastąpiony zupełnie nowym systemem obliczeniowym w roku 85 n.e. Ponieważ zastąpienie integralne stało się normą, a prestiż imperialny zależał od dokładnych przewidywań, przed 1912 rokiem zaproponowano 101 systemów, z czego 41 weszło do oficjalnego użytku. Podobnie jak Almagest Ptolemeusza, ten system Potrójnej Zgodności określa procedury krok po kroku generowania kompletnych efemeryd wspomnianych powyżej. Urzędnik posiadający jedynie podstawowe umiejętności arytmetyczne może przeprowadzić cały proces, korzystając z wbudowanej tabeli, która pozwala uniknąć skomplikowanych obliczeń. Chińskie metody obliczeniowe różniły się od greckich podejściem numerycznym lub algorytmicznym, a nie geometrycznym. Przewidywanie zaćmień Słońca, co sprowadza się do znalezienia przecięcia stożka cienia z kulistym Słońcem, jest trudne bez geometrii. Dlatego pozostawało to głównym problemem. Chińczycy zaczęli od odliczenia średnich cykli słonecznych i księżycowych, aby ustalić, kiedy oba ciała się przecięły. Wyniki były tak słabe, że astronomowie najwyraźniej odliczyli 135 miesięcy od zaobserwowanego zaćmienia, aby przewidzieć kolejne, bardziej skuteczną technikę. Jednakże celem astronomii matematycznej było przewidywanie bez konieczności patrzenia w niebo. Yang Wei w roku 237 zrezygnował z polegania na wcześniejszych obserwacjach, wprowadzając koncepcję granicy zaćmień (w języku współczesnym odległość koniunkcji od przecięcia orbit). Niezwykle ważne były techniki obliczania pozornych, a nie średnich ruchów Księżyca (223 r.) i Słońca (ok. 604 r.) oraz ich połączenie w przewidywaniu lunacji (619). Opracowane algorytmy interpolacji liniowej (piąty rząd do 1064 r.) i metody prototrygonometryczne (zaczynające się mniej więcej w tym samym czasie) w coraz większym stopniu przybliżały wyniki analizy geometrycznej.

Rozwój

Biurokratyczny charakter astronomii nie zmienił się znacząco na przestrzeni wieków. Ponieważ nominacje były zwykle synekurami, często dziedzicznymi, innowacje często pochodziły od osób z zewnątrz - astronomów-amatorów, którzy mieli dostęp do informacji o poprzednich systemach publikowanych w kronikach dynastycznych. Do Biura często powoływano pomysłodawcę nowego systemu, po jego dokładnym przetestowaniu. Niektóre dynastie dbające o bezpieczeństwo zabroniły prywatnego studiowania astronomii, odcinając to źródło nowych metod. Jednak inne administracje testowały urzędników, aby podnieść poziom praktyki, lub włączały kwestie techniczne do ogólnego egzaminu do służby cywilnej, aby motywować do powszechnych studiów astronomicznych. Ponieważ rząd cenił wiedzę astronomiczną i pozostawał jedynym źródłem masowego wsparcia badań, jego duże projekty skierowały naukę w kilku nowych kierunkach. Należą do nich:

•  Zbudowano obserwatoria wyposażone w szeroką gamę instrumentów. Przetrwała ogromna obserwacyjna KULA ARMILLARNA z 1442 r., odtwarzająca projekt z 1074 r., oraz "skrócona armilarna" (równikowy moment obrotowy, jianyi), której projekt sięga co najmniej około 1270 r.
•  Skonstruowano skomplikowane instrumenty demonstracyjne, takie jak seria zegarów astronomicznych napędzanych wodą i sterowanych wychwytem. Ich punktem kulminacyjnym był ogromny zegar, który Su Song zbudował około 1090 r.
•  Przeprowadzono badania długości i szerokości geograficznej na dużą skalę, aby zwiększyć dokładność rejestrowania danych i zbadać takie kwestie, jak różna widoczność zaćmień. Ta z 1279 r. obejmowała 6000 mil z północy na południe i 2000 mil ze wschodu na zachód.
•  Wielokrotnie katalogowano gwiazdy stałe, zwłaszcza w celu ustalenia gwiazd wyznaczających loże księżycowe. Dziesięć takich badań stało się podstawą oficjalnej astronomii w latach 964-1106

. Pomimo konserwatyzmu nieodłącznie związanego z oficjalnym kierunkiem i stereotypową formą astronomii, rząd ułatwił ulepszenia każdego aspektu efemeryd. Kilka ważnych, które nie zostały jeszcze odnotowane, to (w kolejności daty rozpoczęcia oficjalnego używania lub w inny sposób pisma):

•  Precesja (dosłownie "różnica roczna", sui cha, 330), zdefiniowana jako różnica czasu między rokiem tropikalnym a rokiem gwiazdowym. Stała ta odpowiadała ryc. 2. Wielki zegar astronomiczny z 1089 r., pochodzący ze współczesnego Xin yixiang fa yao. przesunięcie punktu przesilenia zimowego o 1 du na 50 lat. Chińczycy nie postrzegali tego jako obrotu równika wokół bieguna ekliptyki.
•  Dokładne czasy nowiu księżyców ustalono na podstawie obserwacji zaćmień Księżyca (384).
•  Przeprowadzono ciągłe badania pozornych ruchów planet (około 729 r.). Pierwotnie nacisk na przewidywanie zaćmień doprowadził do zaniedbania tego problemu.
•  Przybliżenie trygonometrii sferycznej zastosowanej do sfery niebieskiej (1279) połączono z grupą innych zmian, takich jak podstawienie części dziesiętnych ułamków mieszanych i odrzucenie tradycyjnrej zależności od odliczania cykli z wczesnej epoki.

Po rewolucji 1911 r. odrzucono tradycyjne podejście nie ze względu na jego szczególne wady, ale z powodu powszechnego ruchu w stronę modernizacji. Po ponad stuleciu imperializmu i nieustannej wojny Chiny były zbyt biedne, aby aż do roku 1975 masowo inwestować we współczesną astronomię na poziomie zbliżonym do światowego .

Wpływ międzynarodowy

Ponieważ Chiny były dominującą kulturą w Azji Wschodniej, instytucje i metody oficjalnej astronomii stworzyły podstawę dla odpowiedników (zawsze o charakterze lokalnym) w Korei, Japonii i Wietnamie. Chęć dokładnego przewidywania zaćmień słońca zmotywowała Chińczyków do zatrudnienia ekspertów w dziedzinie metod geometrycznych tradycji greckiej. Zatrudniali Hindusów od 665 r., muzułmanów podczas okupacji mongolskiej (1279-1367) oraz misjonarzy jezuickich w XVII i XVIII wieku. Ten ostatni faktycznie, oferując najeźdźcom mandżurskim swoje umiejętności rzucania armat i obliczania obowiązkowych efemeryd imperialnych, przejął kontrolę nad Biurem Astronomicznym. Nawet gdy jezuici wprowadzili techniki europejskie, zmienili je do tradycyjnej formy li. Chociaż w swoich chińskich pismach wspominali o Koperniku i innych ważnych postaciach europejskich, ograniczenia kontrreformacji uniemożliwiły im opisanie rewolucyjnych zmian w kosmologii.

Zastosowania we współczesnej astronomii

Chociaż ograniczeni pozytywiści ignorują historię astrologii, w Chinach główne dziedzictwo nauki tradycyjnej i współczesnej nie wywodzi się z technik obliczeniowych, ale ze szczegółowych astrologicznych zapisów obserwacji, niespotykanych gdzie indziej. Najpełniejsze dane dotyczące starożytnych supernowych, które zostały skorelowane ze zjawiskami pulsarowymi, pochodzą głównie z Chin. Informacje na temat czasu, wielkości i czasu trwania dużej liczby zaćmień Słońca i Księżyca rzuciły światło na świeckie przyspieszenie Księżyca i Ziemi. Daty każdego zwrotu Komety Halleya przez ponad 2000 lat wyjaśniała swój ruch. Zapisy, niektóre wielokrotne, dotyczące 147 odrębnych pojawień się plam słonecznych i około dwukrotnie większej liczby zórz polarnych, okazały się cenne do badania powiązań między tymi dwoma zjawiskami i testowania hipotez dotyczących minimów plam słonecznych.

Chiron

Chiron należy do współczesnej populacji mniejszych planet zwanych CENTAURAMI, których orbity przecinają się z orbitami gigantycznych planet zewnętrznych: Saturna, Urana i Neptuna. Chiron był pierwszym odkrytym centaurem i być może najbardziej niezwykłym ze względu na swoją aktywność kometową i inne cechy. Centaury są prawdopodobnie byłymi mieszkańcami PASA KUIPERA, dlatego też Chirona można uznać za naszego pierwszego i najbardziej dostępnego wysłannika z odległych zakątków Układu Słonecznego. Badania Chirona i innych obiektów Centaurów oraz Pasa Kuipera pozwalają nam zbadać historię powstawania i ewolucji Układu Słonecznego. Chiron okrąża Słońce pomiędzy Saturnem a Uranem po 50-letniej orbicie, w odległości heliocentrycznej od 8,5 AU do nieco poniżej 19 AU (jednostka astronomiczna to odległość między Ziemią a Słońcem, w przybliżeniu równa 1,5×10¹³ cm). Chiron przeszedł przez peryhelium 14 lutego 1996 r. i był wówczas przedmiotem międzynarodowej kampanii obserwacyjnej. Średnica Chirona wynosi około 180 km; zakres ostatnich pomiarów przeprowadzonych na różnych długościach fal wynosi około 150 do 370 km, chociaż obserwacje zakrycia i IR potwierdzają wartość w pobliżu 180 km. Chiron ma wielkość bezwzględną H = 6,5 mag; w całym zakresie orbity jej pozorna wielkość waha się od 16 do 20 mag. Krzywa blasku w świetle widzialnym jest porównywalna z krzywą blasku w ultrafiolecie, z okresem 5,9 h i zmianą między szczytami wynoszącą około 0,1 mag. Pomiary w zakresie widzialnym wykazały, że Chiron ma zazwyczaj stosunkowo neutralną lub szarą barwę (co oznacza, że nie odbija ani nie absorbuje preferencyjnie określonych długości fal światła, które go oświetlają). Ten szary kolor jest niezależny od fazy rotacyjnej, choć istnieją obserwacje wskazujące na pewne zmiany koloru, prawdopodobnie związane z aktywnością komety. Na przykład obserwacje w ultrafiolecie pokazują podobny neutralny kolor w okresach spoczynku, chociaż podczas wybuchu Chiron wykazywał możliwe nachylenie koloru niebieskiego, a ALBEDO (odbicie) wzrósł. Odkrycie Chirona jest następstwem historycznego postępu odkrywania nowych klas mniejszych planet w regionach Układu Słonecznego, które wcześniej uważano za puste. Pierwszą asteroidę, CERES, odkrył Piazzi w 1801 roku, a wkrótce po niej w ciągu następnych sześciu lat odkryto PALLAS, JUNO i VESTA. W miarę udoskonalania teleskopów, detektorów i technik granice obserwacji ciał asteroidowych przesuwały się z czasem od głównego pasa, przesuwając się zarówno na zewnątrz (poprzez grupy Cybele, Hilda i TROJANASTEROID), jak i do wewnątrz (poprzez Amor, Apollo i grupy Atona). W 1977 roku horyzont małych ciał naszego Słońca , system został rozszerzony na orbity tak odległe jak Uran wraz z odkryciem przez Charlesa Kowala obiektu 1977 UB, później oznaczonego jako asteroida numer 2060 i nazwanego Chiron. Chiron zasugerował nową klasę małych ciał zwanych centaurami - przemierzającymi planety zewnętrzne. Do końca 1999 r. odkryto w sumie 17 centaurów. Piętnaście lat po odkryciu Chirona nasze spojrzenie na Układ Słoneczny zostało jeszcze bardziej poszerzone dzięki pierwszemu odkryciu obiektu Pasa Kuipera, 1992 QB1, przez Davida Jewitta i Jane Luu. Był to pierwszy z setek takich obiektów, które obecnie odkryto, których orbity znajdują się poza Neptunem. Te odkrycia obserwacyjne w przekonujący sposób wykazały, że rozległa planeta zewnętrzna i obszary transneptunowe rzeczywiście roją się od małych ciał.

Połączenie Chirona z resztą Układu Słonecznego

Uważa się, że Chiron jest uciekinierem z Pasa Kuipera, rezerwuaru KOMET i większych PLANETOZYMALI, postulowanego przez Edgewortha i Kuipera w latach czterdziestych i pięćdziesiątych XX wieku. Jeden z głównych dowodów potwierdzających pochodzenie Chirona ma charakter dynamiczny. Badania przeprowadzone przez Shio Oikawę i Edgara Everharta, a ostatnio przez Luke′a Donesa, Harolda Levisona i Martina Duncana wykazały, że orbita Chirona jest niestabilna z powodu zaburzeń ze strony gigantycznych planet w skali czasu < 10⁶ lat. To oraz podobna do komety aktywność Chirona dostarczają mocnego, choć poszlakowego dowodu na to, że Chiron niedawno przybył do regionu planetarnego. Mniej więcej w tym samym czasie, gdy odkryto dynamiczną niestabilność orbity Chirona, symulacje ewolucji orbity po raz pierwszy zaczęły przekonująco potwierdzać pogląd, że orbit większości komet krótkookresowych nie można wyznaczyć na podstawie odległej, sferycznej CHMURY OORTA. Jak omawiali Martin Duncan, Thomas Quinn i Scott Tremaine w artykułach z 1988 i 1990 r., postulowane źródło dyskowe w zewnętrznym Układzie Słonecznym (nieodkryty jeszcze Pas Kuipera) musi być źródłem takich obiektów. Symulacje dynamiczne wykazały, że obiekty w Pasie Kuipera pomiędzy 30 a 50 AU wykazują dynamicznie chaotyczne orbity z powodu zaburzeń grawitacyjnych ze strony planet-olbrzymów. W przypadku wystąpienia takich zaburzeń odległości peryhelium obiektu w tym obszarze mogą gwałtownie się zmniejszyć, aż w końcu orbita obiektu przetnie orbitę Neptuna. Gdy to nastąpi, obiekt prawie na pewno doświadczy bliskiego spotkania z Neptunem, który następnie może wyrzucić obiekt na znacznie większą lub znacznie mniejszą orbitę. Obiekty wyrzucane na mniejsze orbity mogą następnie podlegać silnym zakłóceniom ze strony innych planet-olbrzymów. W ten sposób obiekty w Pasie Kuipera mogą sukcesywnie ewoluować w orbity podobne do orbit komet krótkookresowych i Centaurów, takich jak Chiron. Dodatkowy dowód na to, że Chiron przybył z Pasa Kuipera, jest fizyczny. Średnica Chirona wynosząca około 180 km, jego kolor i oznaki substancji lotnych na powierzchni są zgodne z szacunkami wielkości, zaobserwowanymi kolorami i oczekiwanym składem chemicznym powierzchni dla niektórych typów obiektów Pasa Kuipera. Biorąc pod uwagę dynamiczną niestabilność orbit Centaurów, wiarygodną metodę przenoszenia obiektów z Pasa Kuipera do Układu Słonecznego oraz fizyczne podobieństwa między Centaurami i obiektami z Pasa Kuipera, jest zatem prawdopodobne, że Chiron i inne Centaury są unikalnymi obiektami przejściowymi, łączącymi zewnętrzne Pas Kuipera w Układzie Słonecznym i obiekty znajdujące się w wewnętrznym Układzie Słonecznym, takie jak komety z rodziny Jowisza.

Obserwacje: kometa czy mniejsza planeta?

Jak wspomniano powyżej, jedną z unikalnych cech Chirona wśród obecnie znanych centaurów jest to, że wykazywał on przejściową COMA, która wykazała poziom aktywności, który może być zarówno wysoki w aphelium, jak i w peryhelium. Wskazując na jego niezwykłą naturę, Chiron ma dwa akceptowane oznaczenia: "(2060) Chiron" i "95P/Chiron", w zależności od tego, czy uważa się go za mniejszą planetę, czy za kometę. Jednak Chiron jest około 50 razy większy od typowej komety. Niezwykłą aktywność po raz pierwszy odkryli Dave Tholen, William Hartmann i Dale Cruikshank w 1988 roku, kiedy jasność Chirona podwoiła się, gdy znajdował się on jeszcze w odległości 12 jednostek astronomicznych od Słońca. Wkrótce potem Karen Meech i Michael Belton zaobserwowali śpiączkę o wielkości około 105 km wokół Chirona. Jednym z wyjaśnień tej śpiączki jest to, że składa się ona z submikronowych cząstek pyłu, które uciekają (porywane w wyniku lotnego odgazowania) z niskiej atmosfery. Marc Buie, James Elliot, Schelte Bus i kilkunastu współpracowników obserwowało Chirona podczas zakrycia gwiazd w 1993 roku, a ich dane wskazują na istnienie cech przypominających dżety, typową właściwość komet i wywnioskowaną z modeli i innych obserwacji Chirona. Dżety te sugerują, że koma powstaje z kilku aktywnych obszarów, a nie z bardziej wszechobecnej sublimacji na powierzchni. Pierwsze widmo Chirona w ultrafiolecie uzyskał w 1995 roku Noah Brosch za pomocą spektrometru długich fal atelitu INTERNATIONAL ULTRAVIOLET EXPLORER w trybie niskiej rozdzielczości (6 Å). Rok później spektrograf słabych obiektów na Kosmicznym Teleskopie Hubble'a dokonał obserwacji Chirona w ultrafiolecie z rozdzielczością 2 Å podczas jednego z jego wybuchów. Ten "wybuch" polegał na dużym (około 60%) wzroście strumienia Chirona, ale co ciekawe, nie było dowodów na przedłużoną śpiączkę, jak można by się spodziewać w takim przypadku. Źródło tego znaczącego wzrostu jest nieznane, a analiza przeprowadzona przez Joela Parkera, Alana Sterna, Michela Festou i Michaela A′Hearna sugeruje, że może to być kuszący dowód na bardzo niezwykłą funkcję fazową, ponowne pokrycie powierzchni w wyniku niezaobserwowanego wybuchu lub zimnego, trwałego , przypowierzchniowa "mgła" (atmosfera o małej wysokości), która doświadczyła osobliwego, nierozwiązanego wybuchu. Istnieją również dowody na to, że podczas tego wybuchu kolor Chirona zmienił się z szarego na lekko niebieski. Zbieżność tej pozornej zmiany koloru ze wzrostem strumienia może być oznaką małych ziaren rozpraszających Rayleigha w śpiączce Chirona lub na jej powierzchni, związanych z wyższym albedo. Chiron wykazywał aktywność we wszystkich punktach swojej orbity, a zakres wybuchów jest szeroki zarówno pod względem amplitudy (od kilku procent do ponad dwukrotności), jak i czasu trwania (od tygodni do miesięcy). W rzeczywistości Chiron był bardziej aktywny w swoim aphelium w 1970 roku niż w kolejnych dziesięcioleciach, kiedy był bliżej Słońca. Taka analiza (przeprowadzona przez Schelte Busa, Edwarda Bowella, Alana Sterna i Michaela A′Hearna) działalności Chirona była możliwa dzięki zapoznaniu się z historycznymi kliszami fotograficznymi z archiwów obserwatoriów. Źródło działalności Chirona pozostaje nadal kwestią otwartą. Ponieważ Chiron jest aktywny na tak dużych odległościach - m.in. poza Saturnem - jego aktywność nie może być napędzana przez sublimację lodu wodnego, który nie jest lotny na tej odległości (lód wodny został po raz pierwszy odkryty na Chironie przez Michaela Fostera, Simona Greena, Neila McBride′a i Johna Daviesa w 1998 r. i był obserwowany o innych centaurach autorstwa Roberta Browna, Dale′a Cruikshanka i ich współpracowników). Jednak obliczenia modelowe przeprowadzone przez Dianę Prialnik, Noah Brosch i Drorę Ianovici pokazują, że obserwowany wzór aktywności Chirona może wynikać z CO, który początkowo jest uwięziony w amorficznym lodzie wodnym, ale następnie uwalniany podczas krystalizacji lodu. Aktywność Chirona musi być napędzana przez lody, które są lotne w tych odległościach, a możliwe gatunki kandydujące obejmują CO, który jest częstym źródłem aktywności w kometach, N₂, który jest powszechny na Plutonie i księżycu Neptuna, Trytonie, czyli CH₄. Zmienność wybuchów Chirona, widoczny brak korelacji między aktywnością a odległością od Słońca oraz obserwacje cech przypominających dżety sugerują, że powierzchnia Chirona może być nierównomiernie pokryta obojętnym materiałem. Znajomość gatunku napędzającego aktywność Chirona jest kluczem do zrozumienia jego powiązań z innymi obiektami i regionami Układu Słonecznego. W 1995 roku Maria Womack i Alan Stern dokonali milimetrowych obserwacji Chirona, gdy znajdował się on w odległości heliocentrycznej 8,5 jednostki astronomicznej. Wykryli tlenek węgla o gęstości kolumnowej N(CO) = 9 × 10¹² cm^-2, co sugeruje szybkość produkcji Q(CO) = 2 × 10²⁸ s^-1, jeśli CO pochodzi bezpośrednio z jądra. Jest to porównywalne z tempem produkcji CO przez kometę Hale′a - Boppa w odległości heliocentrycznej 3,8 jednostki astronomicznej. Widma ultrafioletowe Kosmicznego Teleskopu Hubble'a zapewniają najlepsze jak dotąd górne granice dla wielu innych gatunków. Dane nie wykazały żadnych dowodów na emisję komy u CS λ2576, OH λ3085 ani żadnego innego gatunku śpiączki i ustaliły górne granice liczebności kolumny N(CS)<4,3×10¹³cm^-2 i N(OH) <1,5×10¹⁴ cm^-2, odpowiadające szybkości wytwarzania cząsteczek macierzystych odpowiednio Q(H₂O) < 4 × 10³⁰ s^-1 i Q(CS2) < 4 × 10²⁸ s^-1.

Przyszłość Chirona

Regularne i szczegółowe obserwacje obiektów należących do Pasa Kuipera wciąż wykraczają poza możliwości współczesnych instrumentów, dlatego Chiron, ze względu na swoją względną bliskość, zapewnia astronomom najlepszą okazję do zbadania właściwości obiektu, który niedawno znajdował się w Pas Kuipera. Należy w dalszym ciągu prowadzić obserwacje jego sporadycznych wybuchów, aby rozpoznać mechanizmy leżące u podstaw jego działania i źródło śpiączki. Istotnym krokiem byłoby jednoznaczne wykrycie i pomiary liczebności gatunków tworzących gazy śpiączkowe. Miejmy nadzieję, że do czasu, gdy Chiron powróci na kolejne przejście przez peryhelium 3 sierpnia 2046 r., nasze instrumentarium astronomiczne i nasza wiedza na temat centaurów osiągną taki poziom, w którym będziemy mogli przeprowadzić szczegółowe obserwacje i analizy jego właściwości fizycznych w odniesieniu do Pasa Kuipera. Być może nawet wykorzystamy półstulecie Chirona do wystrzelenia misji kosmicznej mającej na celu spotkanie z tym wyjątkowym emisariuszem z zewnętrznych granic naszego Układu Słonecznego

Chondryty

Chondryty są najczęstszym rodzajem METEORYTÓW spadających na Ziemię z kosmosu. Swoją nazwę zawdzięczają temu, że większość z nich zawiera "chondry" (od greckiego "chondros", ziarno), które są koralikami krzemianowymi, czasami spotykanymi w dużych ilościach. Chondrule zawsze fascynowały naukowców. Wynalazca mikroskopu petrograficznego, H. C. Sorby, opisał je jako kropelki ognistego deszczu. Są to zasadniczo szkliste koraliki powstałe w wyniku gwałtownego, ale krótkiego ogrzewania, w wyniku którego ziarna pyłu utworzyły kropelki stopu wielkości milimetrów. Jednak przyczyna ogrzewania pozostaje tajemnicą. Najważniejszą cechą chondrytów jest to, że z wyjątkiem kilku wysoce lotnych pierwiastków mają taki sam skład jak Słońce. Są to także skały niezwykle starożytne, których wiek powstania jest porównywalny z wiekiem Układu Słonecznego (4600 milionów lat). Wreszcie mają unikalne tekstury sugerujące akumulację różnorodnych składników z niewielkimi lub żadnymi późniejszymi zmianami. Natomiast ACHONDRYTY to meteoryty o wyraźnie niesłonecznym składzie i skały magmowe powstałe w wyniku różnego rodzaju wulkanizmu. Największym chondrytem widzianym spadającym z kosmosu jest Jilin o masie 4000 kg, natomiast największym, którego upadku nie zaobserwowano, ale dla którego meteorytem znalezionym na powierzchni Ziemi jest chondryt Carewa, znaleziony w Rosji w 1968 roku. Najsłynniejszy chondryt to prawdopodobnie METEORYT ALLENDE, który spadł w Meksyku w 1969 r. Znaleziono około 2 ton porozrzucanych na polach uprawnych w prowincji Chihuahua. Chondryt Allende słynie z dużej ilości białych kruszyw krzemianowych o niezwykłych właściwościach chemicznych i izotopowych. Chondryt Semarkona o masie 691 g, który spadł w Indiach w 1940 r., jest dobrze znany naukowo, ponieważ należy do największej klasy chondrytów, która najbardziej przypomina pierwotną materię Układu Słonecznego. Meteoryty zwykle dają spektakularne efekty, gdy spadają przez atmosferę, powstają kule ognia, wiele huków dźwiękowych, a nawet zapachy, a powierzchnie pozostałych kamieni czernieją w miejscach, gdzie cienka warstwa materiału stopiła się podczas przejścia przez atmosferę. Meteoryty zwykle rozpadają się na wiele kawałków, które są rozrzucone po elipsie na Ziemi, przy czym najcięższe kawałki przemieszczają się najdalej. Meteoryt Pułtusk wyprodukował 100 000 fragmentów. Zaobserwowano, że około 850 chondrytów spadło i umieszczono w muzeach na całym świecie, a na Ziemi odnaleziono prawie 20 000 ich fragmentów, głównie w Ameryce Północnej, Afryce Północnej, środkowej i zachodniej Australii, a zwłaszcza na Antarktydzie. W artykule opisano klasyfikację i podstawowe właściwości chondrytów, ich historię fizyczną określoną na podstawie badań izotopowych, datowania radiometrycznego i petrologii, a także niektóre aktualne pomysły na ich pochodzenie.

Klasyfikacja i podstawowe właściwości chondrytów

Klasy chondrytów podano w tabeli 1 wraz z informacjami o ich głównych właściwościach.



Uwzględniono także dwie klasy "prymitywnych achondrytów". Tradycyjnie uważano je za achondryty ze względu na ich magmową teksturę, ale ich skład jest słoneczny i obecnie przyjmuje się, że są to chondryty, które stopiły się bez zmiany składu. Chociaż chondryty mają takie same proporcje większości pierwiastków jak Słońce, dwoma lotnymi pierwiastkami, które nie występują w proporcjach słonecznych, są siarka i tlen. Ilość tych pierwiastków, w szczególności tlenu, jest bardzo zróżnicowana pomiędzy chondrytami. Ma to istotne implikacje dla występujących minerałów. W chondrytach EL i EH (zwanych łącznie "chondrytami enstatytowymi") żelazo występuje w postaci metalu i siarczku, ale niewiele lub nie występuje w postaci krzemianowej. Dominującym minerałem krzemianowym jest enstatyt, MgSiO3, od którego pochodzi nazwa tej klasy. Chondryty H, L i LL (zwane łącznie "zwykłymi chondrytami") zawierają więcej tlenu niż chondryty enstatytowe. Tak więc, chociaż część żelaza występuje w postaci metalu i siarczków, większość występuje w postaci krzemianów w postaci minerałów kamiennych (krzemianowych), oliwinu i piroksenu. (Oliwin to stały roztwór Mg₂SiO₄ i Fe₂SiO₄, termin Fa w tabeli odnosi się do procentowej zawartości Fe₂SiO₄, natomiast piroksen to stały roztwór MgSiO₃ i FeSiO₃, termin Fs w tabeli odnosi się do procentowej zawartości FeSiO₃ .) Chondryty CI, CM, CV i CO (zwane łącznie "chondrytami węglowymi") zawierają więcej tlenu niż inne chondryty, a w niektórych przypadkach żelazo nie występuje już w postaci metalu, ale jest całkowicie zastąpione magnetytem i podobnymi minerałami. CHONDRYTY WĘGLOWE zawierają również większe ilości składników lotnych niż inne chondryty, przy czym chondryty CI składają się w 20% z wody i dlatego najlepiej uważać je za raczej twarde kulki błota. Właściwości te można dogodnie przedstawić za pomocą wykresu żelaza w postaci metalicznej względem żelaza w postaci siarczkowej i krzemianowej .Na takim wykresie, wykorzystanym po raz pierwszy przez laureata Nagrody Nobla Harolda Ureya i jego kolegę Harmona Craiga, chondryty będą leżeć po przekątnej z meteorytami ubogimi w tlen w lewym górnym rogu i meteorytami bogatymi w tlen na dole. Przekątna będzie "słonecznym żelazem całkowitym" linii, jeśli stosunek żelaza do krzemu jest równy wartości słonecznej. Jednakże chondryty oddalają się od przekątnej Słońca, co wskazuje, że oprócz różnic w ilości zawartego w nich tlenu, niektóre chondryty zawierają różne ilości całkowitego żelaza. Inne właściwości wydają się różnić w zależności od tych klas chondrytów, takie jak obfitość wysoce ogniotrwałych (nielotnych) pierwiastków, które wykazują niewielki, ale znaczący spadek w porównaniu z chondrytami słonecznymi w miarę przechodzenia od chondrytów węglowych przez zwykłe do enstatytu. Podobnie względna obfitość trzech izotopów tlenu w różnych klasach chondrytów jest wysoce charakterystyczna. Chondryty węglowe (z wyjątkiem chondrytów CI) zawierają większą część głównego izotopu tlenu (¹⁶O) niż skały z Ziemi i Księżyca, podczas gdy chondryty enstatytowe i chondryty CI mają podobne proporcje do Ziemi i Księżyca, a zwykłe chondryty mają mniejszą zawartość ¹⁶O . Największy wpływ na izotopy tlenu wykazują chondryty CV i wydają się one być powiązane z charakterystycznymi dla tej klasy białymi agregatami krzemianowymi. Główne pytania stawiane przez klasy chondrytów brzmią: biorąc pod uwagę, że chondryty są starożytne i mają zasadniczo skład słoneczny, jak doszło do tych różnic w składzie chemicznym żelaza, ilości żelaza i innych właściwościach? Co mówią nam o warunkach panujących we wczesnym Układzie Słonecznym? Jedną ze wskazówek co do natury procesu, który powoduje te właściwości, jest natura i liczebność chondr oraz względne rozmiary chondr i ziaren metalu. Liczebność chondrul spada z około 75% obj. w zwykłych chondrytach do 35% obj. w enstatytach oraz chondrytach CV i CO, do mniej niż 10% obj. w CM i zasadniczo do zera w chondrytach CI. Chondrule są bardzo zróżnicowane, niektóre zawierają krzemiany bogate w żelazo i są stosunkowo bogate w pierwiastki lotne, a inne zawierające krzemiany ubogie w żelazo, są zubożone w pierwiastki lotne. Zatem można przynajmniej argumentować, że niektóre trendy dotyczące tlenu i pierwiastków ogniotrwałych odzwierciedlają liczebność i proporcje różnych typów chondr. Wielkość ziaren metali również znacznie się różni w zależności od klasy. Chondryty enstatytowe mają najmniejsze, a zwykłe chondryty największe ziarna metalu, podczas gdy chondryty węglowe na ogół zawierają niewiele metalu lub nie zawierają go wcale.

Historia chondrytów

Jeśli spojrzeć pod mikroskopem na serię z tej samej klasy, często można dostrzec szeroką gamę tekstur, przy czym chondry są wyraźne w niektórych chondrytach i rozmyte w innych. Chondruły to zasadniczo ziarna oliwinu i piroksenu otoczone materiałem, który w niektórych chondrach jest szklisty, w innych półprzezroczysty, a w jeszcze innych krystaliczny. Podobnie matryca pomiędzy chondrami i ziarnami metalu jest drobnoziarnista w niektórych chondrytach, a gruboziarnista w innych. Oprócz tych trendów fizycznych, skład ziaren i faz mineralnych staje się bardziej jednolity w miarę rozmycia tekstur. Wszystkie te efekty przypisuje się nagrzewaniu skały po jej złożeniu. Efekt ten nazywany jest metamorfizmem i jest opisywany systemem numeracji od 3 do 6, przy czym meteoryty niezmienione to typ 3, a meteoryty silnie przemienione to typ 6. Ze szczegółowych badań chemii faz w równowadze chemicznej możemy oszacować, że typy 3, 4 , 5 i 6 odpowiadają w przybliżeniu temperaturom odpowiednio 400-600°C, 600-700°C, 700-750°C i 750-950°C. Typy 1 i 2 odnoszą się do chondrytów metamorfizowanych w obecności znacznych ilości wody (∿50% obj.), typ 1 w temperaturze 100-150°C i typ 2 w temperaturze <20°C. Na podstawie profili składu metalu zwykłych chondrytów, spowodowanych niepełną równowagą, możemy oszacować, że szybkości chłodzenia po metamorfizmie wynosiły zazwyczaj 10-100 K Myr_-1. Inny proces, któremu uległa większość, jeśli nie wszystkie chondryty, znajduje odzwierciedlenie w wyglądzie chondrytów gołym okiem. Często wydają się być zbudowane z fragmentów wcześniej istniejących skał. Meteoryt z Fayetteville jest doskonałym przykładem takiej tekstury. Technicznie rzecz biorąc, proces ten nazywa się "brekcjacją", a skały - "BRECCIAS". Fragmenty zupełnie normalnego chondrytu są czasami otoczone ciemniejszą "glebą" złożoną z pokruszonych chondrytów i bogatą w gazy obojętne, węgiel i kryształy uszkodzone przez promieniowanie. Meteoryty te nazywane są "brekcjami regolitowymi bogatymi w gaz". Były to szczątki powierzchniowe jakiegoś pozbawionego powietrza ciała wystawionego na działanie wiatru słonecznego i energetycznego promieniowania słonecznego. Astronauci programu Apollo znaleźli podobne skały na Księżycu. Oprócz metamorfozy i brekcji wiele meteorytów wykazuje oznaki nagłych wzrostów temperatur, po których następuje bardzo szybkie ochłodzenie. Kryształy są pękane i deformowane, a minerały metaliczne i siarczkowe topione i wciskane w pęknięcia, a czasami minerały uzyskują niezwykłą teksturę. Efekty te można odtworzyć w laboratorium, wystawiając chondryty na działanie fal uderzeniowych wytwarzanych przez plastikowe materiały wybuchowe lub duże działa. Skutki są klasyfikowane jako seria poziomów S1, S2, S3, S4, S5 i S6, które odnoszą się do ciśnień uderzeniowych <5 GPa, 5-10 GPa, 10-20 GPa, 20-30 GPa, 30-50 Odpowiednio GPa i >50 GPa (1 GPa, czyli gigapaskal, równa się około 10 000 atm). Źródłem fali uderzeniowej doświadczanej przez chondryty jest prawie na pewno zderzenie dwóch ASTEROID w przestrzeni kosmicznej. Jedne z najlepszych informacji na temat historii chondrytów, jakie posiadamy, dostarczają różne metody datowania. Gdy tylko meteoryt zostanie usunięty ze swojego pierwotnego ciała macierzystego i osiągnie rozmiary metra, PROMIENIE KOSMICZNE bombardują kamień i tworzą izotopy, które inaczej nie byłyby obecne. Na podstawie tych izotopów można obliczyć czas ekspozycji na promieniowanie kosmiczne. Często stwierdza się, że w tym samym czasie odsłonięto dużą liczbę chondrytów danej klasy, co stanowi mocny dowód na to, że wszystkie lub większość chondrytów została uwolniona w tym czasie z tego samego obiektu macierzystego. Najlepszym przykładem jest klasa chondrytów H, której większość została wystawiona na działanie promieni kosmicznych 8 milionów lat temu. Kilka innych klas chondrytów wykazuje podobne wartości szczytowe w rozkładach wieku ekspozycji. Inna metoda datowania prowadzi do tego samego wniosku w przypadku innej głównej klasy chondrytów, chondrytów L. "Wiek Ar - Ar" opiera się na rozpadzie radioaktywnym 40K do 40Ar; potas mierzy się w laboratorium na podstawie obfitości innego wytworzonego eksperymentalnie izotopu, 38Ar. Większość chondrytów L ma wiek Ar-Ar około 500 milionów lat, a wiele z nich jest intensywnie nagrzewanych szokowo. Wydaje się zatem, że 500 milionów lat temu wszystkie te oddzielne chondryty L doświadczyły powszechnego zdarzenia grzewczego, które spowodowało utratę gazu 40Ar i zresetowanie zegara Ar - Ar. Musiały także być w tym czasie częścią tego samego obiektu nadrzędnego. Ekspozycja i wiek Ar - Ar świadczą o tym, że członkowie dużych klas chondrytów pochodzili z jednego lub dwóch obiektów w kosmosie.

Pochodzenie chondrytów

Jakie więc były obiekty, z których pochodzą chondryty? Podczas upadku zaobserwowano kilka meteorytów, głównie chondrytów, na tyle dobrze, że można było określić ich orbity. Orbity przypominają orbity ASTEROID BLISKOZIEMI, zbliżających się na odległość około 0,9 jednostki astronomicznej od Słońca i wychodzących do głównego PASA ASTEROID na około 2,5 jednostki astronomicznej (1 AU, "jednostka astronomiczna", to odległość Ziemi od Słońca, wynosząca 150 milionów kilometrów). Związek między kometami i asteroidami jest niejasny, a aż połowa asteroid znajdujących się w pobliżu Ziemi może to wymarłe jądra komet, ale wiele z nich mogło pochodzić z głównego pasa asteroid. Widmo światła słonecznego odbitego od powierzchni asteroid dostarcza wskazówek co do ich powierzchni . W ten sposób podzielono obecnie na klasy ponad 2000 planetoid, a wiele z nich przypomina meteoryty . Jednakże asteroidy o widmach przypominających zwykłe chondryty - klasę chondrytów dominującą w strumieniu meteorytów na Ziemi - są wśród asteroid bardzo rzadkie. Idealne dopasowania można znaleźć w przypadku mniej niż 1% asteroid i nawet jeśli założyć, że na powierzchnie asteroid wpływa jakaś forma wietrzenia kosmicznego, wówczas mniej niż 11% asteroid może być źródłem głównych klas chondrytów na Ziemi. Istnieją zasadniczo dwa czynniki decydujące o tym, które meteoryty dotrą do Ziemi, poza liczebnością ich macierzystych asteroid w pasie asteroid. Są to mechanizmy orbitalne służące do przenoszenia obiektów z pasa asteroid na Ziemię i do atmosfery ziemskiej. Przejście przez atmosferę ziemską niszczy większość delikatnych meteorytów CI i CM, ale pozostawia nietknięte twarde, zwykłe chondryty. Prawie połowa sklasyfikowanych asteroid w pasie głównym ma widma przypominające widma chondrytów CI lub CM, podczas gdy tylko kilka procent meteorytów docierających do powierzchni Ziemi należy do tych klas. Uważamy, że większość zwykłych klas chondrytów pochodzi z ciał pojedynczych, a dane widmowe pokazują, że obiekty te są rzadkie w pasie asteroid. Ostatnio zasugerowano, że chondryty H pochodzą z asteroidy 6 Hebe, przy czym "6" wskazuje, że była to planetoida 6 Hebe, odkryto szóstą asteroidę. Ten 200-kilometrowy obiekt nie tylko ma widmo powierzchni podobne do chondrytów H, zmieszanych z niektórymi pokrewnymi METEORYTAMI ŻELAZNYMI, ale także znajduje się w przestrzeni, gdzie zarówno Saturn, jak i Jowisz wywierają silny okresowy wpływ grawitacyjny, który może wysyłać meteoryty z Hebe na Ziemię. Jeśli założymy, co wydaje się prawdopodobne, że różne klasy chondrytów pochodzą z różnych asteroid, to w jaki sposób powstały te różne klasy? Jak ich asteroidy macierzyste mają różne powierzchnie? Jest to równoznaczne z pytaniem, jak powstały chondry w meteorytach i jak zmieniły się proporcje metali i krzemianów w zależności od klasy. Większość naukowców twierdzi, że w Mgławicy doszło do powstawania chondrytów i oddzielania metali od krzemianów, że błyskawice lub inne impulsy energii przelatywały przez pył mgławicy, tworząc chondry, oraz że wirujące w mgławicy ziarna metalu i krzemianu uległy rozdzieleniu, być może w wyniku sortowania aerodynamicznego za pomocą gazu lub być może w innym procesie. Jednakże autor niniejszego artykułu zasugerował, że na powierzchniach asteroid zachodziło zarówno tworzenie chondr, jak i oddzielanie metali od krzemianów. Zasugerowałem, że chondry powstają w wyniku uderzenia oraz że ziarna metalu i krzemianu oddzielają się, gdy gazy z wnętrza asteroidy, głównie woda, przedostają się przez suche warstwy powierzchniowe, sortują chondry i metal pod względem wielkości i grawitacji oraz dostosowują ich względne proporcje, gdy uciekł w kosmos. Zatem pochodzenie meteorytów jest zasadniczo takie samo, jak pochodzenie asteroid. Mgławica, z której powstało Słońce, oddzieliła się od większego obłoku międzygwiazdowego i uległa zapadnięciu grawitacyjnemu, tworząc proto-Słońce i szereg pierścieni materii, które szybko połączyły się w planety. W miejscu pasa asteroid, 2-3 jednostki astronomiczne od Słońca, siły grawitacyjne głównych planet (Jowisza i Saturna) były tak silne, że uniemożliwiono koalescencję i utworzyła się duża liczba maleńkich PLANETOZYMALI. Niektóre z nich urosły w wyniku AKRECJI, ale większość uległa fragmentacji w wyniku uderzenia, tworząc pas asteroid podobny do tego, jaki obserwujemy dzisiaj. Wiele asteroid zawierało wystarczającą ilość radioaktywnego izotopu glinu, ²⁶Al, że wytworzyły się duże ilości ciepła, które uległy stopieniu, tworząc wiele magmowych klas meteorytów. Produkt pochodny rozpadu ²⁶Al, ²⁶Mg, znaleziono w fazach bogatych w glin niektórych meteorytów. Jednak niektóre chondryty ogrzewano bez topienia, a wiele w ogóle nie było podgrzewanych. Chondryty są wyraźnie prymitywnymi materiałami z wczesnego Układu Słonecznego. Aby podkreślić tę kwestię, w chondrytach odkryto ziarna diamentu, grafitu, węglika krzemu i tlenku glinu, które mają właściwości izotopowe, co wskazuje, że nie powstały one w naszym Układzie Słonecznym, ale zostały wyrzucone z zewnętrznych atmosfer różnych gwiazd. Są to ziarna przedsłoneczne, MIĘDZYGWIAZDOWE. Tak więc, choć chondryty są powszechnie uważane za zwiastunów przynoszących nam informacje na temat wczesnego Układu Słonecznego, w bardzo realnym sensie stanowią łącznik pomiędzy naszymi laboratoriami a procesami zachodzącymi w przestrzeni międzygwiazdowej i odległych gwiazdach

Chromosfera

Chromosfera (gr. χρωμα, kolor) to gazowa powłoka atmosferyczna otaczająca Słońce, a ogólniej gwiazdy, o typowej grubości 2000 km, leżąca nad FOTOSFERĄ SŁONECZNĄ i zawierająca głównie wodór i hel.

Wprowadzenie historyczne

Całkowite zaćmienie z 1860 r. można uznać za pierwsze poważne badanie chromosfery. Podczas zaćmień księżyc wydaje się otoczony kolorowym okręgiem z kilkoma wystającymi strukturami, zwanymi PROMINENCES, które rozciągają się przez zewnętrzną koronę i drobniejsze struktury, takie jak "poils" po francusku, które byłyby spikulami. Podczas zaćmienia w 1970 r. C. A. Young użył spektrografu i szczeliny stycznej. Kiedy nadszedł moment całkowitego zaćmienia, został nagrodzony nagłym pojawieniem się licznych linii emisyjnych zwanych widmem błyskowym. Zjawisko to trwało zaledwie kilka sekund, ponieważ Księżyc szybko pokrył najniższe warstwy chromosfery. W 1901 r. J. Evershed opublikował widmo chromosfery i omówił podobieństwa i różnice w stosunku do widma fotosferycznego. W drugiej połowie XIX wieku nowy rodzaj instrumentu, spektroheliograf, został opracowany w Mt Wilson przez G. E. Hale′a, a w Meudon przez H. Deslandresa. Obserwując linie H i K zjonizowanego wapnia (Ca II), odnieśli sukces i odkryli regularny wzór chromosfery zwany siecią chromosferyczną. Interpretacja tych linii w emisji powyżej krawędzi była zagadkowa i nikt w tamtym czasie nie myślał, że temperatura chromosfery może być wyższa niż fotosfery. Musieliśmy czekać do 1942 roku na odkrycie gorącej KORONY otaczającej Słońce. Nowe opracowanie instrumentalne pomogło lepiej zrozumieć chromosferę. W 1933 roku B. Lyot opublikował raport na temat filtrów dwójłomnych o wąskim paśmie, które umożliwiały zobaczenie spikuli na krawędzi. Filtry te stały się dość szeroko rozpowszechnione i używane w latach 50. XX wieku, a drobna struktura chromosfery była systematycznie badana, wykorzystując linię H?, jako krzaki drobnych jasnych i ciemnych struktur powiązanych w sieć. Struktury te nazywane są plamkami. Poza zaćmieniem chromosferę można obserwować za pomocą KORONAGRAFÓW. Ten rodzaj instrumentu został po raz pierwszy opracowany przez B. Lyota. Zasada działania opiera się na wprowadzeniu sztucznego księżyca zasłaniającego dysk fotosferyczny. Główne cechy chromosfery to jej grubość 2000 km oraz podstawowa temperatura i ciśnienie. Poza krawędzią Słońca widmo chromosferyczne charakteryzuje się liniami emisyjnymi. Na dysku linie te pojawiają się jako ciemne linie w widmie słonecznym. Odpowiadają one pochłanianemu promieniowaniu o dyskretnych długościach fal przez elementy chromosfery. Główne linie w widmie widzialnym zostały zidentyfikowane i nazywane są liniami Fraunhofera (tabela 1). Intensywność linii odzwierciedla warunki fizyczne plazmy, która pochłania lub emituje promieniowanie i jest dobrą diagnostyką temperatury plazmy. Powyżej fotosfery temperatura najpierw nadal spada do minimum 4200 K, a następnie ponownie wzrasta.

Morfologia i dynamika spokojnej chromosfery

Wygląd chromosfery zależy w dużym stopniu od linii użytej do obserwacji, a dokładniej od długości fali, w której uzyskano obraz, np. CaIIHand K, Hα, He II 304 Å. Dysk słoneczny obserwowany w liniach Fraunhofera ma średnicę nieznacznie większą niż dysk fotosferyczny i jest pokryty wzorem bardzo różniącym się od ziarnistego wzoru fotosfery. W liniach H i K Ca II obrazy chromosfery pokazują jasną sieć otaczającą mniej lub bardziej duże komórki o średnicy rzędu 30 000 km. Ten wzór komórek pokrywa fotosferyczną supergranulację, która jest przejawem wielkoskalowej konwekcji słonecznej, ważnego mechanizmu transportu strumienia magnetycznego. Linie H i K mają specjalny profil z niezwykle szerokimi skrzydłami absorpcyjnymi i centralną emisją. Centralna emisja linii K nazywana jest K3, dwa sąsiadujące maksima nazywane są K2 (K2v fioletowe skrzydło i K2r czerwone skrzydło), a daleko w skrzydłach nazywane są K1. Podobne definicje obowiązują dla linii H. Spektroheliogramy w K1 pokazują wzór fotosferyczny z granulacją i plamami słonecznymi. W K3 występuje siatkowaty wzór jasności na całej powierzchni Słońca, który reprezentuje sieć i supergranule lub sieć wewnętrzną, zwaną również siecią internetową. Sieć jest bardziej widoczna w dwóch symetrycznych strefach na północ i południe od równika, położonych na szerokościach geograficznych tropikalnych. W K2 bardzo małe jasne punkty są widoczne na całej powierzchni Słońca.

Sieć

Sieć chromosferyczna jest bezpośrednio związana z polem magnetycznym. Wydaje się jaśniejsza niż średnia chromosfera ze względu na zmiany ciśnienia i temperatury oraz prawdopodobnie ogrzewanie w namagnesowanej atmosferze. Siła centralnej części linii K mierzona w paśmie 1Å jest używana jako wskaźnik (indeks K) do definiowania lokalnej gęstości strumienia magnetycznego w leżącej pod nią fotosferze i jest używana dla gwiazd do definiowania stopnia magnetyzmu gwiazdy. W spokojnym Słońcu indeks K wzrasta liniowo wraz z gęstością strumienia magnetycznego. Jednak prawo to nie jest prawdziwe w obszarach namagnesowanych (przekraczających 400 G), gdzie prawo potęgowe maleje z wykładnikiem mniejszym od jedności. Ta forma jest nazywana efektem baldachimu. Najbardziej widoczne przykłady zjawisk baldachimu są związane z plamami słonecznymi. Pole tworzy baldachim nad niemagnetycznym obszarem między 600 a 1000 km w chromosferze. Sieć jest miejscem zakotwiczenia pętli koronalnych rozciągających się na wysokości koronalne. Spektroheliogram Hα? ma pewne podobieństwa do spektroheliogramu K3 z dwiema jasnymi strefami równoległymi do równika. Kontrast sieci jest jednak słabszy niż w K3. W linii Lymana (Lα) sieć jest znacznie bardziej wzmocniona niż w Hα i ma wygląd włóknisty.

Jasne ziarna

W K2 linii Ca II, a lepiej w liniach UV, sieć i sieć internetowa są bardziej ziarniste. Ziarna mają wysoki kontrast przy długościach fal reprezentatywnych dla minimum temperatury, np. w kontinuum przy λ ∿ 1600 Å. Kosmiczny obraz satelity TRACE pokazuje takie wzory ziaren w wysokiej rozdzielczości. Jasne ziarna kontinuum UV są obserwowane wszędzie jako jasne punkty. Mają one charakterystyczną wielkość 1000 km i nadwyżkę temperatury jasności 30-360 K. W sieci jasne punkty są na ogół związane z elementami magnetycznymi, które się zderzają. Przeważnie mają przeciwne bieguny, a jasne punkty są wynikiem nagrzewania się plazmy po ponownym połączeniu. Strumień magnetyczny jest przekształcany w ciepło. W sieci wewnętrznej, na spektroheliogramach o wysokiej rozdzielczości uzyskanych w skrzydłach K2 lub H2 linii Ca II, jasne ziarna (jasne ziarno Ca II) są ponownie dobrze obserwowane. Przez wiele lat uważano, że są one spowodowane obecnością małych rurek magnetycznych, takich jak jasne punkty sieci. Związek tych jasnych ziaren z małymi elementami magnetycznymi był przedmiotem długiej debaty, ponieważ koliniowość nie była rozstrzygająca. Obecnie udowodniono, że jasne ziarna są wynikiem zachowania oscylacji chromosferycznych, które wytwarzają fale uderzeniowe.

Struktury drobne

Spektroheliogramy Hα pokazują sieć chromosferyczną, ale bardziej wyraźnie istnienie bardzo małych wydłużonych struktur. Wokół plam słonecznych gromadzą się struktury zwane fibrylami. Grubsze i dłuższe struktury w obszarach aktywnych lub między obszarami aktywnymi nazywane są włóknami. Małe struktury widoczne w emisji powyżej krawędzi to kolce. Małe zarośla drobnych struktur zakotwiczone w sieci to plamki. Te drobne struktury są kontrolowane przez pole magnetyczne, które ogranicza plazmę. Pole magnetyczne odgrywa ważną rolę w chromosferze.

Plamy

Plamki to nieregularne nici o dużym kontraście jasności, które łączą się ze sobą, tworząc quasi-regularny wzór wokół i nad supergranulami w fotosferze. Plamy wyglądają inaczej przy różnych długościach fal w linii Hα. W centrum linii jasne plamy leżą nisko (700-3000 km nad fotosferą), podczas gdy ciemne plamy tworzą grubą fragmentację, ale domieszka jasnych i ciemnych cech sprawia, że wzór na dużą skalę jest mniej wyraźny niż w liniach Ca II H i K w spokojnym Słońcu. Czasami drobne struktury przyjmują specyficzne układy, takie jak rozety, które mają naprzemiennie jasne i ciemne drobne plamy promieniujące na zewnątrz ze wspólnego jasnego środka. Jasne jądro odpowiada magnetycznemu elementowi sieci. Widoczność jasnych plam H? szybko zanika, gdy obserwowana długość fali jest przesuwana od środka linii. Przy 0,6 Å w kierunku niebieskich skrzydeł linii K można znaleźć tylko ciemne wydłużone plamy. Ich przerywane skupiska wyznaczają granice komórek supergranul. Ciemne plamki widoczne w pobliżu kończyny w tej pozycji długości fali na niebieskich lub czerwonych skrzydłach zachowują swoje wąskie kształty i często tworzą się w skupiskach lub krzakach. W długościach fal radiowych (przy 6 cm) sieć drobnoskalowa jest rozdzielona. Wszystkie jasne cechy 6 cm pokrywają jasne plamki Ca II K. Typowy czas życia plamek wynosi 12-20 min. Są one miejscami ruchów w górę i w dół o krótszych okresach życia. Obserwuje się quasi-periodyczność 5-10 min. Ruchy w dół są dobrze obserwowane u podstawy plamek. Są one najwyraźniej odpowiedzialne za niektóre jasne ziarna ze względu na kompresję plazmy lub wzrost natężenia pola magnetycznego. Te przepływy w dół wyjaśniają powszechne przesunięcie ku czerwieni obserwowane w sieci. Plamy można uważać za cylindry o grubości D = 500-1000 km i temperaturze T = 8000-15 000 K. Ciśnienie wynosi około 0,5 dyn cm^-2, a prędkości wynoszą od 5 do 10 km s^-1. Różnicę między ciemnymi i jasnymi plamami można wyjaśnić wzrostem ciśnienia gazu.

Spikule

Na krawędzi obserwuje się struktury przypominające strumienie, zwane spikulami, rozciągające się do gorącej korony. Spikule mają temperaturę 10 000 K i gęstość 10^-13 g cm^-3. Wznoszą się na maksymalną wysokość około 10 000 km z prędkością około 20 km s^-1. Na dysku w dowolnym momencie występuje od 5000 do 30 000 spikuli. Duża liczba spikuli w połączeniu z ich zmierzonymi prędkościami oznacza strumień masy skierowany w górę o dwa rzędy wielkości większy niż strumień wiatru słonecznego. Ten strumień masy jest wystarczająco duży, aby całkowicie wypełnić koronę w ciągu 3 godzin. W jaki sposób przepływ masy powraca do chromosfery? Kuszące jest znalezienie odpowiedzi w przepływie w dół mierzonym w sieci i silnie widocznym u podstawy plamek. Czy plamki mają tę samą naturę co spikule? To również było przedmiotem długiej debaty i nadal jest przedmiotem kontrowersji. Niemniej jednak spikule były polem magnetycznym odgrywającym ważną rolę i nie można ich zaniedbać.

Modele rozwidlone

Inny widok chromosfery uzyskano z obserwacji w pasmach CO (pasmo tlenku węgla). Pasma te są optycznie grube u podstawy inwersji temperatury. Rdzeń najsilniejszych linii CO nie jest centralnie odwrócony, wbrew przewidywaniom modeli półempirycznych. Zamiast tego cechy CO wykazują chłodne jądro, co wskazuje na obecność niskiej temperatury (T < 4000 K) powyżej minimalnej wysokości temperatury. Skonstruowano modele rozwidlone, aby wyjaśnić powstawanie CO. Przyznano, że część chromosfery może być wystarczająco zimna. Taki chłodny model (T ∿ 4000 K do wysokości 1500 km) został również zaproponowany na nowo w symulacji jasnych ziaren wewnątrz sieci (oscylacje chromosferyczne). Modele półempiryczne niekoniecznie muszą odzwierciedlać średnią chromosferę. Jest to otwarte pytanie.

Formowanie się linii

Modele półempiryczne pozwalają jednak wyjaśnić centralne odwrócenie linii H i K Ca II. Kształt profili linii zależy w dużym stopniu od profilu temperatury w chromosferze i ich reżimu formowania (przez zderzenia lub promieniowanie). Jeśli linia jest kontrolowana przez zderzenia, jak na przykład linia K Ca II, stosunek absorpcji do emisji (funkcja źródła) wzrasta w chromosferze, a rdzeń linii ulega samoodwróceniu. Jeśli linia jest kontrolowana przez promieniowanie, jak na przykład linia Hα, funkcja źródła maleje wszędzie, a rdzeń linii jest w absorpcji bez odwrócenia. Linie UV są w emisji, ponieważ ich funkcje źródła są wyższe niż intensywność kontinuum chromosferycznego. W przypadku linii Lymana skrzydła powstają w chromosferze, a rdzeń znajduje się w strefie przejściowej w jeszcze wyższych temperaturach. Jednak przy długościach fal radiowych (milimetr i centymetr) promieniowanie jest zbliżone do promieniowania ciała doskonale czarnego w temperaturach chromosferycznych.

Namagnesowana atmosfera i drobne struktury

Podczas gdy fotosfera jest zdominowana przez konwekcję ze względu na wysokie ciśnienie gazu, chromosfera jest dobrze ustrukturyzowana przez pole magnetyczne. Plazma jest zamrożona w liniach pola magnetycznego i w ten sposób zarysowuje struktury pola magnetycznego. Ta właściwość jest przydatna do wizualizacji struktur. Rury strumienia magnetycznego, gdy pojawiają się z powodu wyporności magnetycznej, są wypychane i koncentrowane w elementy strumienia o średnicy kilkuset kilometrów, w wyniku ruchów konwekcyjnych widocznych jako granulki i supergranule oraz tak zwanego zapadania się konwekcyjnego. Ta koncentracja strumienia prowadzi do powstania sieci chromosferycznej, np. porów, faculi i plam słonecznych. Ruchy fotosferyczne i wyporność magnetyczna mogą być źródłem ciągłych modyfikacji koronalnego pola magnetycznego i obserwowanych zdarzeń dynamicznych, tj. ponownego połączenia na małą skalę i ekspansji na dużą skalę. W chromosferze stosunek ciśnienia gazu do ciśnienia magnetycznego β (β = 8πp/B²) jest już mniejszy od jedności w większości miejsc, co oznacza, że dominuje ciśnienie magnetyczne. Rury strumieniowe odgrywają ważną rolę w transporcie energii i masy w górę do korony. Amplitudy prędkości chromosferycznych są większe niż fotosferycznych i mogą osiągnąć średnią wartość 1-1,5 km s^-1. Potwierdza to ważność równania ciągłości (ρVA = stała) w rurach strumieniowych, gdzie ? to gęstość, A to przekrój poprzeczny rury, a V to prędkość plazmy. Drobne struktury pokrywają średnią chromosferę. Istnieje nieciągłość w gradiencie parametrów fizycznych atmosfery, a modele półnieskończone nie są już ważne; bardziej odpowiednie są techniki modelowania chmur. W klasycznym przypadku struktura ma być stosunkowo cienką chmurą nad jednolitą atmosferą, a obie z nich przyczyniają się do obserwowanych profili. Od czasu pierwszej propozycji takiej techniki w 1964 roku przez J. Beckersa, przeprowadzono wiele badań z wykorzystaniem takich modeli dla plamek, fal i włókien. Wykorzystując metodę modelu chmury do analizy danych spektroskopowych, wykryto prędkości tak duże jak prędkości spikuli w plamkach. Spikule powinny być plamkami obserwowanymi w określonych warunkach fizycznych, takich jak duże prędkości. Dynamika w drobnych strukturach jest różnorodna i duża. Wiele modeli jest proponowanych w celu wyjaśnienia przepływów w takich strukturach: opierają się one albo na impulsach gradientu ciśnienia u podstawy struktur, albo na przepływach syfonowych, albo są przejawem ruchów falowych w rurach strumieniowych.

Fale i ogrzewanie

Oscylacje w chromosferze zostały wykryte całkiem niedawno, ze znacznymi różnicami zarówno w widmach mocy, jak i fazy między siecią wewnętrzną a siecią. Oscylacje trwające około 3 minut występują głównie w sieci wewnętrznej.

Oscylacje trwające trzy minuty

Wzór oscylacji sieci wewnętrznej jest dobrze skorelowany ze wzorem oscylacji trybu p w fotosferze. Jednak powolne oscylacje sieciowe nie są. Odpowiadają one interferencjom z falami uderzeniowymi z 5-minutowych oscylacji fotosferycznych i 180-sekundowych okresowych oscylacji stojących. Te ostatnie oscylacje mają długość fali poziomej 80 Mm. Nie są one związane z rurami strumienia magnetycznego. Identyfikacja wnętrz komórek sieciowych z chromosferą bazalną ożywiła zainteresowanie pochodzeniem ziaren obserwowanych w Ca II H2v i K2v oraz okresowo występujących w C I. 3-minutowe oscylacje mogą być związane z przestrzennie nierozdzielonymi "skupiskami" ziaren. Ostatnie symulacje generowania jasnych ziaren Ca II K2v przez wstrząsy fal zostały przeprowadzone całkiem pomyślnie przez M. Carlssona. Mechanizm wyzwalający te fale nie jest jeszcze w pełni poznany.

Oscylacje niskiej częstotliwości

Moc sieci jest zdominowana przez oscylacje niskiej częstotliwości o okresach większych niż 5 min (8-20 min). W jasnych obszarach sieciowych, na granicach komórek, wykryto przypadkowe ruchy w skali 2-10 sekund łuku. Niedawno, wolne oscylacje 6-7 min zostały zidentyfikowane przy użyciu linii Lymana obserwowanych za pomocą spektrometru SUMER na pokładzie misji kosmicznej SOHO. Fale te wydają się rozprzestrzeniać w górę i nie są spójne przestrzennie. Jedną z możliwości jest to, że te oscylacje są związane z pseudookresowym zachowaniem plamek lub spikuli, ponieważ mogą one wytwarzać takie ciągi fal. Jasne cechy silne w dalekim skrzydle H? lub w Ca II odpowiadałyby podstawie plamek i miałyby zatem charakter magnetyczny.

Ogrzewanie

Wiele oscylacji obserwuje się w chromosferze. Czy te fale ogrzewają chromosferę? Gdy fale akustyczne przemieszczają się w górę przez atmosferę słoneczną, gradient gęstości powoduje wzrost amplitudy fali (V ), tak że iloczyn ρV² pozostaje mniej więcej stały. Biorąc pod uwagę obserwowane prędkości na niskich poziomach, można wywnioskować wysokość, na której amplituda osiąga prędkość dźwięku, co prowadzi do powstania fali uderzeniowej. Fale uderzeniowe mogą rozpraszać energię mechaniczną w ciepło za pomocą procesów nieliniowych. Przeprowadzono obszerne obliczenia w celu zbadania wydajności takich procesów. Wykazano, że ogrzewanie falami uderzeniowymi może być wydajne w niskiej chromosferze, ale na wyższych poziomach fale akustyczne powinny stać się zanikające, a dostępna energia staje się zbyt mała, aby skompensować straty radiacyjne wywnioskowane z obserwowanego widma. Ostatnie odkrycie jasnych ziaren zostało wyjaśnione w kategoriach symulacji fal przemieszczających się w chromosferze.

Aktywna chromosfera

Aktywna chromosfera obejmuje wszystkie przejawy aktywności słonecznej obserwowane w liniach chromosferycznych . Aktywność słoneczna jest bezpośrednio związana z aktywnością magnetyczną i objawia się istnieniem aktywnych centrów i nowo pojawiającym się strumieniem magnetycznym.

Aktywne centrum

Obraz uzyskany w linii Hα na Pic du Midi pokazuje wzór włókien otaczających plamę słoneczną. Struktury te są powiązane z półcieniem plamy. Mogą być zorientowane promieniowo lub obracać się zgodnie z ruchem wskazówek zegara lub przeciwnie do ruchu wskazówek zegara. Niedawno odkryto, że wzór włókien podąża za orientacją zgodną z ruchem wskazówek zegara na półkuli południowej i przeciwnie do ruchu wskazówek zegara na półkuli północnej. To prawo helisy wydaje się być ważne w globalnym spojrzeniu na aktywność Słońca. Niektóre ciemne struktury wyłaniają się z plamy słonecznej z dużymi prędkościami. Zostały odkryte przez Ellermana i są nazywane bombami Ellermana. Charakteryzują się bardzo szerokimi profilami emisji w linii Hα. W aktywnym centrum obserwuje się jasne obszary, tzw. plagi lub faculae. W starych grupach plamy słoneczne znikają jako pierwsze, a pozostają tylko faculae, które następnie rozpraszają się i zanikają.

Związek z cyklem słonecznym

Znormalizowany rozkład obszarów obszarów aktywnych, przy użyciu plag Ca IIK lub strumienia magnetycznego, zmienia się w zależności od fazy cyklu słonecznego. Proporcja przypisywana plagom i silnej sieci w całkowitej zmianie strumienia magnetycznego zmienia się w różnych ilościach w całym cyklu, np. o czynnik 8 dla plag, czynnik 40 dla regionów silnej sieci i czynnik 10 dla kompleksu aktywności. Całkowita wzmocniona sieć i sygnał plagi są większe w okresach aktywności. Aktywna sieć odpowiada za dużą część całkowitej zmiany natężenia promieniowania słonecznego. Ta pozorna zmiana cyklu słonecznego o wzmocnionym kontraście intensywności wynosi jednak tylko 2% dla sieci i 9% dla plag.

Nowo powstający strumień magnetyczny

Nowy strumień magnetyczny pojawia się nieustannie, a pełny wzór magnetyczny Słońca odnawia się w ciągu 40 godzin. Pojawienie się strumienia ma różne konsekwencje w górnych warstwach atmosfery i różne sygnatury w zależności od miejsca, w którym się pojawia. Kiedy nowy strumień pojawia się w centrum supergranulek, przemieszcza się w kierunku krawędzi i oddziałuje z siecią strumienia magnetycznego. W chromosferze sygnaturą powstającego dipola jest układ łukowych włókien. Te łukowate rury wznoszą się, osiągają wysokość około 5000 km, unosząc gęstszy materiał niż w otaczającej atmosferze. Na obu końcach łuków materiał opada z powodu grawitacji z prędkością około 20 km s?1, czego nie można jednak uznać za ruchy swobodnego spadku. W H? gęsty materiał pojawia się jako cechy absorpcyjne, ale w ultrafiolecie (SOHO) lub w miękkim promieniowaniu rentgenowskim (YOHKOH, japoński satelita) pojawia się w emisji i jest jaśniejszy niż otaczający materiał. W przeciwnym razie zjawiska dynamiczne omówione powyżej są związane z aktywnością słoneczną. Skręcanie i ścinanie rur strumieniowych może powodować powstawanie prądów wzdłuż linii pola. Na dużą skalę różnicowy obrót wywoła rozciągnięty układ prądowy, który będzie stale wzrastał, co doprowadzi do zewnętrznej ekspansji linii pola magnetycznego, co jest widoczne w przypadku Yohkoh. Efektywna przewodność elektryczna korony słonecznej jest tak wysoka, że struktury pola powstałe w wyniku pojawienia się strumienia nie mogą natychmiast się zrelaksować do stanu bezprądowego. Obecność prądów może prowadzić do powstawania różnych struktur, takich jak protuberancje, a wszelkie zakłócenia prowadzą do erupcji, takich jak WYRZUTY MASY KORONALNEJ SŁONECZNEJ lub ROZBŁYSKI

Chromosfera: Powstające obszary strumienia

Opisano powstawanie dużych skupisk pól magnetycznych (obszarów aktywnych) na powierzchni Słońca. Ciemne struktury znane jako PLAMY SŁOŃCOWE są konsekwencją tego procesu. Pojawienie się obszaru aktywnego na powierzchni Słońca jest jednym z najbardziej widocznych procesów, które można śledzić, patrząc na Słońce codziennie. Obszary, które przed pojawieniem się miały normalny wygląd konwekcyjny pęcherzyków (GRANULACJA), w ciągu kilku dni rozwiną ciemne plamy słoneczne i PORY PLAMY SŁOŃCOWE oraz jasne FAKULKI. Przy widocznych długościach fal (bardzo często w jądrze i skrzydłach czerwonej linii H?) możemy zaobserwować powstawanie obszaru aktywnego w najgłębszych obserwowalnych warstwach, FOTOSFERA SŁONECZNA i CHROMOSFERA. Obecnie możemy również śledzić ten proces w zakresie widma UV i rentgenowskiego z kosmosu, gdzie śledzimy powstawanie obszaru aktywnego w najbardziej zewnętrznej warstwie Słońca, KORONACH. To w chromosferze i koronie wszystkie procesy energetyczne związane z pojawieniem się strumienia można łatwiej śledzić. Interakcja nowo pojawiającego się strumienia i istniejących wcześniej linii pola zwykle wyzwala dużą liczbę ROZBŁYSKÓW (nagłe, przejściowe uwolnienie energii prawdopodobnie związane z ponownym połączeniem magnetycznym). Dynamika obserwowana we wszystkich tych zakresach długości fal wyraźnie pokazuje, że pojawienie się obszaru aktywnego należy rozumieć jako wynik wzrostu wyporności struktury magnetycznej z głębszych warstw Słońca. Uważa się, że linie pola magnetycznego, które tworzą obszar aktywny, są generowane przez pewnego rodzaju mechanizm DYNAMO (jak prawie wszystkie kosmiczne zjawiska magnetyczne). Dokładna lokalizacja tego dynama w Słońcu nie jest jasno ustalona, ale badania heliosejsmiczne sugerują, że generowanie i magazynowanie pól dynama odbywa się blisko podstawy strefy konwekcyjnej (patrz WNĘTRZE SŁONECZNE: STREFA KONWEKCYJNA). Na powierzchni Słońca, pojawienie się zlokalizowanych, ogromnych ilości pól magnetycznych sugeruje, że na dnie strefy konwekcyjnej pole jest zorganizowane w izolowane rury strumienia magnetycznego lub liny. Uważa się, że te rury strumienia magnetycznego są formowane jako toroidalne pętle we wnętrzu Słońca (patrz SŁONECZNE FOTOSFERYCZNE RURY STRUMIENIA MAGNETYCZNEGO). Ich stabilność tam pozostaje kontrowersyjna, ale jest jasne, że rozwijają one silną tendencję do unoszenia się (przynajmniej częściowo) w kierunku powierzchni. Ta wyporność pochodzi z dodatkowego ciśnienia wywieranego przez pole magnetyczne, które zmniejsza ciśnienie gazu wewnątrz pętli (równowaga ciśnieniowa jest bardzo wydajnym mechanizmem, który można założyć dla tych rur). Niższe ciśnienie gazu można osiągnąć tylko poprzez niższe temperatury i/lub gęstości gazu wewnątrz nich. Dlatego jesteśmy zmuszeni rozważyć rury magnetyczne, które mając niższe gęstości, rozwiną pewną nieskompensowaną wyporność i uniosą się (podobnie jak bąbelki w wodzie, ale z innymi czynnikami fizycznymi odgrywającymi ważną rolę). Wtargnięcie tych magnetycznych baniek do atmosfery słonecznej oznacza pojawienie się regionu aktywnego. Region aktywny zwykle ma wyraźną linię podziału między dwiema biegunowościami (przez bieguny rozumiemy tutaj pola magnetyczne z wektorami skierowanymi na zewnątrz Słońca i polami skierowanymi do Słońca). Po pojawieniu się, dwie biegunowości są widoczne na powierzchni rozdzielone długością geograficzną. Linie pola magnetycznego zaczynają się od jednej biegunowości (rysunek 1, po prawej), wyginają się nad powierzchnią Słońca wypełniając koronę słoneczną (widziane z sond kosmicznych, takich jak Yohkoh i SOHO) i kończą się na drugiej biegunowości (rysunek 1, po lewej). W głębokich (nieobserwowalnych) warstwach, linie pola obu biegunowości nurkują w dół i łączą się z systemem toroidalnych rur strumieniowych. Ta konfiguracja linii pola po pojawieniu się jest nazywana przez astronomów słonecznych konfiguracją pętli w kształcie -kształtu.

Opis obserwacyjny powstających obszarów strumienia

Pojawianie się aktywnych obszarów w atmosferze słonecznej jest zjawiskiem stosunkowo łatwym do zauważenia w dowolnym paśmie widmowym używanym do monitorowania Słońca. Jest to szczególnie prawdziwe, jeśli porównamy je z bardziej nieuchwytnym odwrotnym procesem zaniku aktywnych obszarów. Już pod koniec lat 60-tych Bruzek (1967) przedstawił klasyczny opis procesu pojawiania się, jaki można zaobserwować w jądrze H? (tj. w chromosferze). Ukuł termin łukowy układ włókien (AFS), aby opisać układ równoległych pętli, które łączą punkty podeszwy powstającego obszaru strumienia (EFR). Te łukowate pętle są od tego czasu uznawane za sygnaturę narodzin aktywnego obszaru. Jak widać w chromosferze, centralna część AFS wykazuje prędkości wznoszące do 10 km s^-1, odzwierciedlając ruch układu magnetycznego w górę napędzany wypornością. Bliżej punktów podnóża EFR pętle wykazują prędkości cofania rzędu kilkudziesięciu km s^-1, wytworzone przez materię opadającą wzdłuż linii pola magnetycznego. Podczas procesu wyłaniania się punkty podnóża rozdzielają się z szybkością kilku km s^-1, podczas gdy pomiędzy nimi pojawia się nowy strumień. Pętle tworzące AFS podlegają ciągłym zmianom (czas życia pojedynczych włókien ≈30 min), podczas gdy oddziałują z nowymi liniami pola wznoszącymi się od dołu. Po kilku godzinach układ strumienia w punktach podnóża jest zorganizowany w kilka porów, ciemnych struktur widocznych w białym świetle, gdzie nie występuje normalny ziarnisty wygląd fotosfery. Pole magnetyczne w tych strukturach może utrudniać normalny transport ciepła przez konwekcję (tj. granulację), a obniżona temperatura gazu sprawia, że wydają się one ciemne w porównaniu z otaczającą atmosferą. W ciągu dni następujących po pierwszym zauważeniu AFS może nastąpić kilka wybuchów pojawiania się strumienia magnetycznego i dość często to właśnie w tych późniejszych wybuchach większość strumienia magnetycznego przedostaje się przez fotosferę. Pory utworzone ze wszystkich różnych epizodów pojawiania się mogą ostatecznie połączyć się, tworząc plamę słoneczną. Proces ten jest napędzany przez podpowierzchniową topologię pętli strumienia bardziej niż przez jakikolwiek przepływ, który może tam panować. Zwykle ma to miejsce w wiodącym (względem obrotu Słońca) punkcie EFR i obserwuje się stabilną okrągłą plamę słoneczną. W następnym punkcie, jeśli w ogóle powstanie plama słoneczna, zwykle odpowiada ona mniej stabilnej (krócej istniejącej) strukturze o nieregularnym kształcie. Ta różnica między wiodącymi i następującymi punktami jest bardzo dobrze udokumentowana, ale jej pochodzenie jest dalekie od pełnego zrozumienia. AFS jest widoczne, gdy nowy strumień wyłania się z dołu. Zwykle nie trwa to dłużej niż 4-5 dni. Wyłanianie się strumienia opisane powyżej jest zgodne z ideą pętli magnetycznej w kształcie -, która wznosi się przez strefę konwekcji słonecznej. Podczas tego wznoszenia się pętla przechodzi przez silnie rozwarstwioną atmosferę zewnętrzną i oddziałuje z ruchami konwekcyjnymi. Wszystko to prawdopodobnie prowadzi do rozpadu pojedynczej początkowej pętli na kilka pętli. Na powierzchni każda z nich powoduje epizod wyłaniania się. Fakt, że różne epizody mogą później powodować powstawanie porów, które łączą się w jedną plamę słoneczną, wskazuje, że głębiej w dół system strumienia zachował swoją tożsamość. Obserwacje EFR zostały po raz pierwszy przeprowadzone w chromosferze ze względu na dostępność procesu, jak widać w H?. Obecnie EFR-y śledzono również w warstwach fotosferycznych, gdzie znajdujemy ciemne wyrównania między punktami podnóża z wydłużonymi granulkami pokazującymi, jak pole magnetyczne zakłóca normalną granulację widoczną gdzie indziej. Obserwacje spektropolarymetryczne linii fotosferycznych ujawniły przepływy w dół do 2 km s?1 w pobliżu punktów podnóża. Te przepływy w dół są fotosferycznymi odpowiednikami znacznie silniejszych chromosferycznych prądów zstępujących (z powodu niższych gęstości) wspomnianych powyżej. W fotosferze wykryto prędkości przepływu w górę centralnych części EFR, które osiągają wartości 1 km s?1. Oczywiste jest, że linie pola przyspieszają, gdy wznoszą się przez te warstwy, aby osiągnąć jeszcze wyższe prędkości w górę w chromosferze. Ostatnie obserwacje fotosfery wykonane za pomocą zaawansowanego polarymetru Stokesa wyjaśniły kilka kwestii, które pozostawały bez odpowiedzi przed zastosowaniem pełnej polarymetrii Stokesa o wysokiej czułości. Ten instrument umożliwia wiarygodne oszacowanie średniego wektorowego pola magnetycznego w elemencie rozdzielczości i ułamka powierzchni zajmowanego przez pole. Te obserwacje wyraźnie wykryły poziome (poprzeczne) linie pola, gdy przechodzą przez fotosferę, reprezentując sygnaturę górnej części powstających pętli. Wewnętrzna siła pola mierzona w miejscach poziomych linii pola mieści się w zakresie 200-600 G, tj. przy lub poniżej ekwipartycji z energią kinetyczną ruchów ziarnistych. Tego wyniku oczekiwano z faktu, że pola te są w stanie zaburzyć wzór granulacji. Pola w zakresie 1200 G lub wyższym są widoczne tylko w pionowych punktach podeszwy, w postaci albo faculae, albo porów. Twierdzono, że silniejsze pola występujące w punktach podeszwy są osiągane po procesie konwekcyjnego zapadania się napędzanym przez wszechobecny przepływ w dół tam występujący. Chociaż może tak być, obserwacje ASP wykazały, że przepływ w dół jest widoczny w regionach, które już znajdują się w zakresie kilogaussów; zatem sam przepływ w dół nie może być uznany za sygnaturę zapadania konwekcyjnego. Jedynym sposobem ustalenia, czy ten proces jest odpowiedzialny za wysokie (dwukrotnie ekwipartycyjne) pola występujące w pionowych punktach podeszwy, jest zidentyfikowanie regionu pionowego słabego pola, w którym rozwija się przepływ w dół i po krótkim odstępie czasu (minuty) rozwija siły kilogaussów. Tego jeszcze nie zaobserwowano i stanowi to ważne wyzwanie dla nowoczesnych spektropolarymetrów w obecnym cyklu słonecznym. Złożone wzorce wyłaniania się Opisana dotychczas konfiguracja pętli w kształcie -kształtu aktywnego regionu reprezentuje prosty układ bipolarny, który opisuje większość przypadków wyłaniania się obserwowanych na Słońcu. Ta konfiguracja w naturalny sposób pasuje do prawa biegunowości Hale′a. Prawo to stwierdza, że na danej półkuli słonecznej, podczas jednego cyklu słonecznego, polaryzacja większości aktywnych regionów jest zorientowana tak, że polaryzacja dodatnia (linie pola skierowane na zewnątrz Słońca) poprzedza polaryzację ujemną (linie pola skierowane do Słońca). Odwrotna kolejność byłaby w drugiej półkuli. Dwubiegunowy charakter struktur w kształcie - w każdej półkuli da początek prawu Hale′a. Jednak niewielki odsetek przypadków wyłaniania się (około 1%) nie może być opisany tą dwubiegunową konfiguracją. Niektóre aktywne regiony rozwijają to, co nazywa się konfiguracją δ, w której pojedyncza plama (plama δ) zawiera w swoich półcieniach dwa rdzenie cienia o przeciwnych biegunach. Kolejność dwóch biegunów jest ogólnie odwrotna do tej przewidzianej przez prawo Hale′a (w powyższym przykładzie rdzeń cienia o ujemnej biegunowości będzie poprzedzał rdzeń dodatni). Ta konfiguracja δ-spot, choć rzadka, jest bardzo ważna, ponieważ reprezentuje regiony najbardziej produktywne dla rozbłysków obserwowane na powierzchni. Grupy δ są odpowiedzialne za prawie wszystkie duże rozbłyski. Istnienie złożonych linii neutralnych (gdzie biegunowość zmienia znak) wydaje się sprzyjać występowaniu bardzo energetycznych procesów. Niedawno zaczęliśmy rozumieć , że ta złożona konfiguracja może być wynikiem ewolucji pętli toroidalnych podczas przechodzenia przez słoneczną strefę konwekcyjną. Niektóre konfiguracje pola magnetycznego w tych pętlach są podatne na rozwinięcie skrętu większego niż 90° w górnej części pętli, odwracając w ten sposób kolejność biegunowości. Ta niestabilność zagięcia rozwija się podczas wznoszenia się pętli. Będzie więc miała miejsce tylko wtedy, gdy skala czasowa niestabilności będzie krótsza niż czas wznoszenia się. Odwrócona część pętli może przekształcić się w zwartą plamę słoneczną, wykazującą dwie biegunowości na powierzchni. W niektórych przypadkach ewolucja może być na tyle złożona (przez rekoneksję linii pola), że może wytworzyć zamknięte układy magnetyczne, które przedostają się przez powierzchnię Słońca .

Chromosfera: Fibryle

Fibryle to ciemne, wydłużone, krzywoliniowe wzory w CHROMOSFERZE widziane przez filtr, który izoluje widmową linię absorpcyjną H? wodoru. Dobrze rozwinięte fibryle występują w i wokół SŁONECZNYCH REGIONÓW AKTYWNYCH i KANAŁÓW WŁÓKIEN SŁONECZNYCH. Podobnie jak większość tradycyjnej nomenklatury używanej do opisu atmosfery słonecznej, termin fibryla pochodzi z łaciny ("małe włókno") i wywodzi się z bogatego, ale ograniczonego widoku oferowanego przez obrazy H?. Współczesne badania nad fibrylami mają na celu powiązanie ich wyglądu z właściwościami fizycznymi struktur w atmosferze. Ważnym elementem tego celu jest zrozumienie związku między fibrylami a delikatną strukturą spokojnej chromosfery. Jak widać w H?, spokojna chromosfera jest zdominowana przez jasne i ciemne plamki, struktury, które, chociaż często wydłużone, są charakterystycznie krótsze, krótsze i wykazują mniejszą organizację na dużą skalę niż fibryle. Przeważająca hipoteza głosi, że pole magnetyczne jest najważniejszym wyznacznikiem drobnej struktury chromosfery. Różnica w wyglądzie H? między obszarami spokojnymi i aktywnymi powinna zatem odzwierciedlać różnice w organizacji pola. Istnieje wiele pośrednich dowodów na poparcie tej hipotezy i żadnych, które by jej przeczyły; ale nadal istnieje niewiele bezpośrednich pomiarów pola magnetycznego w chromosferze.

Wygląd

Tradycyjnie fibryle są identyfikowane z ciemnymi cechami; jaśniejsze i ciemniejsze cechy Hα są ściśle powiązane. Nawet gdy orientacja fibryli w danym obszarze jest jasna, często trudno jest śledzić pojedynczą ciemną cechę na odległość większą niż kilka tysięcy kilometrów. Duże fibryle rozciągają się na odległość do 30 000 km; są one czasami nazywane nitkami chromosferycznymi. Widoczna szerokość fibryli waha się od 2000-3000 km aż do granicy rozdzielczości obrazów naziemnych, około 300 km. Fibryle prawdopodobnie mają strukturę lub podstrukturę w jeszcze drobniejszych skalach, jak sugerują najlepsze obrazy. Pozorny współczynnik kształtu (długość do szerokości) fibryli waha się od około 3-4 (mniej wydłużona cecha prawdopodobnie nie byłaby nazywana fibrylą) do 30-40. Kiedy aktywny region rodzi się jako powstający region strumienia, krótkie fibryle, które się pojawiają, nazywane są włóknami łukowymi. Ciemne fibryle są wymieszane z cechami, które są wyraźnie jaśniejsze niż chromosfera tła. Ponieważ powstające regiony strumienia są zawsze magnetycznie dwubiegunowe, a przeciwległe końce włókna łukowego wskazują na przeciwne bieguny, włókna łukowe wspierają w prostej geometrii ogólną hipotezę, że fibryle podążają za liniami sił magnetycznych. W miarę rozwoju aktywnego regionu pojedynczy układ włókien łukowych jest zastępowany rosnącym gąszczem fibryli, co odzwierciedla rosnący rozmiar i złożoność magnetyczną regionu. Znaczne PLAMY SŁOŃCOWE są otoczone fibrylami, które zaczynają się w półcieniu światła białego, ale często rozciągają się w superpółcieniu, daleko poza granicę półcienia. Fibryle superpółcienia w złożonym obszarze aktywnym są często silnie zakrzywione i nieradialne. Można się tego spodziewać, jeśli fibryle podążają za polem magnetycznym. Gdy pole magnetyczne fotosfery jest złożone, nawet pole potencjału nad fotosferą może być zakrzywione i nieradialne wokół koncentracji strumienia; gdy pole fotosfery jest wysoce niepotencjalne, jak często się je mierzy, oczekuje się silnej krzywizny i kształtów "S". Tak więc proste wzory fibryli prowadzące od jednej plamy słonecznej do drugiej są raczej wyjątkiem niż regułą. Co więcej, zazwyczaj występują liczne epizody pojawiania się strumienia w miarę wzrostu regionu. Wzór fibryli ulega fragmentacji, gdy linie pola magnetycznego z nowo powstałego strumienia łączą się ponownie z istniejącym strumieniem. Kanał włókienkowy lub włóknisty może tworzyć się wewnątrz lub na granicy obszaru aktywnego. Włókna są niewyraźne wewnątrz kanału; po obu stronach włókienka są wyrównane z długą osią kanału. Pomiary poziomego pola magnetycznego wewnątrz włókienek wskazują, że pole przebiega głównie wzdłuż osi włókna, chociaż włókno oddziela obszary o przeciwnej polaryzacji magnetycznej na poziomie fotosfery. Długie włókienka mogą tworzyć się wokół granicy obszaru aktywnego, szczególnie w kierunkach sąsiednich obszarów aktywnych, co ponownie sugeruje, że włókienka podążają za połączeniami magnetycznymi. Rozpadający się obszar aktywny jest często zdominowany przez pojedynczą dużą i regularną plamę słoneczną. W pobliżu plamki jej włókienka rozciągają się niemal promieniowo na zewnątrz. Wyraźne włókienka superpenumbry mogą rozciągać się dwa razy dalej niż granica półcienia i czasami wykazują wzór wirowy z powodu interakcji z obrotem Słońca. Duży fibryl często wydaje się przesłaniać jaśniejsze struktury, co sugeruje, że fibryl jest wyżej w atmosferze słonecznej. Pod tym względem fibryle są analogiczne do ciemnych plamek w cichych regionach. Trudno jest podać zakres wysokości fibryli. Wysokość jest trudna do zmierzenia w poszczególnych przypadkach, zmienia się wzdłuż fibryli i waha się między fibrylami superpenumbralnymi, krótkimi fibrylami w obszarach o złożonej strukturze magnetycznej i długimi fibrylami, które można by równie dobrze nazwać pętlami regionu aktywnego. Wygląd systemów fibryli widzianych w perspektywie w pobliżu kończyny sugeruje, że fibryle są uniesione o 3000 km lub więcej ponad chromosferę tła. Widzi się, że systemy włókien łukowych rozciągają się na wysokości 10 000-15 000 km

Dynamika

System włókien łukowych trwa od 1 do 3 dni. Pojedynczy żarnik łukowy ma krótszy czas życia, około 10-30 min. Szczyt systemu włókien łukowych unosi się z pozorną prędkością v 20 km s^-1, co jest zgodne z jego identyfikacją z powstającym strumieniem magnetycznym. Materiał wydaje się płynąć w dół wzdłuż łuków z v ≈ 30-50 km s^-1. Ogólny wzór włókienek dobrze rozwiniętego regionu ewoluuje stopniowo, w ciągu kilku godzin, i może pozostać rozpoznawalny przez wiele dni. Pod tym względem włókienka są bardziej stabilne niż ciemne plamki w cichych regionach. Naturalna interpretacja jest taka, że ogólna struktura magnetyczna aktywnego regionu jest określana przez duże i stosunkowo długowieczne koncentracje strumienia magnetycznego, podczas gdy ciemne plamki otaczają małe koncentracje strumienia, zwykle związane z SIECIĄ CHROMOSFERY, które zmieniają się w skalach czasowych od minut do godzin. Jednak pojedyncze fibryle mają krótszy czas życia niż ich wzór geometryczny, wahający się od około 1 minuty dla najmniejszych fibryli do 20 minut dla największych. Wzór fibryli superpenumbry izolowanej plamy słonecznej zmienia się jeszcze wolniej niż wzór fibryli dojrzałego obszaru aktywnego. Czas życia pojedynczego fibryli superpenumbry wynosi około 3-40 minut, nieco dłużej niż czas życia fibryli w młodszym obszarze aktywnym, ale nadal znacznie krócej niż czas życia wzoru. Najbardziej charakterystyczną cechą dynamiczną fibryli superpenumbry jest przepływ materiału wzdłuż ich długości, do wewnątrz i w dół, wynoszący 5-20 km s^-1. Ten odwrotny efekt Eversheda w chromosferze kontrastuje z wolniejszym przepływem na zewnątrz w półcieniu na poziomie fotosfery. Wypływ chromosferyczny występuje również w mniejszości fibryli superpenumbry. Trudno jest, wykorzystując obserwacje naziemne zaburzone przez turbulencje atmosferyczne, zdecydować, czy istnieje bezpośrednia korespondencja między polem przepływu a jasnością Hα. Niektóre wysokiej jakości obserwacje sugerują, że kanały przepływu zwykle pokrywają się z fibrylami, ale nie precyzyjnie lub nie zawsze. Podobnie jak fibryle, poszczególne przepływy często zmieniają się nie do poznania w ciągu kilku minut, podczas gdy wzór przepływu może utrzymywać się przez wiele godzin. Przepływy chromosferyczne w aktywnym regionie niezwiązane z plamami słonecznymi były badane mniej dokładnie niż przepływy penumbralne i superpenumbralne.

Interpretacja

Dlaczego fibryle są ciemne? Jak wysoko znajdują się w atmosferze słonecznej? Jak gorące i gęste są? Jaki jest kierunek i siła pola magnetycznego w ich wnętrzu? Jak te wielkości fizyczne mają się do ich wartości poza fibrylą na tej samej wysokości? Fibryle były rozpoznawane i badane przez wiele lat, jednak odpowiedzi na te pytania są zaskakująco niepewne z dwóch głównych powodów: ponieważ fibryle są definiowane przez ich wygląd w Hα i łatwiej jest uzyskać wysokiej jakości obrazy w tej linii absorpcyjnej niż je zinterpretować; oraz ponieważ trudno jest zmierzyć pola magnetyczne w chromosferze. Ilościową interpretację obrazów Hα można ująć w kategoriach profilu kontrastu, C(λ) = (I - I₀)/I₀, gdzie I (λ) jest profilem intensywności Hα w fibryli, a I₀(λ) jest profilem odniesienia reprezentującym chromosferę międzyfibrylową. Chociaż profil kontrastu nie jest konieczną konstrukcją w zadaniu odtworzenia I(&llambda;), jest on koncepcyjnie użyteczny z dwóch powodów. Po pierwsze, uchwyca on charakterystyczną cechę fibryli: że jest ona ciemna w stosunku do otoczenia w rdzeniu Hα. Po drugie, jeśli fibryle są rzeczywiście wyżej w atmosferze niż obszary międzyfibrylowe, możliwe jest przybliżenie fibryli jako cechy przypominającej chmurę, która jest oświetlana od dołu przez pole promieniowania tła, które jest zbliżone do pola średniej chromosfery. Większość analiz profili kontrastu H? wykorzystuje (lub krytykuje) pewną odmianę modelu chmury opisanego poniżej. Do profili kontrastu stosuje się kilka rozważań obserwacyjnych. Po pierwsze, rozdzielczość długości fali powinna stanowić niewielką część szerokości linii H?, która wynosi około 1,5 Å (pełna szerokość przy połowie głębokości). Spektrografy i najlepsze filtry wąskopasmowe rutynowo osiągają 100-125 mÅ (pełna szerokość przy połowie maksymalnej transmisji), ale wiele obrazów Hα? jest pozyskiwanych za pomocą filtrów o paśmie przepustowym 0,25-0,5 Å. Teoretyczny profil kontrastu musi zostać spleciony z pasmem przepustowym filtra przed porównaniem z takimi obrazami. Po drugie, filtrogramy powinny być pozyskiwane przy więcej niż jednej długości fali; w przeciwnym razie nie będzie możliwe oddzielenie zmian w kształcie profilu linii od przesunięć długości fali spowodowanych efektem Dopplera. Obrazy przy różnych długościach fali nie powinny być rozdzielone w czasie o więcej niż minutę lub więcej, aby fibryla nie uległa znaczącej ewolucji w trakcie sekwencji. Po trzecie, porównanie teoretycznych i obserwowanych profili kontrastu powinno w idealnym przypadku uwzględniać efekty widzenia atmosferycznego i instrumentalnego światła rozproszonego - ale jest to trudne. Wreszcie, koncepcja profilu tła jest tylko pierwszym przybliżeniem. Atmosfera międzyfibrylowa niekoniecznie jest taka jak "cicha" fotosfera, ani stała w różnych miejscach. Podstawowy model chmur (przypisywany J. Beckersowi) opiera się na przenoszeniu promieniowania linii widmowej przez dyskretną cechę



gdzie I₀(λ) i I(λ) to natężenia wchodzące i wychodzące z obiektu, S(λ) to funkcja źródła liniowego, a τ(λ) to głębokość optyczna. Szczegółowa analiza nielokalnej równowagi termodynamicznej (NLTE) formowania się linii słonecznej Hα ustaliła, że w zakresie 2-3 szerokości Dopplera od środka linii: (a) współczynnik absorpcji ma profil Gaussa (Dopplera); i (b) funkcja źródła jest niemal niezależna od długości fali, odzwierciedlając dominację rozpraszania niekoherentnego. Pierwszy wynik, wraz z założeniem, że szerokość Dopplera współczynnika absorpcji jest stała wzdłuż linii wzroku, oznacza, że głębokość optyczna będzie również miała formę Gaussa

τ(λ) = τ₀ exp[-(λ - Δλv)²/Δλ²_D]

gdzie λ jest mierzone od środka profilu odniesienia I₀, Δλ_D jest szerokością Dopplera, a Δλ_v jest prędkością linii widzenia obiektu względem odniesienia. Drugi wynik, wraz z założeniem, że funkcja źródłowa jest stała wzdłuż linii widzenia przez chmurę, pozwala na zintegrowanie równania transferu, aby uzyskać



Model jest stosowany poprzez dostosowanie parametrów S, τ₀, Δλ_D i Δλ_v poprzez nieliniowe dopasowanie najmniejszych kwadratów w celu uzyskania najlepszej zgodności między równaniem (1) a obserwowanym profilem kontrastu. Naturalnie pojawia się szereg pytań dotyczących stosowalności modelu chmur. Czy może on wytworzyć profile kontrastu zgodne z obserwacjami? Czy jest fizycznie spójny? Czy jest realistyczny? Czego dowiadujemy się z dopasowanych parametrów? . Kontrast zależy od długości fali w linii i może być ujemny (ciemny) lub dodatni (jasny). Profil jest asymetryczny, jeśli chmura ma różną od zera prędkość w linii wzroku. Model chmur był szerzej stosowany do struktur w spokojnym Słońcu (jasne i ciemne plamki) niż do włókienek i pętli w aktywnych regionach. Większość obserwowanych profili kontrastu plamek może być odpowiednio dopasowana przez model. Postać równania (1) nakłada dwa proste ograniczenia na teoretyczny profil kontrastu. Po pierwsze, jeśli S < I₀(0), to S < I₀ (λ) dla wszystkich λ, ponieważ profil odniesienia ma minimalną intensywność przy λ = 0. Tak więc, jeśli cecha jest ciemna w nieprzesuniętym środku linii, to musi być ciemna wszędzie w linii. W przypadku fibryli wydaje się to być prawdą w ramach niepewności obserwacyjnych. Po drugie, ponieważ



a prawa strona jest zawsze dodatnia, kontrast przy równych przesunięciach długości fali od środka nieprzesuniętej linii musi mieć ten sam znak. Ten warunek jest automatycznie spełniony dla cech, które są ciemne przy wszystkich długościach fali; czasami obserwuje się, że jest naruszony dla innych typów cech. Krótko mówiąc, model chmury można w rozsądny sposób dopasować do większości ciemnych cech w H?. Jednak nie zapewnia to, że model jest fizycznie sensowny. Podstawowym zarzutem jest to, że dla dowolnej konkretnej geometrii struktury pochłaniającej w odniesieniu do atmosfery bazowej, funkcja źródłowa jest określana przez głębokość optyczną, szerokość absorpcji Dopplera i prędkość objętościową gazu w strukturze. Tak więc nie jest fizycznie spójne dopasowanie parametrów modelu chmury niezależnie. Gdy model chmury jest porównywany z metodami, w których funkcja źródłowa jest wyprowadzana z teorii NLTE, okazuje się, że wyniki zgadzają się dość dobrze dla chmur "wysokich" - tych, które opierają się na kącie znacznie mniejszym niż jeden radian, patrząc od podstawy chromosfery tła. W przypadku "niskich" chmur model chmur jest zawodny: może w ogóle nie pasować, a nawet jeśli tak jest, wartości dopasowanych parametrów nie muszą odpowiadać ich wartościom fizycznym. Wolne chmury naruszają podstawowe założenie modelu, że chmury nie mają reakcji zwrotnej na leżącą u ich podstaw chromosferę. Inne założenia modelu chmur (stałość funkcji źródłowej, szerokość Dopplera i prędkość objętościowa wzdłuż każdej linii widzenia oraz globalna niezmienność profilu linii odniesienia) nie są tak fundamentalne i można je złagodzić w formie modeli chmur wielochmurowych lub różnicowych. Niezależnie od tego, jaki model jest dopasowany do obserwacji, celem jest oszacowanie wartości fizycznie interesujących parametrów. Na podstawie obserwacji H? można dość dobrze oszacować gęstość i ciśnienie gazu, ale temperatura kinetyczna jest słabo ograniczona. Zintegrowany z profilem współczynnik absorpcji w linii Hα (pomijając emisję wymuszoną) jest podany przez



gdzie e i m to ładunek i masa elektronu, f_abs to siła oscylatora absorpcji, a N₂ to gęstość absorberów (tutaj drugiego poziomu wodoru). Jeśli absorpcja ta jest rozłożona na profilu Dopplera, współczynnik absorpcji w centrum profilu wynosi



W przybliżeniu chmury τ₀ = κ₀L, gdzie L to grubość struktury wzdłuż linii widzenia, a wstawiając wartości liczbowe

N₂ = 7,3 × 10⁷τ₀Δλ_D/L cm^-3

Model chmury daje τ₀ i Δλ_D. Grubość L jest szacowana na podstawie obserwowanego wymiaru poprzecznego fibryli (oba warunki atmosferyczne i podstruktura wzdłuż linii widzenia mogą przyczyniać się do oszacowania wyższego niż wartość prawdziwa). Równanie prowadzi do typowego zakresu N₂ = (1-5) × 10⁴ cm^-3 dla różnych ciemnych cech, w tym fibryli. Modele NLTE płyt gazowych napromieniowanych promieniowaniem fotosferycznym i chromosferycznym konsekwentnie dają przybliżoną zależność między N₂ i N_e, gęstością elektronów: N_e = 3,2 × 10⁸N^1/2₂ . Zastosowanie tej zależności do podanego zakresu dla N₂ daje zakres N_e = (3-7) × 10¹⁰ cm^-3. Całkowitą gęstość liczbową wodoru (obojętnego i zjonizowanego), N_H, można wyprowadzić, jeśli znana jest frakcja jonizacji x ≡ N_e/ N_H. Modele NLTE dają wartości x tak małe jak 0,4 dla cienkich (L ≈ 500 km), chłodnych (T ≈ 7000 K) płyt, aby zasadniczo zakończyć jonizację dla temperatur znacznie powyżej 10⁴ K, co prowadzi do pochodnego zakresu N_H = (0,3-2) × 10¹¹ cm^-3. Ponieważ gęstość otoczenia na wysokościach większych niż kilka tysięcy kilometrów wynosi N_H ≈ 10⁹ cm^-3, fibryle są zazwyczaj znacznie gęstsze niż ich otoczenie. Pochodne ciśnienie gazu, p_g = N_ekT (1 + 1,085/x), ma mniejszy zakres ze względu na przeciwstawne efekty temperatury i jonizacji, p_g = 0,1-0,3 dyn cm^-2. Wszystkie te zakresy należy traktować ostrożnie, ponieważ obejmują większość, ale z pewnością nie wszystkie, struktury, które można nazwać fibrylami. Nie jest zaskakujące, że temperatura wewnątrz fibryli jest słabo ograniczona przez obserwacje Hα, ponieważ funkcja źródłowa jest zdominowana przez fotojonizację z powodu zewnętrznego pola promieniowania, a nie przez wewnętrzne zderzenia. Modele płytowe NLTE ustalają górny limit na około 2 × 10⁴ K; w wyższych temperaturach kontrast jest dodatni w środku linii dla wszystkich rozsądnych wartości pozostałych parametrów. Typowy zakres Δλ_D = 0,4-0,6 Å daje spójne, ale również słabe ograniczenie z zależności Δλ_D = (λ/c)(ξ² + 2kT /m)^1/2 : T = (7-40) × 10³ K dla prędkości mikroturbulentnej w zakresie ξ = 10-20 km s^-1. Ponieważ temperatura otoczenia na wysokościach większych niż kilka tysięcy kilometrów wynosi T ≈ 10⁶ K, fibryle są zazwyczaj znacznie chłodniejsze niż ich otoczenie. Siła pola magnetycznego wewnątrz fibryli nie jest znana z pewnością na podstawie bezpośrednich pomiarów. Ograniczone pomiary kierunku pola przy użyciu linii chromosferycznych są zgodne z hipotezą, że fibryle podążają za liniami sił magnetycznych. Jest to również zgodne z faktem, że pole 10 G odpowiada ciśnieniu magnetycznemu p_mag = B²/8π = 4 dyn cm^-2, rzędowi wielkości większemu niż ciśnienia gazu oszacowane powyżej. Oczekuje się, że pole przekroczy 10 G w całej wysokiej chromosferze i niskiej koronie aktywnego obszaru i często może przekroczyć 100 G, więc β ≡ p_gas/p_mag << 1 powinno obowiązywać w obrębie fibryli. Ciśnienie dynamiczne ρv²/2 gazu płynącego z prędkością 30 km s^-1 jest porównywalne z p_mag dla B = 10 G. Prędkość materiału w linii wzroku w pewnym punkcie wzdłuż fibryli jest czasami szacowana albo na podstawie przesunięcia Dopplera linii (przesunięcie długości fali dwusiecznej cięciwy na wybranej głębokości w profilu linii), albo przez odnotowanie długości fali, przy której materiał wydaje się najciemniejszy (ma najwyższą wartość bezwzględną kontrastu). Prędkości szacowane metodą kontrastu naiwnego są prawie nieskorelowane z prędkościami wywnioskowanymi z modelu chmury i nie powinny być stosowane. Prędkości szacowane na podstawie przesunięcia Dopplera zazwyczaj zgadzają się co do znaku z prędkościami chmury, ale są kilkakrotnie mniejsze co do wartości bezwzględnej. Prędkości wyprowadzone z modelu chmury powinny być dokładniejsze niż którakolwiek z prostszych metod. Prędkości tak wyprowadzone dla układów włókien łukowych i dużych fibryli są często naddźwiękowe w niektórych punktach wzdłuż struktury dla dowolnej dopuszczalnej wartości temperatury gazu. Przyszłe badania Chociaż fibryle są definiowane przez ich wygląd w Hα, analiza widm H? ujawnia fizyczną substancję stojącą za definicją: fibryle to dynamiczne struktury, które podążają za liniami pola magnetycznego, ale są gęstsze i chłodniejsze niż ich otoczenie. Są ważnymi elementami aktywnej chromosfery. Przyszłe badania nad fibrylami powinny zatem wykraczać poza wąski cel obserwacji i wyjaśnienia ich wyglądu w H? i obejmować pełen zakres diagnostyki. Szczególnie pomocne byłyby: dwuwymiarowa spektroskopia (obrazowa) w liniach widzialnych wrażliwych na temperaturę, a także H?; widma obrazowania UV/EUV z sond kosmicznych; oraz pomiary magnetyczne w liniach chromosferycznych, takich jak Hβ i He I 1083 nm. Jak najwięcej z tych pomiarów powinno być wykonywanych jednocześnie. Taki zakres obserwacji pomógłby ustalić nie tylko warunki fizyczne wewnątrz fibryli, ale także dynamiczny związek fibryli ze strukturą pola magnetycznego i plazmy koronalnej w aktywnym regionie.

Chromosfera: Mechanizmy ogrzewania

Ogrzewanie mechaniczne

Chromosfery (i korony) istnieją dzięki mechanicznemu ogrzewaniu. Ogrzewanie mechaniczne obejmuje wszystkie procesy, które przekształcają nieradiacyjną energię hydrodynamiczną lub magnetyczną w energię cieplną, czyli w mikroskopijny losowy ruch cieplny. Fizyka chromosfer (i koron) różni się od fizyki ATMOSFER GWIEZDNYCH i warstw wewnętrznych, gdzie energia dopływa wyłącznie z promieniowania, konwekcji i przewodzenia cieplnego. Ponieważ obserwacje pokazują, że emisja chromosfery silnie zależy od pola magnetycznego, dzieli się procesy ogrzewania chromosfery na czyste mechanizmy hydrodynamiczne i mechanizmy magnetyczne. Oba typy mechanizmów można dalej podzielić na procesy szybkie i wolne. W przypadku mechanizmów magnetycznych szybkie lub falowe mechanizmy nazywane są mechanizmami prądu przemiennego (AC), a wolne mechanizmy - mechanizmami prądu stałego (DC). Mechanizm ogrzewania mechanicznego składa się z trzech procesów: generowania nośnika energii, transportu tej energii mechanicznej i jej rozpraszania. Ostatecznie energia mechaniczna pochodzi z procesów jądrowych w jądrze gwiazdy. Energia tam generowana jest transportowana w formie promieniowania i konwekcji na powierzchnię gwiazdy, gdzie w strefie konwekcji powierzchniowej generowana jest energia mechaniczna. Generowanie energii mechanicznej jest spowodowane ruchami gazu w strefie konwekcji, które są największe w obszarach o najmniejszej gęstości w pobliżu górnej granicy tej strefy. W konsekwencji energia mechaniczna jest generowana w wąskiej warstwie powierzchniowej. Ponieważ obecne obserwacje nie mogą z całą pewnością stwierdzić, czy obszar powierzchni Słońca jest pozbawiony pól magnetycznych małej skali, czy nie, a ponieważ nagrzewanie w kanałach prądowych o średnicy metrów nie może być obecnie rozdzielone, trudno jest zidentyfikować konkretny mechanizm nagrzewania z listy proponowanych procesów. Aby uzyskać obszerną listę proponowanych mechanizmów nagrzewania, zobacz Narain i Ulmschneider (1996), a także artykuł na temat MECHANIZMÓW NAGRZEWANIA KORONALNEGO. Zwykle kilka mechanizmów działa jednocześnie. Zaskakująco tylko obserwacje gwiazd (gdzie chromosfery są zredukowane do źródeł punktowych) były w stanie definitywnie zidentyfikować fale akustyczne jako ważny podstawowy mechanizm dla chromosfer gwiazdowych. Powodem tego jest to, że dla gwiazd efektywna temperatura T_eff może zostać zmieniona o rząd wielkości, grawitacja g o 4, metaliczność o 3, a prędkość obrotowa o 2 rzędy wielkości. To znacznie rozszerza zakres przewidywań teoretycznych i tym samym umożliwia kluczowe obserwacje. W poniższych podsekcjach konieczność mechanicznego ogrzewania, zoo mechanizmów, obliczenia wytwarzania energii mechanicznej, obserwowane szybkości mechanicznego ogrzewania i możliwy obraz całkowitego ogrzewania chromosfery są omawiane bardziej szczegółowo.

Konieczność mechanicznego ogrzewania

Rozważmy element gazowy w chromosferze, gdzie przepływy wprowadzane przez wiatr słoneczny można pominąć. Całkowita szybkość ogrzewania, czyli ilość ciepła netto na sekundę, Φ_T (erg cm^-3s^-1), wpływającego do elementu przez jego granice, jest podana przez

Φ_T = Φ_R + Φ_J + Φ_C + Φ_V + Φ_M = 0,

ponieważ w równowadze dynamicznej chromosfera nie wykazuje zależności czasowej. Terminy po prawej stronie oznaczają ogrzewanie radiacyjne, Joule′a, przewodzące ciepło, lepkie i mechaniczne. Typowa empiryczna szybkość chłodzenia chromosfery ze standardowego modelu słonecznego wynosi -ΦR = 10^-1 erg cm^-3 s^-1. Rozważmy typowe zaburzenie akustyczne lub magnetohydrodynamiczne w chromosferze słonecznej o charakterystycznych wartościach: rozmiar L = 200 km, temperatura ΔT = 1000 K, prędkość Δv = 3 km s^-1 i zaburzenie pola magnetycznego ΔB = 10 G. Używając odpowiednich wartości przewodnictwa cieplnego κ_th, lepkości η_vis i przewodnictwa elektrycznego λ_el otrzymujemy (w erg cm^-3 s^-1)



gdzie c_L jest prędkością światła. Widać, że w chromosferze Φ_C, Φ_V i Φ_Jmożna pominąć w stosunku do Φ_R, a główny bilans energetyczny zachodzi między chłodzeniem radiacyjnym a ogrzewaniem mechanicznym. Gdyby ogrzewanie mechaniczne zostało wyłączone, uzyskano by równowagę radiacyjną, Φ_R = 4πκ(J ? S) = 0. Oznacza to, że w skali czasu relaksacji radiacyjnej wynoszącej około ułamka godziny równowaga radiacyjna zostałaby osiągnięta. Tutaj κ jest nieprzezroczystością, J średnią intensywnością, a S funkcją źródła. Jednak szybkości ogrzewania Φ_C, Φ_V i Φ_J
Zoo mechanizmów grzewczych

Mechanizmy hydrodynamiczne składają się z fal pulsacyjnych o okresach dłuższych niż okres odcięcia akustycznego, P > P_A = 4πc_S/γg (gdzie c_S jest prędkością dźwięku, a γ = 5/3 stosunku ciepła właściwego) oraz fal akustycznych, gdzie P < P_A. Te mechanizmy hydrodynamiczne rozpraszają się poprzez wstrząsy. Mechanizmy magnetyczne to podobne do akustycznych fale MHD o wolnym trybie i podłużne fale rurowe, a także poprzeczne i skrętne fale Alfvéna. Te dwa ostatnie typy fal są trudne do rozproszenia w chromosferze i zbadano liczne mechanizmy rozpraszania, sprzężenie modów, ogrzewanie rezonansowe, ogrzewanie turbulentne. Ponadto występują powierzchniowe fale magnetoakustyczne, które rozpraszają się poprzez sprzężenie modów, absorpcję rezonansową i mieszanie faz. Mechanizmy prądu stałego związane z ponownym połączeniem pola magnetycznego najprawdopodobniej działają na wysokościach powyżej chromosfery. Uważa się, że tak zwane zdarzenia turbulentne i wybuchowe widoczne w linii warstwy przejściowej C IV są spowodowane takimi procesami rekoneksji. Więcej szczegółów można znaleźć w Narain i Ulmschneider (1996).

Generowanie energii mechanicznej

Energia mechaniczna jest generowana przez turbulentne ruchy gazu w strefie konwekcyjnej. Numeryczne badania i obserwacje konwekcji wskazują, że przepływy turbulentne można opisać za pomocą widma energii typu Kołmogorowa. Korzystając z takiego widma, w którym średnia kwadratowa prędkości turbulentnej jest podawana z modeli strefy konwekcyjnej (które zależą od T_eff, g i parametru długości mieszania α, gdzie α = 2 dobrze zgadza się z obserwacjami), strumienie energii fal akustycznych dla Słońca i dużej liczby gwiazd zostały obliczone przy użyciu teorii Lighthilla-Steina (Ulmschneider i inni, 1996). Teoria Lighthilla dotycząca kwadrupolowego generowania dźwięku jest w doskonałej zgodności z obserwacjami w zastosowaniach naziemnych. Teoria Lighthilla-Steina dostarcza również widm częstotliwości akustycznych, które rozciągają się od okresu odcięcia P_A do około czynnika 100 mniejszego z maksimum w przybliżeniu przy okresie P_M = P_A/5. Dla Słońca można znaleźć typowe wartości całkowitego strumienia energii fali akustycznej wynoszące 1,7 × 10⁸ erg cm^-2 s^-1 i okresie P_M = 60 s, przy użyciu parametru długości mieszania α = 2,0. Strumienie fal podłużnych i poprzecznych w rurach magnetycznych obliczono dla Słońca poprzez ściskanie i potrząsanie modelem rury przez zewnętrzne, zależne od czasu przepływy turbulentne przy danej wysokości wzbudzenia. Rysunek przedstawia chwilowe i uśrednione wygenerowane strumienie fal podłużnych (góra) i poprzecznych (dół) w rurze jako funkcję czasu.



Rysunek pokazuje bardzo stochastyczną naturę procesu generowania. Generowanie energii falowej następuje w postaci spurtów, co jest zgodne z obserwacjami. Spurty są spowodowane nagłymi wzrostami prędkości przepływu. Na rysunku 2 zastosowano te same zależne od czasu turbulentne fluktuacje prędkości. Dla Słońca typowy średni strumień fal podłużnych wynosi 1,5 × 10⁸ erg cm^-2 s^-1, a dla strumienia poprzecznego wartość około 30 razy wyższą, przy czym płaskie maksimum rozciąga się od P_M = 90 s do dłuższych okresów. Biorąc pod uwagę ten sam strumień fal akustycznych wewnątrz i na zewnątrz rury, należy zdać sobie sprawę, że gęstość gazu wewnątrz rury jest mniej więcej o współczynnik 6 mniejsza od gęstości zewnętrznej. W porównaniu z tą niską gęstością strumień fal wewnątrz rury jest duży, co prowadzi do szybkiego powstawania szoków, ale także do poważnych efektów NLTE (odejścia od równowagi termodynamicznej), które silnie modyfikują straty radiacyjne.

Empiryczne szybkości nagrzewania mechanicznego

Standardowe empiryczne modele chromosfery słonecznej wskazują, że obszary aktywne (gdzie dominują pola magnetyczne) wymagają strumieni mechanicznych F_M = 1,3 × 10⁸ erg cm^-2 s^-1, podczas gdy obszary spokojne 1,4 × 10⁷ erg cm^-2s^-1. Wartości te pomnożono przez współczynnik 2,3, aby uwzględnić straty linii przez Fe II. Bezpośrednie pomiary fluktuacji prędkości zostały wykorzystane do oszacowania strumienia akustycznego w chromosferze słonecznej. Ponieważ fluktuacje prędkości są obserwowane jako fluktuacje przesunięcia Dopplera rdzeni linii widmowych, należy zachować ostrożność, aby dokonać korekty w celu uwzględnienia widoczności i efektów funkcji wkładu linii. Deubner (1988) ustala F_M = 2 × 10⁷, 1,2 × 10⁶, 4,5 × 10⁵ erg cm^-2s^-1 na wysokościach odpowiednio 300, 800, 1500 km. Rdzenie emisyjne linii Ca IIH i K oraz linii Mg II h i k są wiarygodnymi wskaźnikami chromosfer. Wykreślając dla wielu gwiazd empiryczne strumienie emisji rdzeni w tych liniach w stosunku do T_eff, można stwierdzić, że strumienie wykazują dobrze zdefiniowaną dolną granicę, która rozciąga się np. dla Ca II od F_Ca = 1 × 10⁷ erg cm^-2s^-1 dla wczesnych gwiazd typu F do 2 × 10⁴ erg cm^-2s^-1 dla późnych gwiazd typu M. Ta granica jest nazywana linią bazową strumienia. Niedawno wykazano, że tę bazową emisję można odtworzyć za pomocą ogrzewania akustycznego (Buchholz i in. 1998). Jednakże stwierdzono, że gwiazdy o tym samym T_eff i grawitacji g wykazują różną emisję chromosferyczną i że emisja ta jest większa, gdy gwiazdy obracają się szybciej. Ponieważ szybko obracające się gwiazdy ze strefą konwekcji powierzchniowej generują więcej pól magnetycznych za pośrednictwem mechanizmu dynama, jasne jest, że nadmierne ogrzewanie jest spowodowane przez mechanizmy ogrzewania magnetycznego. Szybko obracająca się gwiazda ma o rząd wielkości więcej emisji chromosferycznej niż emisja bazowa.

Całkowity obraz ogrzewania chromosfery

Udane odtworzenie linii strumienia bazowego za pomocą modeli ogrzewania falami akustycznymi wyjaśniło, że podstawowym procesem ogrzewania w chromosferach są fale akustyczne. Mechanizm ten działa niezależnie od rotacji. Im szybciej obraca się gwiazda, tym bardziej jest pokryta polami magnetycznymi, które na wysokościach fotosferycznych i subfotosferycznych pojawiają się w postaci rur strumienia magnetycznego. Fluktuujące przepływy gazu w turbulentnej strefie konwekcyjnej poza rurami wzbudzają podłużne, poprzeczne i skrętne fale rur MHD. Poprzez formowanie się szoków podłużne fale w dolnej i środkowej chromosferze ogrzewają rury strumienia, co wyjaśnia nadmierną emisję w obszarach magnetycznych. Przy większej liczbie rur na gwieździe, wytwarzana jest większa energia fal rurowych. Znacznie wydajniej wytwarzane fale poprzeczne mają dwa problemy: poważnie cierpią z powodu wycieku energii falowej z dala od rury i trudno je rozproszyć. Bardzo prawdopodobne, że są odpowiedzialne za ogrzewanie wysokiej chromosfery i warstwy przejściowej. Tutaj obserwacje gwiazd linii C IV wskazują, że oprócz ogrzewania falowego, ogrzewanie prądem stałym przez mikrorozbłyski generowane przez zdarzenia rekoneksji zwiększa ogrzewanie falowe Alfvéna. Te zdarzenia rekoneksji są wynikiem powolnych poziomych ruchów konwekcyjnych (zwanych ruchami stóp), które prowadzą do skręcania i splatania rur strumienia magnetycznego. Strefa konwekcji jest zatem źródłem nie tylko ogrzewania prądem przemiennym, ale także stałym. Prawdopodobnie mniej wydajnie generowane fale torsyjne najprawdopodobniej przechodzą przez chromosferę bez rozproszenia i stają się ważne w koronie i wietrze gwiazdowym. Wydajna trójwymiarowa symulacja magnetohydrodynamiki w strefach konwekcji gwiazdowej powinna w przyszłości być w stanie całkowicie wyjaśnić zjawisko chromosfery, które w przypadku braku jakichkolwiek danych wejściowych z przestrzeni międzygwiazdowej musi być w końcu całkowicie zależne od wnętrza gwiazdy.

Chromosfera: Magnetyczny baldachim

Magnetyczny baldachim to warstwa pola magnetycznego skierowana równolegle do powierzchni Słońca i znajdująca się w niskiej CHROMOSFERZE, pokrywająca obszar bez pola SŁONECZNEJ FOTOSFERA. Ma natężenie pola rzędu 0,01 T i pokrywa znaczną część powierzchni Słońca. Magnetyczny baldachim można porównać z baldachimem lasu deszczowego: pnie drzew odpowiadają MAGNETYCZNYM RUROM STRUMIENIA, które wznoszą się pionowo z poziomu fotosfery, podczas gdy rozprzestrzeniające się rozgałęzione liście porównują się z poziomo rozprzestrzeniającym się polem magnetycznym. Podobnie jak w przypadku baldachimu lasu deszczowego, magnetyczny baldachim ma swoje własne życie i nie jest łatwo dostępny do obserwacji. Magnetyczny baldachim można wywnioskować obserwacyjnie z magnetogramów wykonanych w chromosferycznych liniach widmowych lub teoretycznie z magnetohydrostatycznej ekstrapolacji łatwo obserwowalnego pola magnetycznego fotosfery.

Dowody obserwacyjne na istnienie sklepienia magnetycznego

Na początku lat 80. XX wieku R G Giovanelli i H P Jones prowadzili szeroko zakrojone badania sklepienia magnetycznego, opierając się na wcześniejszych sugestiach i danych obserwacyjnych W C Livingstona. Wykorzystali magnetogramy pola sieciowego w pobliżu krawędzi słonecznej , wykonane w chromosferycznych liniach widmowych w zakresie podczerwieni i widzialnym, np. linia tripletowa 854,2 nm Ca II i linia Mg I b2 przy 517,3 nm. Te magnetogramy zazwyczaj pokazują inwersję biegunowości wzdłuż linii, która pokrywa się z krawędzią unipolarnego pola sieciowego. (Sieć magnetyczna widoczna jest na fotosferycznych magnetogramach, zarysowując granice supergranuli.)



W kierunku środka dysku od linii inwersji polaryzacji pole rozproszone (ciemny obszar na rysunku (a)) rozciąga się dobrze nad obszarem, który nie wykazuje pola magnetycznego na poziomie fotosferycznym i który ma taką samą (normalną) polarność jak sieć magnetyczna. Po stronie krawędzi ta plama normalnej polaryzacji pokazuje obwódkę o przeciwnej polaryzacji. Inwersja polaryzacji i wzór obwódki to bardzo powszechna cecha chromosferycznych magnetogramów pola sieci w pobliżu krawędzi. Występuje również w regionach aktywnych i plamach słonecznych. Rysunek (b) pokazuje strukturę magnetyczną, która najbardziej naturalnie wyjaśnia taki magnetogram. Pokazuje przednią elewację sekcji wskazanej na rysunku (a). Normalna do powierzchni Słońca (poziom wysokości, na którym głębokość optyczna kontinuum przy λ = 500 nm wynosi jedność (τ₅₀₀ = 1)) jest nachylona pod kątem θ względem linii widzenia, co odpowiada obserwacji w pobliżu krawędzi Słońca. Chociaż pole sieci magnetycznej jest rozdrobnione i składa się z wielu małych rur strumienia magnetycznego, na rysunku (b), dla jasności, jest ono przedstawione przez pojedynczą rurę strumienia zorientowaną pionowo. Na granicy sieci pole może swobodnie rozprzestrzeniać się w kierunku poziomym, tworząc w ten sposób magnetyczny baldachim, który pokrywa obszar wolny od pola ff. Odwrócenie biegunowości magnetycznej chromosferycznego magnetogramu można teraz łatwo zrozumieć jako spowodowane polem baldachimu w następujący sposób. Linie widzenia przechodzące przez pole sieciowe odbierają składową pola magnetycznego w kierunku obserwatora, podobnie jak linie widzenia przechodzące przez pole baldachimu na lewą (środek dysku) stronę sieci (przerywana linia widzenia), wyjaśniając rozszerzone pole rozproszonej sieci. Pole korony po prawej (w kierunku krawędzi) strony sieci powoduje jednak składową linii widzenia o przeciwnym kierunku (ciągła linia widzenia), co powoduje powstanie prążka o przeciwnej polaryzacji. Należy zauważyć, że odpowiadający magnetogram sieci magnetycznej na poziomie fotosferycznym miałby wyłącznie dodatnią biegunowość. W kierunku krawędzi pola sieciowe najwyraźniej zbliżają się do siebie wraz ze wzrostem kąta aspektu linii widzenia θ, powodując powstanie coraz węższego wzoru prążków o zmiennej polaryzacji w magnetogramie. Korzystając ze standardowego modelu atmosfery słonecznej, równanie transferu promieniowania dla światła spolaryzowanego jest integrowane wzdłuż linii widzenia przechodzącej przez pole korony, tak jak to pokazano na rysunku (b). Zakładając, że atmosfera jest wolna od pola do wysokości z_c, a korona składa się z jednorodnej warstwy pola magnetycznego o natężeniu B_c, wysokość korony z_c można wyprowadzić z porównania obliczonego w ten sposób sygnału magnetogramu obserwowanego. Ponieważ tylko pole magnetyczne blisko podstawy korony przyczynia się znacząco do sygnału magnetogramu (z powodu szybkiego spadku gęstości i natężenia pola wraz z wysokością), założenie jednorodnego, czysto poziomo skierowanego pola korony jest uzasadnionym przybliżeniem. Takie obliczenia doprowadziły do wysokości korony 600-1000 km nad powierzchnią Słońca (odpowiadającej dolnej chromosferze) w regionach spokojnego Słońca i tak niskich, jak 200 km w REGIONACH AKTYWNYCH. W przeciwieństwie do tego, proste modele rurki strumieniowej sieci magnetycznej pokazują, że pole korony tworzy się w górnej chromosferze i KORONIE. Tylko modele, które uwzględniają istotne różnice między atmosferą wewnątrz rury strumieniowej (atmosfera wewnętrzna) i na zewnątrz niej (atmosfera zewnętrzna), są w stanie wytworzyć nisko położone pole korony. PLAMY SŁOŃCOWE również obserwują powstawanie nisko położonego pola korony, które rozciąga się na dużą odległość poza półcieniem (superpenumbra) z wysokością korony od stu do kilkuset kilometrów. W tym przypadku, w przeciwieństwie do korony sieciowej, dominującą rolę w utrzymywaniu korony na niskiej wysokości odgrywają siły napięcia magnetycznego.

Model rurki strumieniowej osłony magnetycznej

Biorąc pod uwagę natężenie pola magnetycznego pola sieciowego na powierzchni Słońca (τ₅₀₀ = 1), B₀ i ułamek powierzchni zajmowany przez to pole, współczynnik wypełnienia magnetycznego f0, najprostszy model, który można skonstruować, składa się z zespołu statycznych, obrotowo symetrycznych, pionowych rur strumieniowych, które są równomiernie rozmieszczone na poziomie τ₅₀₀ = 1. Zwykle zakłada się, że na tym poziomie natężenie pola składowej pionowej jest stałe w rurce strumieniowej, B_z(r) = B₀ = const., a atmosfera wewnętrzna i zewnętrzna są równoległe do płaszczyzny (brak zmian w kierunku bocznym, ale tylko w kierunku pionowym). Biorąc dodatkowo pod uwagę ciśnienie gazu p_g jako funkcję wysokości dla atmosfery wewnętrznej i zewnętrznej, konfigurację pola magnetycznego można obliczyć dla wszystkich wysokości, w tym osłony i obszaru chromosferycznego, rozwiązując równanie magnetohydrostatyczne. Powierzchnia rury strumieniowej wyróżnia się nieciągłością (w przypadku idealnej plazmy) zmiennych fizycznych w taki sposób, że ciśnienie magnetyczne, p_mag = B²/2μ, wywierane przez pole powierzchni rury strumieniowej jest równe różnicy ciśnienia gazu między atmosferą zewnętrzną i wewnętrzną, tj. B²/2μ|_Surface = p_{g ext} ? p_{g int} gdzie μ = 4π × 10^-7 V s A^-1 m^-1 to przenikalność magnetyczna przyjęta jako przenikalność wolnej przestrzeni. To równanie jest bezpośrednią konsekwencją prawa Ampére′a i jest nadal ważne w obecności sił krzywizny magnetycznej. W skrajnym przypadku całkowicie opróżnionej rury strumienia, p_{g int} = 0, i otrzymujemy B_max(z) = [2μp_{g ext}(z)]^1/2, co wynosi około 0,17 T na poziomie powierzchni Słońca i około 0,02 T na wysokości 500 km. Ze względu na wykładniczy spadek zewnętrznego ciśnienia gazu p_{g ext} wraz z wysokością, rura strumienia magnetycznego rozszerza się, utrzymując jednocześnie całkowity strumień magnetyczny stały. Na rysunku widać, że pole magnetyczne w zewnętrznych częściach rury staje się poziome na pewnej krytycznej wysokości, tworząc w ten sposób pole baldachimu.



To poziomo rozprzestrzeniające się pole łączy się z polem o równej polarności sąsiednich rur strumienia, w którym to przypadku wygina się z powrotem i na zewnątrz w kierunku pionowym, lub łączy się z sąsiednimi rurami o przeciwnej polaryzacji, tworząc strukturę przypominającą pętlę. Pierwszy przypadek pokazano na rysunku , gdzie pole korony łączy się z sąsiednim polem o tej samej biegunowości na wysokości 900 km. Pozioma odległość, na jaką rozciąga się pole korony, zależy od lokalnego współczynnika wypełnienia, który waha się od ≈0,2 (regiony PLAGE) do 5×10^-4 (ciche Słońce). Tak więc pole korony może obejmować duży obszar wolnej od pola fotosfery spokojnego Słońca. Na rysunku rozciąga się ono tylko na umiarkowanym poziomym rozpiętości (od 700 do 1400 km w regionie wysokości od 800 do 1100 km) ze względu na współczynnik wypełnienia 5 × 10^-3, który jest dziesięć razy większy niż w regionie spokojnego Słońca. Wysokość, na której pojawia się pole korony, wysokość korony z_c krytycznie zależy od kombinacji atmosfery zewnętrznej i wewnętrznej. Pole korony o wysokości podstawy zgodnej z obserwacjami powstaje tylko wtedy, gdy atmosfera rurki strumieniowej wykazuje wzrost temperatury chromosferycznej, podczas gdy temperatura w atmosferze zewnętrznej nadal spada poniżej wysokości minimum temperatury atmosfery rurki strumieniowej. W takich okolicznościach ciśnienie gazu wewnątrz rurki strumieniowej szybko zbliża się do ciśnienia otaczającego gazu w punkcie krytycznym powyżej wysokości minimum temperatury. Zgodnie z równaniem zmusza to powierzchnię rurki strumieniowej do rozprzestrzeniania się w kierunku poziomym, ponieważ skończone pole powierzchni nie może sięgnąć poza wysokość krytyczną, gdzie p_{g ext} - p_{g int} = 0, niezależnie od natężenia pola lub współczynnika wypełnienia. Czy możliwe jest, że atmosfera zewnętrzna pozostaje chłodna do podstawy korony? Analiza linii widmowych Słońca cząsteczki tlenku węgla, a także modele równowagi radiacyjnej uwzględniające wpływ cząsteczki CO, pokazują, że na dużej części powierzchni Słońca temperatura musi znacznie spaść poniżej klasycznego minimum temperatury, tak aby atmosfera rozwidlała się na składnik gorący i chłodny w pobliżu wysokości klasycznego minimum temperatury, które występuje około 500 km nad powierzchnią Słońca .Jest bardzo prawdopodobne, że gorący i chłodny składnik reprezentują odpowiednio wewnętrzną i zewnętrzną atmosferę rury strumieniowej. Zatem występowanie pola korony wydaje się być ściśle związane z termicznym rozwidleniem atmosfery słonecznej.

Konsekwencje korony magnetycznej W wyniku termicznego rozwidlenia atmosfera bezpośrednio pod podstawą korony jest stosunkowo chłodna ( ≤ 4000 K), podczas gdy sama korona może już mieć temperaturę chromosferyczną, w zależności od równowagi ogrzewania i chłodzenia. Stąd podstawa korony reprezentuje termiczną warstwę graniczną, która ma ważne konsekwencje dla tworzenia się linii widmowych w dolnej chromosferze, takich jak centralny rdzeń emisyjny Ca II H i K lub Mg II h i k. Tworzenie się tych rdzeni emisyjnych jest tłumione przez chłodną atmosferę pod podstawą korony. Z drugiej strony, ponieważ atmosfera rury strumieniowej wykazuje wzrost temperatury chromosferycznej, rdzenie emisyjne rozwijają się w pełni wzdłuż osi rury strumieniowej i w jej pobliżu, a ich rozmiar zależy od szybkości rozszerzania się rury strumieniowej. Jest to zgodne z zaobserwowaną zwiększoną emisją chromosferyczną w obszarach sieciowych i jej brakiem (z wyjątkiem sporadycznych jasnych ziaren) w obszarach wewnątrzsieciowych. Model pokazuje zatem, że linie emisyjne w niskiej chromosferze są przestrzennie przerywane w skalach około 1 sekundy łuku i są silnie skorelowane z intensywnym polem magnetycznym na poziomie fotosfery, przy czym obie prognozy są zgodne z obserwacją. Linie rezonansowe MgII tworzą się nieco wyżej w atmosferze niż linie Ca II, prawdopodobnie głównie powyżej podstawy korony. Odpowiednio, linie te pokazują rdzenie emisyjne również w obszarze wewnątrzsieciowym. Pole akanopiczne w połączeniu z przestrzennie oddzielnym ruchem masy pod baldachimem (np. ruch konwekcyjny) może silnie wpływać na kształt wrażliwych na Zeemana linii widmowych, gdy są obserwowane w świetle spolaryzowanym . Profil Stokesa V linii widmowej (różnica między prawoskrętnym i lewoskrętnym kołowo spolaryzowanym światłem jako funkcja długości fali), który jest antysymetryczny w normalnych warunkach, może przyjąć ekstremalnie asymetryczny kształt w zależności od prędkości i wysokości baldachimu. Baldachim magnetyczny prawdopodobnie niesie konsekwencje dla powstawania i siły wstrząsów akustycznych, które są wynikiem fal biegnących w górę generowanych na poziomach fotosfery i strefy konwekcyjnej. Fale te preferencyjnie wywołują wstrząs na wysokości około 1 Mm, a więc blisko podstawy baldachimu, dając początek jasnym ziarnom Ca IIH_2V i K_2V. Oczekuje się również, że dokładne właściwości emisyjne tych ziaren zostaną zmodyfikowane przez obecność osłony magnetycznej. Jako kolejna konsekwencja osłony magnetycznej, częstotliwości oscylacji akustycznych p-mode słonecznego wysokiego stopnia modalnego są przesunięte do większych wartości. Dla danego trybu to przesunięcie CZĘSTOTLIWOŚCI jest proporcjonalne do kwadratu natężenia pola osłony, które jest w przybliżeniu proporcjonalne do współczynnika wypełnienia fotosfery, f0. Jest to możliwe wyjaśnienie zmienności częstotliwości oscylacji p-mode w CYKLU SŁONECZNYM i ich korelacji z aktywnością magnetyczną.

Chromosfera: Sieć

Sieć chromosferyczna na Słońcu została odkryta przez HALE′A w 1892 r. za pomocą jego nowo wynalezionego spektroheliografu. Jest to plamisty wzór (Hale nazwał go "strukturą siatkową") pokrywający dysk słoneczny poza aktywnymi obszarami, który pojawia się, gdy Słońce jest obrazowane w diagnostyce widmowej utworzonej w CHROMOSFERZE . Wzór sieci ma wygląd plastra miodu przy charakterystycznych rozmiarach komórek 10-40 sekund łuku i składa się z małych plamek magnetycznych, które, choć niekompletnie, wyznaczają granice komórek supergranulacji w leżącej pod nimi fotosferze (SOLAR PHOTOSFHERE: SUPERGRANULATION). Każdy obszar magnetyczny mierzy kilka sekund łuku i prawdopodobnie składa się z klastra rur strumieniowych, które są już fizycznie połączone na wysokościach chromosferycznych (1000-5000 km nad fotosferą) lub wydają się połączone z powodu rozpraszania promieniowania (SOLAR PHOTOSPHERIC MAGNETIC FLUX TUBES: OBSERVATIONS). Sieć chromosferyczna jest bardzo precyzyjnie współprzestrzenna z siecią magnetyczną obserwowaną za pomocą magnetografów w fotosferze. Powodem współprzestrzenności jest kilogaussowa siła pola fotosferycznych rur strumieniowych. Tak wysoka siła pola idzie w parze z niemal ewakuacją, a zatem dużą wypornością, a zatem promieniową (pionową) orientacją (SOLAR PHOTOSPHERE). Plamy sieciowe wydają się jasne w liniach chromosferycznych (linie rezonansowe Ca II H i K przy λ = 396 nm i 393 nm, wewnętrzne skrzydła linii Hα serii Balmera wodoru przy 656,3 nm i wiele linii emisyjnych w średnim ultrafiolecie). Obserwowana jasność wzrasta wraz z widoczną gęstością strumienia magnetycznego w leżącej pod spodem fotosferze, skutecznie mierząc gęstość przestrzennej rury strumieniowej. Wzmocnienie intensywności jest prawdopodobnie spowodowane ogrzewaniem związanym z magnetyzmem, ale dokładny mechanizm nie został zidentyfikowany (CHROMOSFERA: MECHANIZMY OGRZEWANIA). Wzór sieci jest dynamiczny w skalach czasowych godzin. Jego ewolucja jest regulowana przez ciągłe pojawianie się nowego pola magnetycznego w komórkach supergranulacji, późniejszą migrację pola do granic komórek narzuconą przez przepływy supergranulacji, dalszą migrację wzdłuż granic supergranulacji i ostateczne zanikanie pola poprzez dyspersję, ponowne połączenie, subdukcję lub wznoszenie się do górnej atmosfery.

Skład

Rury strumienia magnetycznego, które tworzą sieć magnetyczną, są widoczne pojedynczo na zdjęciach fotosfery o najwyższej rozdzielczości. W szczególności są one najostrzej widoczne w paśmie Fraunhofera G wokół λ = 430,5 nm. Pasmo to składa się z molekularnych linii CH, które znacznie jaśnieją, w niezrozumiały sposób, w miejscach, w których silne rury strumienia w pasach międzykrystalicznych dynamicznie oddziałują z otaczającymi przepływami konwekcyjnymi. Rury strumienia pojawiają się na filtrogramach pasma G jako maleńkie jasne punkty o średnicy 0,1-0,2 sekundy łuku - tuż przy granicy dyfrakcji najlepszych teleskopów (SOLAR PHOTOSPHERE: FILIGREE; SOLAR TELESCOPES AND INSTRUMENTS: GROUND). Plamy w nadległej chromosferze wydają się bardziej rozproszone, z ziarnistą strukturą w skali 1-2 sekundy łuku. W obserwacjach naziemnych najlepiej widać je podczas obrazowania chromosfery słonecznej w rdzeniach linii Ca II H i K. Są to najsilniejsze linie widmowe optycznie dostępnej części widma słonecznego, ponieważ wapń jest pierwiastkiem powszechnie występującym, a większość cząstek wapnia znajduje się w pojedynczo zjonizowanym stanie podstawowym w całej fotosferze i niskiej chromosferze. Ponadto łatki sieciowe są dobrze widoczne w liniach ultrafioletowych od niższych stadiów jonizacji pierwiastków powszechnie występujących, takich jak CI i CII w średnim ultrafiolecie. Pozostają widoczne w liniach ultrafioletowych od wyższych stadiów jonizacji do temperatury formowania ≈10⁵ K i są również widoczne w Lyman &alph; przy λ = 121,5 nm (najsilniejsza linia w widmie słonecznym). Bardziej złożona morfologia jest widoczna w Hα niż w Ca II K, ponieważ H? ma dodatkowe wkłady z dużo wyższych warstw, ze względu na wysoką energię wzbudzenia. Tylko w wysokiej temperaturze i stosunkowo dużej gęstości staje się wystarczająco nieprzezroczysty. Gdy obserwuje się sieć w centrum linii Hα, ma ona ciemne rozszerzenia zwane plamkami lub, gdy są dłuższe niż kilka sekund łuku, fibryle (CHROMOSFERA: WŁÓKNA). Rozciągają się one w kolce, gdy są widoczne na krawędzi (CHROMOSFERA: SPICULES). Takie włókniste struktury niewątpliwie przedstawiają topologię pola magnetycznego i mogą reprezentować dolne części pętli koronalnych (CORONAL LOOPS), ale ich zachowanie jest bardzo dynamiczne i wyraźnie bardziej złożone, niż przewidywałyby statyczne modele pętli. Statyczne modele rozszerzania się rurki strumienia wraz z wysokością (SOLAR PHOTOSPHERIC MAGNETIC FLUX TUBES: THEORY) przewidują, że na znacznie niższych poziomach pole magnetyczne powinno już rozchodzić się do niemal jednorodnego wypełnienia przestrzeni (CHROMOSFERA: MAGNETIC CANOPY). Obserwowane przepływy plamek, włókienek i kolców odwzorowują bardziej pionowe linie pola, ponieważ gaz porusza się swobodnie tylko wzdłuż pola. Bardziej nachylone przepływy nie sięgają tak wysoko. Przestrzenna koincydencja z siecią magnetyczną w fotosferze może być wykorzystana do określenia biegunowości magnetycznej sieci chromosferycznej. Ma ona tendencję do bycia mieszaną biegunowością na dużych obszarach spokojnego Słońca i stawania się jednobiegunową w pobliżu obszarów aktywnych lub pozostawania jednobiegunową w pozostałościach poprzednich obszarów aktywnych. Duże obszary jednobiegunowe występują również w pobliżu biegunów słonecznych.

Topologia i ewolucja wzoru

Wygląd komórkowy sieci chromosferycznej jest niekompletny, w przeciwieństwie do granic komórek supergranulacji obserwowanych na fotosferycznych dopplergramach. Na niskorozdzielczych spektroheliogramach CaIIK komórki są łatwiej zarysowane niż na wysokorozdzielczych filtrogramach CaIIK, co pokazuje, że przepływy supergranulacji nie powodują wypełnienia pól granic komórek wszędzie. Ponadto istnieją ruchome, małe obszary koncentracji pola w komórkach supergranulacji, które jeszcze nie dotarły do granicy komórki. Jest prawdopodobne, że wiele z tych ruchomych obszarów niedawno wyłoniło się spod powierzchni. Rozmiary komórek sieci chromosferycznej są większe (średnica 32 mm) w przypadku określenia za pomocą klasycznych metod autokorelacji niż w przypadku stosowania metod topologicznych, które identyfikują komórki na podstawie diagnostyki gradientowej (średnica 13-18 mm). Wydaje się, że nie ma bezpośredniego związku między rozmiarem komórki a zawartością magnetyczną, chociaż w obszarach niespokojnych komórek bez pola wydają się być znacznie mniejsze. Przestrzenne charakterystyki komórek są zdominowane przez przestrzenną gęstość centrów przepływu w górę, tak jak ma to miejsce w przypadku granulacji na mniejszą skalę (SOLAR PHOTOSPHERE: GRANULATION). Rzeczywiście, zarówno granulacja, jak i supergranulacja wydają się tworzyć jako pęcherzyki zaczynające się od miejsca "zarodka", tj. centrum wypływu, a oba są wypełnieniem powierzchni. Łaty magnetyczne pierwotnie pojawiają się w dwubiegunowych efemerycznych regionach wewnątrz komórek supergranulacji, a następnie są transportowane do granic komórek supergranulacji, gdzie pozostają ograniczone. Ruch stężeń magnetycznych można opisać za pomocą losowego spaceru w odpowiedzi na ciągle ewoluujące ruchy konwekcyjne. W skali granulacji ziarniste buforowanie powoduje, że stężenia magnetyczne poruszają się w losowym spacerze z typowymi długościami kroków równymi promieniowi granulatu (R ≃ 0,5 Mm) i krokami czasowymi równymi czasowi życia granulatu (T ≃ 10 min). Wzory przepływu przez komórki supergranulacji przetrwają dłużej niż pojedyncze przepływy granularne na małą skalę, tak że łatki są ostatecznie zbierane w granicach supergranularnych przez odpływy supergranularne. Następnie przemieszczają się wzdłuż tych granic i w ten sposób zarysowują granice supergranularne. Można to zaobserwować zarówno dla sieci chromosferycznej na filtrogramach Ca II K i obrazach ultrafioletowych o wysokiej rozdzielczości, jak i na magnetogramach fotosferycznych. Wzdłuż granic supergranularnych pole magnetyczne wydaje się skoncentrowane w łatkach o średniej zawartości strumienia magnetycznego 2,5 × 10¹⁸ Mx (Mx, Maxwell = 10-8 Webera; 1 G = 1 Mx cm^-2) różniących się od znacznie poniżej 10¹8 Mx do ponad 15 × 10¹⁸ Mx na łatkę i z wykładniczym spadkiem częstości występowania. Obserwowana nadmierna jasność Ca II K I_K ponad niemagnetycznym tłem ("strumień bazowy") wzrasta wraz z pozorną gęstością strumienia magnetycznego Φ w leżącej pod spodem fotosferze zgodnie z prawem potęgowym I_K α |Φ|^0,65 (ale ze znacznym rozrzutem wokół tej relacji). Należy zauważyć, że pozorna gęstość strumienia jest często mylona z wewnętrzną siłą pola magnetycznego Słońca; jest to przede wszystkim miara gęstości przestrzennej nierozdzielonych rur strumieniowych o wewnętrznej sile pola h |B| ≈ 1400 G nad elementem rozdzielczości kątowej teleskopu. W skali supergranulacji ewolucja wzoru komórkowego powoduje kolejny losowy spacer z typowymi długościami kroków równymi promieniowi komórki supergranularnej (R ≃ 6 ? 9 Mm) i typowymi krokami czasowymi równymi charakterystycznemu czasowi życia supergranularnego (T ≃ 24 h). Podczas dyfuzji wzdłuż granic supergranularnych, plamy strumienia mogą oddziaływać ze sobą. Gdy skupiska pól o przeciwnej biegunowości spotykają się, mogą się wzajemnie znosić, tj. znikać z pola widzenia. Może to być spowodowane rzeczywistym ponownym połączeniem pola, ale może również wskazywać, że pola magnetyczne poruszają się w górę lub w dół przez obserwowaną warstwę w postaci małych pionowych pętli z wierzchołkiem skierowanym odpowiednio w dół lub w górę. Gdy spotykają się fragmenty o tej samej biegunowości, można zaobserwować łączenie się strumieni. Obserwuje się również odwrotny proces, fragmentację. Całkowitą funkcję rozkładu wykładniczego strumienia można opisać za pomocą modelu "magnetochemii", który opisuje pojawianie się nowych skupień, fragmentację na kawałki i zanikanie poprzez znoszenie się lub łączenie. Biorąc pod uwagę częstotliwości tych procesów, maksymalny czas życia pojedynczego skupienia pola szacuje się na nie więcej niż około 40 godzin. Tak więc subtelnej struktury spokojnej sieci nie można rozpoznać po dłuższym okresie czasu.

Właściwości dynamiczne

Dokładna współprzestrzenność między siecią chromosferyczną a polem magnetycznym fotosfery oraz zależność potęgowa między jasnością sieci a pozorną gęstością strumienia (głównie mierząca gęstość przestrzenną rurki strumienia) silnie sugerują, że mechanizm ogrzewania zdominowany magnetycznie działa w lub wzdłuż rurek strumienia kilogaussowego, które tworzą sieć (CHROMOSFERA: MECHANIZMY OGRZEWANIA). Jednak wiele prób nie znalazło modów falowych, które zdradzałyby transfer energii kinetycznej z fotosfery, gdzie rurki strumienia są uderzane przez przepływy ziarniste, aż do wysokości chromosferycznych, gdzie rozpraszanie fal mogłoby przyczynić się do ogrzewania, które jest wymagane do wyjaśnienia obserwowanej jasności. Jak dotąd wszystkie badania oscylacji sieci zidentyfikowały jedynie dość wolne okresy, 5 minut lub dłuższe. Wynik ten stoi w ostrym kontraście z falami akustycznymi trwającymi około 4 do 2 minut, które są wszechobecne w regionach sieci. Nie jest nawet jasne, czy obserwowane powolne modulacje opisują tryby falowe (takie jak łamanie wewnętrznych fal grawitacyjnych), czy też po prostu losowe ruchy wymuszone przez kołysanie się punktu stopy. Tak więc rzeczywisty mechanizm, dzięki któremu plamy sieciowe są jasne, choć niewątpliwie wynika to z fizyki dynamicznej rury strumieniowej, nie został jeszcze zidentyfikowany.

Chromosfera: Spikule

Już w 1877 r. ojciec Secchi opisał przypominające dżety, wydłużone struktury w chromosferach słonecznych, które Walter Orr Roberts w 1945 r. nazwał spikule. Obserwuje się je w optycznych liniach emisyjnych chromosfery wodoru (szczególnie linia 656 nm Hα), zjonizowanego wapnia (szczególnie linie 393 nm i 397 nm H i K) oraz liniach helu (szczególnie linie neutralnego helu 588 nm i 1083 nm). Rysunek przedstawia serię obrazów CHROMOSFERY wykonanych przy różnych długościach fal w linii H?, pokazujących struktury spikularne.



Z wyjątkiem najniższych wysokości nad krawędzią Słońca, do 1500 km, spikule są wyraźnie widoczne. Typowe właściwości spikuli to: szerokość 900 km, średnia wysokość 8000 km, czas życia 15 min, prędkości pozorne 25 km s^-1. Z obrazów takich jak ten na rysunku można wyprowadzić przestrzenne właściwości chromosfery i jej strukturę. Większość lub cała emisja chromosferyczna w tych liniach wydaje się pochodzić ze spikuli, więc można uczciwie powiedzieć, że chromosfera słoneczna, przynajmniej na wysokościach przekraczających 1500 km nad fotosferą, składa się z materiału spikularnego. Spadek średniej jasności chromosfery wraz z wysokością jest wynikiem spadku jasności poszczególnych spikuli i liczby spikuli wraz z wysokością. Obserwując linię Hα, linię najczęściej używaną, obserwujemy średnią wysokość spikuli wynoszącą 8000 km, nieco mniej w pobliżu równika słonecznego, więcej na biegunach. Należy jednak zauważyć, że ich górna granica nie jest dobrze zdefiniowana, więc obserwowana wysokość zależy od warunków obserwacji. Pojedyncze spikule mogą sięgać znacznie wyżej, a obserwowane wysokości przekraczają 10 000 km. W literaturze można znaleźć odniesienia do tak zwanych "super-spikuli", zwłaszcza w dyskusji na temat obserwacji krawędzi Słońca wykonanych w liniach dalekiego ultrafioletu, takich jak linia zjonizowanego helu przy 30,4 nm. Super-spikule są znacznie większe niż spikule; są to struktury, które pod względem swoich właściwości znajdują się pomiędzy spikułami a przejściowymi protuberancjami słonecznymi (SURGES). Nie są one uwzględnione w niniejszym kontekście, zostaną krótko omówione na końcu tej sekcji. Obserwowana szerokość spikuli wynosi średnio 900 km, co jest prawdopodobnie górnym limitem, ponieważ nie jest korygowana pod kątem efektów obrazowania atmosfery Ziemi

Dynamika

Dynamika spikuli jest najbardziej interesująca. Na początku wyglądają jak "gejzery" w tym sensie, że następuje wznoszący się strumień materiału z prędkościami dochodzącymi do 25 km s^-1M trwający około 5 minut, ale ze ścieżką, która jest często nachylona względem lokalnego kierunku pionowego. Po osiągnięciu typowej maksymalnej wysokości 9000 km w ciągu 5 minut wyrzut ustaje. Następuje zanik jasności spikuli lub powrót emitującego materiału do fotosfery. Podsumowując, znacznie więcej spikuli wydaje się unosić niż opadać. Całkowity cykl życia tych, które opadają, wynosi około 15 minut. Ponieważ materiał spikularny jest w dużej mierze zjonizowany, ruchy mają tendencję do podążania za kierunkiem linii pola magnetycznego. Orientacje i ruchy spikularne są zatem dobrym przybliżeniem wzoru struktury pola magnetycznego w tej części atmosfery słonecznej. Bezpośrednie pomiary natężenia pola magnetycznego za pomocą efektu Zeemana lub prawdopodobnie efektu Hanlego nie są jeszcze dostępne . Chociaż występują znaczne czasowe i lokalne zmiany przestrzenne w orientacjach, istnieją wyraźne zmiany w średnich orientacjach kierunków kolców, a zatem pól magnetycznych, wraz z szerokością geograficzną Słońca. W pobliżu równika słonecznego orientacje, chociaż średnio pionowe, różnią się znacznie od kolca do kolca. W pobliżu biegunów orientacje są bardziej jednolite, głównie zbliżone do pionowych, ale czasami systematycznie pochylone. W regionach polarnych nachylenie wydaje się podążać za orientacjami pióropuszy koronalnych. Ze względu na systematyczne zachowanie grupowe kolców w tym miejscu, wzory te są czasami określane jako konfiguracje "jeżozwierza" lub "pola pszenicy". Astronomowie zawsze obawiają się, że pozorne ruchy widoczne w filmach, takich jak te w chromosferze Hα, mogą nie odpowiadać rzeczywistym ruchom. Pozorne ruchy mogą wynikać z innych efektów, takich jak zmiany czasowe w warunkach wzbudzenia atomowego. Jedynym sposobem sprawdzenia realności ruchów jest obserwacja przesunięcia Dopplera linii widmowej. Jest to jednak trudna rzecz do zrobienia, ponieważ pozorne "właściwe ruchy" występują w płaszczyźnie nieba, podczas gdy przesunięcie Dopplera odpowiada ruchom w linii wzroku. Porównanie jest zatem statystyczne i wymaga znajomości różnych nachyleń spikuli. Dotychczasowe obserwacje, uwzględniające te rozważania, rzeczywiście wykazały, że pozorne ruchy są rzeczywistymi ruchami materialnymi. Przesunięcia Dopplera wydają się różnić w zależności od spikuli, co powoduje przechylenie linii emisyjnych widma. Te zmiany są często interpretowane w kategoriach obrotu spikuli.

Właściwości fizyczne

Oprócz informacji o prędkościach, analiza widmowa emisji spikularnej dostarcza ważnych informacji o warunkach fizycznych w spikulach. Obserwacje widmowe są dostępne w wielu różnych liniach: liniach Balmera wodoru (Hα do Hε), liniach neutralnego helu (linia D3 przy 588 nm, linia 1083 nm) i liniach zjonizowanego wapnia przy 393, 397, 850 i 854 nm). Obserwowana emisja tych linii wskazuje na temperatury w okolicach 15 000 K, prawdopodobnie niższe (<10 000 K) na wysokościach poniżej 2000 km, a gęstości elektronów maleją z 1,5×10¹¹ cm^-3 przy h = 2000 km do 3×10¹⁰ cm^-3 przy h = 10 000 km. Na niższych wysokościach kolce są osadzone w tym, co zwykle nazywa się obszarem przejściowym chromosfera-korona. Na większych wysokościach są osadzone w samej KORONA o milionie stopni, ale musi istnieć lokalny obszar przejściowy między każdą kolcem a tą koroną. Nic nie wiadomo o tych lokalnych obszarach przejściowych. Przyszłe obserwacje o wysokiej rozdzielczości z kosmosu linii emisyjnych o wyższej temperaturze w ultrafiolecie (na przykład linie CIV przy 155 nm i można oczekiwać, że linia Lyα helu przy 30,4 nm wyjaśni to). Ciśnienie elektronów w spikulach na wysokości 8000 km wynosi 0,09 dyn cm^-2 w porównaniu do 0,02 dyn cm^-2 w otaczającej koronie. Różnica jest na tyle duża, że może być rzeczywista, wskazując prawdopodobnie na znaczne nadciśnienie w spikulach chromosferycznych. Ponadto z szerokości linii widmowych w spikulach można wyprowadzić nietermiczne poszerzenie o około 20 km s^-1, z czego część może skutkować ciśnieniem turbulentnym. Izolowane pole magnetyczne o natężeniu zaledwie 1G powoduje ciśnienie magnetyczne o natężeniu 0,04 dyn cm^-2, co stanowi zmianę o 1 G w średnim polu, na przykład 12 G w zmianie o 1 dyn cm^-2. Poza ukierunkowaniem ruchu spikularnego, dla których pole musi być znacznie większe niż 1 G, zmiany pola magnetycznego między spikulą a otaczającą koroną muszą być mniejsze niż 1 G, przy czym zmiany natężenia pola magnetycznego, jeśli występują, są mniejsze w spikulach. Ta wrażliwość równowagi ciśnień na niewielkie zmiany natężenia pola magnetycznego wskazuje również na duże efekty, jakie pole magnetyczne może mieć na dynamikę spikul. Istnieje całkiem duża liczba modeli teoretycznych dotyczących pochodzenia spikul, wszystkie obejmujące efekty pola magnetycznego. Ze względu na podobieństwo ich wymiarów do wymiarów komórek konwekcyjnych słonecznych, które są obserwowane na powierzchni Słońca jako GRANULACJA, oraz ze względu na podobieństwo wskaźników narodzin spikul i granulek w obrębie wyższych stężeń pola magnetycznego obserwowanych na granicach supergranuli słonecznych (patrz dalej w tej sekcji), zasugerowano, że spikule są wynikiem oddziaływań konwekcji i pola magnetycznego. Oczywiste jest, że potrzebne są ulepszone obserwacje widm i obrazów spikul, w tym obserwacje o wyższej rozdzielczości przestrzennej ich prędkości i, jeśli to możliwe, pól magnetycznych. Również obserwacje spiculi obserwowane w projekcji na tarczę słoneczną są bezcenne. To jest główny temat poniższej dyskusji.

Wygląd na tle tarczy słonecznej

Podczas obserwacji struktur takich jak PROMINENCE lub spikule w wyższej atmosferze słonecznej na tle tarczy słonecznej, struktury te można zobaczyć jako ciemne cechy w absorpcji lub jako jasne struktury w emisji. Takie struktury są ciemne, gdy ilość promieniowania tła z tarczy słonecznej, która jest absorbowana, jest większa niż ilość emitowana przez samą strukturę. Stosunek emisji do współczynnika absorpcji w strukturze jest określany jako "funkcja źródłowa" struktury lub w skrócie S. Struktura jest jasna, gdy S przekracza intensywność tła I, ciemna, gdy jest mniejsza. Kontrast zależy od grubości optycznej ?, tak że różnica intensywności I od tła jest równa: ΔI = (I - S)(1- e^-τ ). Ten prosty model widoczności struktur pokrywających jasne tło słoneczne jest często określany jako "model chmur". Ten sam model w rzeczywistości obowiązuje dla chmur ziemskich i dla każdej innej podobnej konfiguracji w dowolnym miejscu. W przypadku warunków panujących w atmosferze słonecznej funkcję źródłową Scan należy przyjąć jako niezależną od długości fali i kierunku. Intensywność tła jest funkcją długości fali (Hα jest silną linią absorpcyjną Fraunhofera) i położenia na tarczy słonecznej (ciemnienie krawędzi słonecznej). Dlatego też jest całkiem prawdopodobne, że znak kontrastu spikuli widzianych w projekcji na tarczę słoneczną zmienia się wraz z położeniem w linii Fraunhofera i położeniem dysku. Biorąc pod uwagę warunki fizyczne w spikulach opisane wcześniej, można by się spodziewać, że spikule będą ciemne, gdy są widziane w skrzydłach linii przez większość tarczy słonecznej. W pobliżu jądra linii H i na skrajnym brzegu można spodziewać się jasnych struktur kontrastowych. Tuż przy krawędzi słonecznej, gdzie jasność dysku szybko spada i faktycznie zanika poza krawędzią, oczekiwane zachowanie kontrastu spikuli jest bardzo złożone. Dlatego też bardzo trudno jest prześledzić spikule z zewnątrz krawędzi z powrotem na tarczę słoneczną, aby jednoznacznie bezpośrednio zidentyfikować struktury dysku ze spikulami. Jednakże powszechnie przyjmuje się, że ciemne, wąskie, wydłużone "plamki" widoczne na monochromatycznych obrazach na skrzydłach linii Hα należy identyfikować z chromosferycznymi spikulami w projekcji na tarczę słoneczną. Termin (1- e^-τ ) w modelu chmur jest również zależny od długości fali, ponieważ optyczna grubość τ jest. Nie wpływa to na znak kontrastu, tylko na jego wielkość. Biorąc pod uwagę tę identyfikację spikul widzianych na tle tarczy słonecznej, można określić szereg innych ważnych parametrów. Jjasno wynika, że spikule nie są równomiernie rozmieszczone na tarczy słonecznej. Znajdują się one w tak zwanej sieci chromosferycznej, która graniczy z komórkami ziarnistości fotosferycznej. Chociaż szacuje się, że na Słońcu jest około 10 razy mniej spikuli niż granulek, gęstość granulek i spikuli, a także ich współczynnik urodzeń w obrębie tych obszarów sieci są porównywalne. Sugeruje to fizyczny związek między strukturą granulacji a występowaniem spikuli w tych regionach, przy czym dobrze znane lokalne wzmocnienie pola magnetycznego Słońca w tych elementach sieci o około 100 G niemal na pewno odgrywa ważną rolę. Jednak próby ustanowienia takiego połączenia obserwacyjnego do tej pory nie powiodły się. Podejrzewa się, że ograniczona rozdzielczość przestrzenna i prawdopodobnie spikule pochodzące znacznie powyżej fotosfery mogą być przyczyną tych nieudanych prób. Ale może być oczywiście tak, że nie ma takiego połączenia ani z samymi granulkami, ani z pasami międzyziarnowymi.

Rola spikuli

Jaką rolę odgrywają spikule w odniesieniu do innych aspektów słonecznych? Na podstawie parametrów fizycznych łatwo oszacować strumień energii kinetycznej i strumień masy w połączonych spikulach. W poruszających się ku górze spikulach strumień energii kinetycznej jest pomijalny w porównaniu z innymi transferami energii do i z korony. Jest to czynnik 100 mniejszy niż na przykład straty energii przewodzącej w dół od korony słonecznej. Strumień masy to zupełnie inna sprawa. W fazie poruszającej się ku górze strumień masy spikuli przewyższa utratę masy korony słonecznej przez WIATR SŁONECZNY o dwa rzędy wielkości. W tym sensie spikule mogą być szerszym zainteresowaniem, a nie być zjawiskiem o znaczeniu jedynie lokalnym. Nie istnieje powszechnie akceptowany model magnetohydrodynamiczny dla spikuli. Zaproponowano szereg modeli wykorzystujących różnorodne mechanizmy fizyczne, w tym różne rodzaje zjawisk falowych, niestabilności, rekoneksję magnetyczną itp. w oparciu o prędkość i pola magnetyczne związane na przykład z granulkami i supergranulkami. Wszystkie one twierdzą, że wyjaśniają wiele obserwowanych właściwości spikuli. Aby odróżnić te modele, konieczne będą ulepszone obserwacje spikuli. Nowe narzędzia, takie jak optyka adaptacyjna do Słońca i obserwacje UV o wysokiej rozdzielczości, które prawdopodobnie będą dostępne w niedalekiej przyszłości, prawdopodobnie wyjaśnią sytuację. Istnieją większe struktury widoczne szczególnie dobrze w liniach ultrafioletowych, takich jak linia He+ Lyα przy 30,4 nm, które są podobne w zachowaniu do spikuli. Są one określane jako "super-spikule" i są najczęściej widoczne na wysokich szerokościach geograficznych Słońca. Próby powiązania tych struktur z obrazami H? chromosfery i protuberancji nie powiodły się. Czasami wyjątkowo długie spikule w Hα są również widoczne w regionach polarnych Słońca. Zostały nazwane "makro-spikule". Niewiele wiadomo na temat zachowania i pochodzenia tych większych struktur.

Chromosfera: Bifurkacja termiczna

Bifurkacja termiczna odnosi się do istnienia "chłodnych chmur" gazu (T < 3500 K) na dużych wysokościach w atmosferze słonecznej, w obrębie tego, co uważano za jednolicie gorącą (T ∿ 7000 K) CHROMOSFERĘ. Odnosi się również do niestabilności chłodzenia, promowanej przez cząsteczki tlenku węgla, która działa w miejscach, w których mechaniczne ogrzewanie chromosfery jest słabe. Chłodne chmury odkryto dzięki anomalnemu zaciemnieniu silnych linii absorpcyjnych CO o długości 4,7 μm w pobliżu skrajnego brzegu; po raz pierwszy rozpoznano je na początku lat 70. XX wieku, a ostatnio potwierdzono w zaskakujących emisjach poza brzegiem pasm podczerwonych CO. Ponieważ tlenek węgla jest zarówno głównym czynnikiem diagnostycznym chłodnego gazu, jak i możliwym czynnikiem przyczyniającym się do jego powstawania, niskotemperaturowe wypukłości do chromosfery zostały uznane za "COmosferę". Podstawowa przyczyna chłodnego gazu i to, jaką część objętości niskiej chromosfery może on zajmować, pozostają kontrowersyjne.

Tło

Na początku lat 70. R W Noyes i D N B Hall zgłosili dziwnie obniżone temperatury jasności absorpcji tlenku węgla w widmach podczerwonych (4,7 μm) wykonanych blisko krawędzi tarczy słonecznej. "Chłodne rdzenie" linii CO - tak niskie jak 3700 K - były zaskakujące, ponieważ były tak chłodne, jak najniższe temperatury, jakie uważano za występujące w PLAMACH SŁONECZNYCH, prawdopodobnie najchłodniejszych cechach atmosfery słonecznej. Noyes i Hall zauważyli również uderzające wahania intensywności linii CO w podczerwieni, prawdopodobnie w zgodzie z kompresjami wysokościowymi i rozrzedzeniami spowodowanymi przez globalne oscylacje trybu p. W tym czasie rozwinęła się kontrowersja, czy minimalna temperatura u podstawy inwersji temperatury chromosfery była tak wysoka jak 4400-4500 K wskazywane przez Ca II 393 nm i Mg II 279 nm, czy też 4200 K sugerowane przez natężenia kontinuum zarówno w obszarach dalekiego ultrafioletu, jak i submilimetrowych. Podczas debaty T_min, ciekawe odkrycie Noyesa i Halla zostało odrzucone jako nieistotna osobliwość. Sami autorzy przypisywali ciemne jądra silnych linii CO efektowi związanemu z wąskimi, chłodnymi pasami subdukcji wzoru granulacji fotosfery. W wielu umysłach anomalie temperatur CO były zatem związane z małoskalowym zjawiskiem SŁONECZNEJ FOTOSFERY, o wątpliwym znaczeniu dla globalnej atmosfery, a z pewnością nie dla nadległej chromosfery. Pod koniec lat 70. XX wieku w Kitt Peak uruchomiono nowy, potężny przyrząd optyczny i podczerwony - spektrometr transformaty Fouriera (FTS) o długości fali 1 m. Debata na temat T_min ponownie rozbudziła zainteresowanie alternatywnymi sposobami śledzenia rozwarstwienia termicznego zewnętrznej fotosfery. T.R. Ayres (zwolennik "gorącego" T_min) i L Testerman ponownie przyjrzeli się anomalnemu zachowaniu skrajnych krawędzi linii CO, przekonani, że pomiary FTS o wysokiej precyzji doprowadzą pasma CO v = 1 do zgodności z innymi proxy T_min. Jednak Ayres i Testerman nie tylko potwierdzili wcześniejszy wynik Noyesa i Halla, ale także doszli do wniosku, że anomalię CO można wyjaśnić w najbardziej naturalny sposób, dodając nową warstwę do atmosfery słonecznej; wszechobecny zimny składnik nakładający się na dolne partie tradycyjnej gorącej chromosfery. Równocześnie Ayres zaproponował wyjaśnienie nietypowego chłodnego gazu wysokogórskiego. Jego mechanizm "bifurkacji termicznej" był rozwinięciem kluczowej roli radiacyjnego chłodzenia powierzchni CO - czegoś w rodzaju odwróconego efektu cieplarnianego - pierwotnie opisanego niezależnie przez T. Tsuji i HR Johnsona w kontekście fotosfer czerwonych olbrzymów. Pomysł jest następujący. Przejścia wibracji-rotacji CO bardzo wydajnie zamieniają energię zderzeń gazu na fotony podczerwone. Te fotony, które uciekają z tego obszaru, zabierają energię cieplną i w ten sposób chłodzą gaz. Gdy w zewnętrznych warstwach fotosfery występuje niewielkie lub żadne mechaniczne ogrzewanie, silne chłodzenie powierzchni w pasmach CO o długości 4,7 μm powoduje przejście gazu do stanu niskiej temperatury, równoważąc łagodne ogrzewanie w kontinuum H? (optycznie cienka absorpcja głównie widocznych fotonów z tła pola promieniowania fotosfery). Jeśli jednak na niewielką składową radiacyjną zostanie wprowadzona niewielka ilość mechanicznego ogrzewania, gaz się ogrzeje, a cząsteczki CO zaczną się dysocjować. Utrata CO zmniejsza chłodzenie, co prowadzi do dodatkowego ocieplenia i dalszej dysocjacji. Następujący po tym termiczny niepokój ("katastrofa grzewcza") zatrzymuje się dopiero powyżej około 6000 K, gdzie częściowa jonizacja wodoru uwalnia wystarczającą ilość elektronów, aby zderzając się pobudzić wysokotemperaturowe gatunki chłodzące, takie jak Ca+ i Mg+. Jeśli następnie mechaniczne ogrzewanie zostanie usunięte, gaz najpierw ochładza się do temperatury granicznej H? (∿4900 K), w którym to momencie zaczyna się tworzyć CO, co dalej chłodzi gaz; tworzy się więcej CO itd., co prowadzi do "katastrofy chłodzącej", która przywraca region do niskotemperaturowej gałęzi "rozwidlonego" bilansu energetycznego. W tym ujęciu zewnętrzna atmosfera Słońca może istnieć w dwóch dość różnych stanach termicznych - jeden zimny, drugi gorący - w zależności od ilości lokalnie zdeponowanej energii mechanicznej. Mechanizm rozgałęzienia termicznego naturalnie działa tylko na dużych wysokościach; gdy pasma CO v = 1 staną się optycznie grube, fotony podczerwone są uwięzione w regionie źródłowym, a chłodzenie radiacyjne jest silnie tłumione. Na obrazie bifurkacji termicznej klasyczna gorąca chromosfera jest ograniczona do małych przegrzanych struktur skąpanych w wszechobecnej chłodnej warstwie wysokogórskiej blisko równowagi radiacyjnej.



Interfejs fotosfera-chromosfera

Klasyczny obraz, zilustrowany na lewym panelu, to warstwowanie równoległe do płaszczyzny; hierarchia odrębnych warstw, kontrolowana przez różne budżety energii, ale przez którą temperatura przebiega płynnie. Warstwowa atmosfera przedstawia zidealizowaną odpowiedź hydrostatycznie rozwarstwionego gazu, w którym mechaniczne ogrzewanie jest równomierne poziomo i zmienia się powoli wraz z wysokością. Kluczowe warstwy i ich wzajemne powiązania opisano w innym miejscu w tym tomie. Nowy paradygmat - struktury - zilustrowano po prawej stronie rysunku . Nie jest on wcale nowy, ale istniał w tej czy innej formie od czasu, gdy pierwsze zdjęcia chromosfery i korony o wysokiej rozdzielczości przestrzennej zostały wykonane dziesiątki lat temu. Zbiór pól magnetycznych - zorganizowanych w hierarchię pętlopodobnych cech - stanowi KORONĘ. Jej spód kończy się baldachimem, zajmującym to, co wcześniej nazywano górną chromosferą. Sam baldachim jest dalej zakorzeniony głównie w sieci supergranulacji przez smukłe lejkowate rurki strumieniowe. Przenikają one w dół przez fotosferę do strefy konwekcyjnej, ostatecznie łącząc się z głębokim obszarem źródłowym strumienia magnetycznego. Interakcje między splątanymi polami w i nad baldachimem powodują lokalne zdarzenia wybuchowe śledzone przez strumienie o dużej prędkości w liniach dalekiego ultrafioletu. Większość emisji "chromosferycznej" powstaje w baldachimie, przeplatana ciepłym gazem o dużych kontrastach gęstości poziomej. Dodatkowe wkłady pochodzą z przedłużeń rur strumieniowych w dół, które są najwyraźniej gorętsze niż otaczające "ciche" medium przynajmniej do środkowej fotosfery. Trzeci składnik powstaje z błysków komórek u podstawy baldachimu. Te przejściowe zdarzenia są powszechnie widoczne we wnętrzach komórek supergranulacji. Uważa się, że są one spowodowane przez skierowane na zewnątrz zaburzenia akustyczne, które stają się strome i tworzą wstrząsy na dużych wysokościach. Baldachim jest wszechobecny, a jego prążki gęstości można prześledzić na filtrogramach Hα. Składniki błysku komórkowego i tuby strumienia na małej wysokości są zwarte, co powoduje powstawanie odpowiednio przejściowych i trwałych jasnych punktów na spektroheliogramach Ca K 393 nm. Pomiędzy górną fotosferą (h ∿ 500 km) a podstawą baldachimu (h ∿ 1000 km) znajduje się COmosfera, wspomniana wcześniej chłodna strefa, zastępująca to, co historycznie określano jako niską chromosferę. Istotne aspekty zjawiska bifurkacji termicznej zostały zweryfikowane pod koniec lat 80. w serii modeli ab initio atmosfer słonecznych skonstruowanych przez L. Andersona i R. G. Athaya. Autorzy odkryli, że bardzo niskie temperatury (T < 3000 K) są możliwe na dużych wysokościach (gdzie dominuje chłodzenie CO); strefa chłodzona CO może przetrwać w obliczu niskiego poziomu mechanicznego ogrzewania, ale znika nagle, gdy ogrzewanie przekroczy poziom krytyczny. Jednocześnie symulacje radiacyjne 2D hydrodynamiczne konwekcji z chłodzeniem CO na dużych wysokościach, przeprowadzone przez M. Steffena i .D Muchmore′a, wykazały również, że silna emisja powierzchniowa w pasmach Δv = 1 może utrzymać zimną (T ≾ 3000 K), poziomo jednorodną warstwę powyżej klasycznego T_min w obliczu fluktuującego pola promieniowania ziarnistego i przestrzelenia. Poza Słońcem mechanizm bifurkacji termicznej został rozpoznany jako jeden aspekt bardziej ogólnego zjawiska autokatalitycznych "katastrof chłodzenia molekularnego". Działają one w różnych środowiskach kosmicznych; na przykład napędzając fragmentację i zapadanie się obłoków molekularnych lub tworząc ziarna krzemianowe w rozdętych zewnętrznych otoczkach czerwonych nadolbrzymów.

Aktualne badania

W 1992 roku, zainspirowane rosnącym zainteresowaniem fizyką słoneczną w podczerwieni - nie tylko kontrowersją wokół CO, ale także głównymi korzyściami dla badań pola magnetycznego - Narodowe Obserwatorium Słoneczne (NSO) zainstalowało dużą kratę podczerwieni w 13,8-metrowym głównym spektrografie 1,5-metrowego teleskopu McMath-Pierce. Krata mozaikowa, jedna z największych na świecie, została uratowana z wycofanego z użytku poziomego spektrografu podczerwieni, w którym Noyes i Hall przeprowadzili swoje pionierskie obserwacje pasm CO 4,7 μm dwie dekady wcześniej.

Emisje poza granicami

W kwietniu 1993 r., w dniu szczególnie dobrej widoczności podczas testów inżynieryjnych na nowo odnowionym spektrografie, W Livingston z personelu NSO odkrył niezwykłe emisje poza granicami linii CO. Granica odpowiada punktowi na rzutowanym dysku Słońca, w którym linia widzenia staje się przezroczysta w kontinuum; w ten sposób intensywność tła zanika. Linie CO mogą emitować poza "krawędzią" kontinuum, jeśli nadal są optycznie grube wzdłuż ścieżki promienia: promieniujące cieplnie - choć chłodne - linie CO świecą na tle zasadniczo ciemnego nieba. (Na dysku blask gorącego promieniowania kontinuum powoduje, że chłodne jądra CO pojawiają się w "absorpcji"). Obserwacja wykazała bezpośrednio, że gaz cząsteczkowy musi występować znacznie powyżej wysokości, na której konwencjonalne modele umieszczają inwersję temperatury chromosfery; symulacje sugerują, że chłodny gaz występuje prawdopodobnie do 1000 km. Rysunek 2 przedstawia emisje poza granicami w obszarze 4,67 ?m. Obserwacje uzyskano rano 9 maja 1996 r. przy bezchmurnym niebie i umiarkowanie dobrej widoczności. Zostały one pozyskane za pomocą systemu kamery kriogenicznej z długą szczeliną, który zastąpił skaner jednokanałowy używany przez Livingstona. Szczelina spektrografu została umieszczona w poprzek północnego brzegu, prostopadle do niego. Rysunek przedstawia współaddycję pięciu najostrzejszych spektrogramów z serii 1000 krótkich ekspozycji.



Współaddycyjna klatka została podzielona przez średni ślad widmowy na dysku w celu znormalizowania intensywności i stłumienia absorpcji z atmosfery Ziemi. Linie CO to pagórki emisji, rozciągające się poza jasną krawędź kontinuum, na rysunku (góra); każdy "wypukły" odpowiada pojedynczemu przejściu CO, wszystkie obserwowane jednocześnie, w tym samym punkcie brzegu. Rysunek (dół) przedstawia rozszerzenia translimb, mierzone bin po bin w całym widmie; "0" odnosi się do widocznej krawędzi kontinuum. Chociaż maksymalne przemieszczenia w rdzeniach najsilniejszych linii CO (∿0,7 ) stanowią jedynie połowę efektywnej rozdzielczości instrumentalnej (z powodu widzenia, dyfrakcji i rozpraszania), można je dokładnie zmierzyć w odniesieniu do kontinuum. (W ten sam sposób, w jaki maleńkie paralaksy - setne części sekundy łuku - można zmierzyć na płytkach o rozdzielczości przestrzennej nie lepszej niż 1 sekunda łuku). Emisje CO poza gałęzią gromadzą się wzdłuż ogromnej długości ścieżki przez niską chromosferę. Mówią nam bezpośrednio, że gdzieś wzdłuż linii widzenia znajduje się jakiś chłodny gaz, ale nie gdzie ani ile. Kluczowym pytaniem jest, jak szeroko rozpowszechniony jest naprawdę chłodny gaz.

Mapy powierzchniowe temperatury i prędkości

Dzięki sekwencyjnemu przesuwaniu teleskopu McMath-Pierce, nowy system kamer z długą szczeliną pozwala na zbudowanie map pasmowych kluczowych parametrów linii CO: centralnej intensywności absorpcji (związanej z temperaturą powierzchni), przesunięcia Dopplera (miara prędkości w linii wzroku) i poszerzenia linii (śledzenie lokalnej turbulencji). Skanowanie przestrzenne można wykonywać wielokrotnie, aby tworzyć "filmy". Pierwsze użycie nowego systemu do obrazowania widmowego CO nastąpiło w październiku 1993 r. przez H. Uitenbroeka, R. Noyesa i D. Rabina. Dodatkowe mapowanie termiczne i prędkości CO zostało przeprowadzone przez T. Ayresa i D. Rabina następnej wiosny. Oba badania wykazały, że widoczna mozaikowa kołdra przestrzennych zmian jasności CO jest związana głównie ze wzorem interferencji oscylacji, szczególnie na dużych wysokościach (tj. w silnych liniach CO). Od czasu do czasu obserwowano trwałe "jasne punkty" CO, pokrywające się z fragmentami sieci Ca K (obszary silnego pola magnetycznego rozmieszczone wzdłuż punktów stagnacji dużego poziomego wzoru przepływu supergranulacji). W żadnym z badań nie znaleziono dowodów na znaczną populację bardzo ciemnych punktów. Ten brak ogranicza alternatywne wyjaśnienia anomalnego ściemnienia krawędzi pasm CO.

Jak powszechny jest chłodny gaz?

Aby odtworzyć skrajne ściemnienie krawędzi i emisje poza krawędzią rdzeni linii CO, wymagany jest albo (1) chłodny materiał o wysokim współczynniku wypełnienia (powiedzmy ∿80%) na dużych wysokościach, albo (2) mniejsza frakcja pokrycia (powiedzmy ∿20%) znacznie zimniejszych struktur. W pierwszym przypadku zachowanie intensywności jest kontrolowane wszędzie przez wszechobecny chłodny składnik, a obraz patrzący prosto w dół na powierzchnię Słońca powinien wydawać się stosunkowo łagodny i bez cech charakterystycznych, poza stosunkowo niewielkimi fluktuacjami spowodowanymi wzorem trybu p. W drugim przypadku izolowane zimne, ale poprzecznie nieprzezroczyste "filary" dominują tylko w pobliżu krawędzi, gdzie skutecznie "zacieniają" wszelkie gorące struktury (te ostatnie są naturalnie przezroczyste w CO). W centrum dysku jednak zimne obszary (z T ∿1000 K) powinny ukazywać się jako małoskalowe "ciemne plamy" ze współczynnikiem wypełnienia ∿20%. Jak dotąd - w ramach stałej rozdzielczości kilku sekund łuku spotykanej w dobrych warunkach w Kitt Peak - nie zaobserwowano niczego, co choć trochę przypominałoby oczekiwane rozsypywanie ciemnych punktów. Przeciwny scenariusz - wszechobecna COmosphere - wydaje się zatem bardziej obiecujący.

Dynamiczna COmosfera?

Alternatywny pogląd na COmosferę zaproponowali M. Carlsson i R. F. Stein. Jednowymiarowe symulacje radiacyjno-hydrodynamiczne sugerują, że zakres wysokości 500-1000 km może znajdować się w ciągle ewoluującym stanie termicznym z powodu przejścia stromych ciągów fal akustycznych z dołu. Przy tak niskich gęstościach skale czasowe formowania chemicznego CO są długie. Populacja cząsteczkowa nie może reagować na chwilowe zaburzenia temperatury, ale zamiast tego osiąga równowagę opartą na średnim czasowo profilu termicznym (dość chłodnym w modelu Carlssona i Steina). Takie ustalone tło CO, występujące w zmieniającym się środowisku termicznym, może być w stanie wyjaśnić emisje poza krawędzią i ekstremalne zaciemnienie krawędzi linii podczerwonych Δv = 1. Jednocześnie można by zarejestrować znaczące uśrednione w czasie sygnatury ultrafioletowe z tej samej objętości przestrzennej (głównie z pików o wysokiej temperaturze, ze względu na wykładniczą wrażliwość emisji termicznej (funkcja Plancka) przy krótkich długościach fal). Drugie wyjaśnienie dynamiczne zaproponowali H Uitenbroek i R Noyes. Sugerują, że COmosfera jest produktem ubocznym ekspansywnego chłodzenia konwekcyjnych granulek, które przelatują przez stabilne warstwy wysokiej fotosfery. Obserwacyjne konsekwencje tych propozycji powinny być dalej badane. Ponadto chemia CO (i chłodzenie) powinny zostać uwzględnione w symulacjach dynamicznych.

Implikacje

Ostatecznie COmosfera jest najprawdopodobniej stosunkowo pasywną strefą zewnętrznej atmosfery, w rzeczywistości jedynie zewnętrznym przedłużeniem fotosfery. Jej znaczenie przejawia się w sposobie przypisywania aktywności radiacyjnej różnych poziomów atmosfery w globalnej ocenie budżetu energetycznego. Gęstość gazu jest duża w zakresie 500-900 km w porównaniu z wyżej położoną strefą korony. Ponieważ chłodzenie radiacyjne zależy od ∿n², zakres wysokości pośredniej odgrywa strategiczną rolę w budżecie energetycznym. Można sobie wyobrazić, że obliczenie całkowitych strat radiacyjnych (które muszą równoważyć ogrzewanie wejściowe, a zatem są jego przybliżeniem) przyniesie zupełnie inne odpowiedzi, jeśli nastąpi wzrost temperatury w tych warstwach (klasyczna chromosfera) w porównaniu ze spadkiem temperatury (COmosfera). Jeśli model termiczny jest stronniczy, możliwe są duże błędy w wnioskowanym wejściu energii mechanicznej. (Źródło ogrzewania chromosferycznego jest od dawna tajemnicą w fizyce słoneczno-gwiazdowej). Na koniec należy wspomnieć, że efekty bifurkacji termicznej są stosunkowo słabe w gwiazdach typu G, takich jak Słońce, i prawdopodobnie nie występują wśród cieplejszych typów F. Dzieje się tak, ponieważ przy krytycznym T_eff, o kilkaset kelwinów cieplejszym niż temperatura słoneczna, temperatura graniczna H? staje się zbyt wysoka, aby populacja zarodkowa cząsteczek CO mogła się utworzyć i wywołać kaskadę chłodzenia. Odwrotnie, mechanizm ten staje się coraz ważniejszy w kierunku późniejszych klas widmowych, szczególnie widocznych wśród chłodnych czerwonych olbrzymów o niskiej grawitacji.

Podsumowanie

Kiedyś uważano, że rozwarstwienie atmosfery słonecznej jest dobrze zrozumiane, na podstawie bogatej diagnostyki ultrafioletowej i optycznej. Jednak w ciągu ostatnich dwóch dekad badania widm molekularnych w podczerwieni ujawniły niepokojące anomalie. Mocne linie 4,7 μm podstawowych pasm tlenku węgla wykazują bardzo chłodne temperatury jasności na skrajnym skraju i ciekawe emisje poza skrajem, wystające setki kilometrów w rzekomo gorącą chromosferę. Prosta - ale kontrowersyjna - propozycja jest taka, że niska chromosfera wcale nie jest gorąca, ale zamiast tego jest przesiąknięta chłodzonymi CO "chmurami", COmosferą, jeśli wolisz.

Klasyfikacja widm gwiazdowych

Jak naukowcy podchodzą do problemu próby zrozumienia niezliczonych miliardów obiektów? Jednym z pierwszych kroków jest uporządkowanie danych i opracowanie schematu klasyfikacji, który może zapewnić najlepszy wgląd w naturę obiektów. Percepcja i wgląd są głównymi celami klasyfikacji. W astronomii, gdzie istnieją "miliardy i miliardy" gwiazd, klasyfikacja jest ciągłym procesem, a nowe odkrycia są albo włączane do schematu klasyfikacji, albo pozostają izolowane jako osobliwości warte dalszych badań. Wraz z nowymi teleskopami i nowymi detektorami otwierającymi nowe okna na wszechświat, potrzeba klasyfikacji prawdopodobnie będzie nadal stanowić niezbędny składnik postępu astronomicznego. Gdybyśmy mogli szybko podróżować między gwiazdami, najpierw zauważylibyśmy ich rozmiar, kolor i jasność powierzchni. Będąc przywiązani do Ziemi, możemy zobaczyć tylko Słońce w szczegółach, ale istnieje wiele różnych kryteriów, których możemy użyć do klasyfikowania gwiazd i innych obiektów: położenie, jasność, polaryzacja, kolor, widmo, jasność powierzchni, ruch i zmienność. Spośród nich widmo dostarcza najwięcej informacji o naturze gwiazdy. Astronomia nie jest nauką eksperymentalną, pomimo opowieści o porwaniach przez kosmitów. W przeciwieństwie do większości naukowców astronomowie są ograniczeni do obserwacji z odległości. Gwiazd i galaktyk nie można podgrzewać palnikiem Bunsena; nie można dodawać do gwiazdy substancji chemicznych, aby dowiedzieć się czegoś na temat reakcji. Eksperymenty kosmiczne się zdarzają, ale ich czas jest przypadkowy, więc obserwator musi być cierpliwy i obserwować, nie mając wyboru co do parametrów zdarzenia. Aby zmaksymalizować szanse na uchwycenie eksperymentu kosmicznego, przeprowadzono i nadal będą przeprowadzane duże badania gwiazd i galaktyk. Ze względu na tę potrzebę uporządkowania dużych zbiorów danych obserwacyjnych, W. W. Morgan z Obserwatorium Yerkes na Uniwersytecie w Chicago opracował wyrafinowaną filozofię klasyfikacji, którą nazwał "Proces MK". Co ciekawe, rozwój astronomii wyprzedził myślenie bawarskiego filozofa Ludwiga Wittgensteina na temat wykorzystania okazów w klasyfikacji (Wittgenstein 1953). Najważniejszą funkcją systemu klasyfikacji jest zapewnienie ogólnego układu odniesienia, w którym można dopasować większość badanych obiektów. Statystyki oparte na schemacie klasyfikacji mogą zapewnić potężne spostrzeżenia na temat natury rozważanych obiektów. Trendy można zaobserwować wśród normalnych obiektów, a rzadkie lub patologiczne obiekty można łatwo zidentyfikować. Izolowanie osobliwości jest również ważne w astronomii, ponieważ szczegółowe badanie osobliwych gwiazd często dostarcza nowych spostrzeżeń na temat natury i zachowania normalnych gwiazd. Klasyfikacja jest podstawą naszego zrozumienia gwiazd i EWOLUCJI GWIAZD. Oprócz opracowania ogólnego układu odniesienia i rozróżniania osobliwych widm, techniki klasyfikacji można bardzo skutecznie stosować do określania odległości do gwiazd. Chociaż metoda ta jest określana jako "paralaksa spektroskopowa", nazwa ta jest myląca, ponieważ technika ta nie wykorzystuje bezpośrednio rzeczywistej PARALAKSY trygonometrycznej. Opiera się na założeniu, że gwiazdy o podobnym widmie mają podobne podstawowe parametry. To założenie pozwala astronomom wykorzystywać pobliskie gwiazdy o dobrych paralaksach trygonometrycznych do zapewnienia kalibracji, którą można następnie zastosować do odległych gwiazd o podobnym widmie. Do niedawna umiarkowanie gorące lub duże gwiazdy, które należą do najwyraźniej najjaśniejszych gwiazd ze względu na ich wewnętrzną jasność, ale które w rzeczywistości są znacznie rzadsze na jednostkę objętości niż gwiazdy takie jak Słońce, nie miały odpowiedników wystarczająco blisko, aby technika paralaksy trygonometrycznej była skuteczna, więc opracowano metody pośrednie. Pośrednie metody obejmują wykorzystanie PODWÓJNYCH GWIAZD i GROMAD GWIAZD do bootstrappingu z powszechnych gwiazd o znanych odległościach do rzadkich gorących, WYSOKIEJ JASNOŚCI GWIAZD, przyjmując takie same odległości dla członków gromady. Korzystając z danych z satelity astrometrycznego HIPPARCOS, możliwe jest teraz rozszerzenie kalibracji odległości o współczynnik 10, co pozwala na bezpośrednie kalibracje czerwonych i żółtych olbrzymów, a także wielu gwiazd gorętszych od Słońca; jednak nadolbrzymy i najgorętsze gwiazdy nadal pozostają poza zasięgiem wysokiej jakości paralaks trygonometrycznych. Do kalibracji jasności tych rzadkich, ale jasnych gwiazd nadal stosuje się techniki dopasowania układów podwójnych i gromad. Proces stosowany do klasyfikacji polega na porównaniu nieznanego widma ze znanymi widmami dobrze zbadanych gwiazd standardowych (okazów), przy użyciu technik rozpoznawania wzorców obejmujących wszystkie cechy w widmie gwiazdowym. Gdy używa się widm dobrej jakości i nieznana gwiazda jest starannie porównywana z dobrym zestawem gwiazd standardowych, możliwe jest uzyskanie bardzo wiarygodnych i pouczających wyników. Słabe wyniki są zazwyczaj spowodowane niewystarczającą lub nieodpowiednią siatką widm gwiazd standardowych.

Historia klasyfikacji widm gwiazdowych

Ojciec ANGELO SECCHI (1818-78), astronom jezuita pracujący w latach 60. XIX wieku w Obserwatorium Watykańskim, jako pierwszy przedstawił ogólny schemat klasyfikacji widm gwiazdowych. Obserwował tysiące gwiazd za pomocą wizualnego spektroskopu i małych teleskopów (apertura 15-25 cm), ale jego obserwacje nie były fotograficzne, więc niebiesko-fioletowy obszar widma nie był widoczny, głównie dlatego, że ludzkie oko nie jest zbyt wrażliwe na głęboko niebieskie długości fal. Najchłodniejsze gwiazdy dominują w jego schemacie klasyfikacji, tworząc dwie z czterech jego klas, częściowo dlatego, że należą do najwyraźniej najjaśniejszych gwiazd w wizualnym obszarze widma, a częściowo ze względu na uderzający wygląd ich pasm molekularnych. Współcześnie jego cztery klasy to:

I. gwiazdy gorętsze od Słońca,
II. gwiazdy podobne do Słońca,
III. gwiazdy chłodniejsze od Słońca z pasmami absorpcji tlenku tytanu w żółtych i czerwonych obszarach widma oraz IV. gwiazdy chłodniejsze od Słońca z pasmami absorpcji cząsteczkowej węgla w żółtych i czerwonych obszarach widma.

Gwiazdy klasy IV można łatwo odróżnić od gwiazd klasy III po ich bardziej czerwonym kolorze, położeniu pasm i wyglądzie pasm węglowych, które zanikają w kierunku przeciwnym do pasm tlenku tytanu. Pod koniec XIX wieku Edward C. Pickering i inni zdali sobie sprawę z wagi widm fotograficznych i teleskopów z pryzmatami obiektywowymi do klasyfikowania bardzo dużej liczby gwiazd przy użyciu jednolitego schematu ze spójnymi kryteriami. Projekt "HD" w Harvard College Observatory był sponsorowany przez Henry&pirme;ego Drapera i realizowany głównie przez ANNIE JUMP CANNON, która do połowy lat dwudziestych sklasyfikowała ponad ćwierć miliona gwiazd w jednorodnym, jednowymiarowym układzie. System HD, który obecnie mniej więcej odpowiada skali temperatur współczesnej astronomii, pierwotnie opierał się głównie na sile linii wodorowych, a typy były przypisywane w kolejności alfabetycznej: A, B, C, …Później, gdy odkryto, że linie wodorowe osiągają maksymalną siłę (gwiazdy typu A) w temperaturach niższych niż w przypadku gwiazd typu B i gwiazd typu O, a także, że niektóre litery są zbędne, kolejność liter zmieniono na kolejność stosowaną obecnie dla układu odniesienia temperatury: OBAFGKM(SRN). Typy SRN są w nawiasach, ponieważ ich temperatury są równoległe do gwiazd GKM, a widma różnią się składem chemicznym, a nie temperaturą. Istnieją różne mnemoniki opracowane dla (i przez) studentów, aby pomóc zapamiętać kolejność, ale najpopularniejszą jest "Oh, Be A Fine Girl (Guy), Kiss Me Sweetly Right Now". Dr Nancy Houk z University of Michigan reklasyfikuje wszystkie gwiazdy katalogu HD w dwuwymiarowym układzie MK. Również na Harvardzie Antonia Maury wyodrębniła klasę osobliwych gwiazd, które sklasyfikowała, umieszczając małą literę "c" przed klasą temperatury. Jej ważny wgląd stał się podstawą drugiego wymiaru, który odpowiada grawitacji powierzchniowej i jest związany z jasnościami gwiazd. Zaproponowano wiele innych systemów, ale większość z nich jest przeznaczona do klasyfikacji gwiazd w określonych regionach DIAGRAMU HERTZSPRUNGA-RUSSELLA i jest wykorzystywana z korzyścią tylko w tej części diagramu HR. System BCD Barbiera, Chalonge′a i Divana, który mierzy skok Balmera bezpośrednio, jest dobrym przykładem; jest skuteczny w swoim celu, ale nie nadaje się jako ogólny układ odniesienia. Inne z różnych powodów nie uzyskały szerokiej akceptacji. System Mount Wilson opracowany przez Adamsa w latach 30. XX wieku jest innym przykładem; w tym przypadku kalibracja była używana do klasyfikacji, więc parametry zmieniały się za każdym razem, gdy wprowadzano nowy model. System Adamsa stał się bardzo uciążliwy i nieefektywny. Więcej historycznych przykładów można znaleźć w artykule Kurtza w The MK Process oraz w doskonałej historii spektroskopii autorstwa Hearnshawa 1986: The Analysis of Starlight. W Obserwatorium Yerkes Uniwersytetu Chicagowskiego w 1943 r. WW Morgan, P C Keenan i E Kellman zaproponowali system klasyfikacji widm gwiazd znany jako "system MKK". "System MK" (zrewidowany przez Morgana i Keenana w 1953 r. na podstawie MKK) jest praktycznie jedynym powszechnie używanym obecnie ogólnym układem odniesienia. Jego sukces w dużej mierze wynika z filozofii klasyfikacji opracowanej przez W W Morgana - procesu MK, którego układ MK jest podzbiorem.

System MK

Systemy klasyfikacyjne są tworzone z jakiegoś powodu. Używając konkretnego systemu, ważne jest, aby być świadomym, dlaczego został stworzony, jak został skonstruowany, jakie są jego użyteczne granice, jak ewoluował i jaką wiarygodność osiągnął. Łącznie odpowiadają one mandatowi systemu. Mandatem systemu MK jest opisanie niebiesko-fioletowego obszaru widma gwiazdy w kategoriach zestawu standardowych gwiazd, bez odwoływania się do fotometrii, teorii lub innych informacji. Wartość oddzielenia systemu MK od fotometrii i teorii początkowo polega na tym, że na styku dwóch niezależnych systemów znajdują się informacje, które są tracone, jeśli jednemu systemowi pozwoli się wpływać na drugi. Znacznie bardziej produktywne jest porównanie dwóch autonomicznych systemów, zakładając, że oba są starannie wykonane, niż deklarowanie wyższości jednego lub drugiego. Na przykład nie ma relacji jeden do jednego między fotometrią a widmem, chociaż ogólnie rzecz biorąc systemy są skorelowane i mogą być używane do kalibracji. Innym przykładem jest teoria, która obejmuje wiele upraszczających założeń i ciągle ewoluuje (jak powinna). W tym przypadku wyprowadzone parametry zmieniają się wraz z nowymi postępami w modelach, więc najlepiej nie mieszać teorii i klasyfikacji a priori. Użycie współczynników siły linii pomaga w porównywaniu widm i umożliwia wysoki poziom rozróżniania typów widmowych i klas jasności. System MK wykorzystuje następującą nomenklaturę.

(a) Sekwencja harwardzka (OBAFGKMSRN) jest zachowana dla głównych podziałów osi temperatury , aby zachować pewną ciągłość z wielką pracą Henry Draper Catalog. Gwiazdy typu O są najgorętsze i najmasywniejsze, podczas gdy gwiazdy M są najchłodniejsze. Wiemy teraz, że gwiazdy węglowe (R i N) mają mniej więcej taką samą temperaturę jak gwiazdy G, K i M, z wyjątkiem tego, że stosunek węgla do tlenu jest odwrócony, a gwiazdy S mają podobne temperatury do gwiazd M, z wyjątkiem tego, że wykazują pasma absorpcji ZrO.
(b) Po każdej literze następują podziały 0-9, z wyjątkiem gwiazd typu O, dla których O3 jest najgorętszym typem.
(c) Dodano klasę związaną z jasnością, reprezentującą pośrednio absolutną jasność gwiazdy, jak wskazują cechy wrażliwe na grawitację powierzchniową i mikroturbulencje. Cyfry rzymskie są używane do reprezentowania klasy jasności, w tym sensie, że superolbrzymy to I, olbrzymy to III, a gwiazdy ciągu głównego (zwane karłami, chociaż są podobne do Słońca) to V . Czasami podziały a, ab i b są używane do uściślenia klasyfikacji jasności w tym sensie, że ab jest środkiem pola, a a należy do najjaśniejszych gwiazd w polu.
(d) Nie ma pojedynczego trzeciego wymiaru reprezentującego obfitość, ponieważ w gwiazdach osobliwych pierwiastki mogą być indywidualnie dotknięte. Tak więc osobliwość jest oznaczana symbolem pierwiastka (Fe, Ba, C, CH, CN itd.), po którym następuje liczba 1-5, która jest dodatnia dla nadmiaru i ujemna dla niedoboru.
(e) Gdy w klasie osobliwej jest wystarczająco dużo okazów, definicja "normalnego" może zostać rozszerzona o nie. Tak było w przypadku superolbrzymów, szybko rotujących gwiazd, gwiazd linii emisyjnej i innych. Tak więc w klasyfikacjach używa się kilku dodatkowych symboli. Kilka przykładów zilustruje zasady. Szybkie rotatory są oznaczane literami n lub nn, w zależności od szybkości obrotu. Gwiazdy z liniami wodoru w emisji są oznaczone literą e, co oznacza szczegółowy opis widma gwiazdy w notatkach; ponieważ linie emisyjne są zwykle zmienne w skalach lat, szczegóły nie są podane w ogólnym typie widmowym, ale raczej w notatkach, wraz z datą. Gorące gwiazdy typu O z helem, węglem, azotem lub tlenem w emisji są oznaczone literą f. Bardzo gorące gwiazdy tracące masę w zawrotnym tempie są klasyfikowane jako GWIAZDY WOLFA-RAYETA (WR).
(f) Jeśli gwiazda w ogóle nie pasuje do układu, nadaje się jej oznaczenie standardowego okazu, który najbardziej do niej pasuje, i dołącza się literę p, co oznacza osobliwą (i prawdopodobnie szczególnie interesującą) gwiazdę. Osobliwość jest następnie opisana w notatce.
(g) Typowe przykłady klasyfikacji są następujące: G2 V (klasyfikacja Słońca), oznaczająca gwiazdę o umiarkowanej temperaturze i masie, która znajduje się w stabilnym stadium syntezy wodoru w swoim życiu; M6 IIIe wskazuje na chłodną gwiazdę olbrzymkę emitującą wodór, która prawdopodobnie przekształca hel w węgiel w celu uzyskania energii, oraz B0 Ib (zbliżona do klasyfikacji gwiazdy, która później stała się supernową 1987A), reprezentująca bardzo gorącą, dużą, bardzo masywną gwiazdę, która szybko ewoluuje (mówiąc astronomicznie); K0 IIIb Fe2, CH1, CN?2 oznaczające umiarkowanie chłodną gwiazdę olbrzyma, nieco słabszą od większości olbrzymów, z mocnymi metalami (Fe2), dość silnym pasmem G (CH1), a także słabym CN; A5p (Cr, Eu) opisuje umiarkowanie gorącą gwiazdę z wyraźnymi liniami chromu i europu.

Proces MK

Sukces systemu MK wynika głównie z "procesu MK", arystotelesowskiego, indukcyjnego podejścia do klasyfikacji w ogólności, które opiera się na konkretnych okazach (standardowych gwiazdach w przypadku widm gwiazdowych) i jest niezależne od kalibracji z teorii lub fotometrii. Nie opiera się na modelach teoretycznych lub średnich, jak w podejściu platońskim, ale jest autonomiczne i opiera się na istniejących obiektach. Klasyfikacja widma gwiazdowego jest opisem w kategoriach zestawu standardowych gwiazd, więc rzeczywista klasyfikacja pozostaje taka sama, gdy kalibracja zmienia się ze względu na postęp w technikach fotometrycznych, teorii atmosfer gwiazdowych lub innych metodach określania temperatury, grawitacji powierzchniowej, struktury atmosfery lub składu chemicznego. Każde pole klasyfikacji jest reprezentowane przez jeden lub więcej okazów, a nie przez jego parametry fizyczne. Na przykład gwiazda standardowa αPsA = HD216956 reprezentuje pole A3 V w systemie MK. Widmo niesklasyfikowanej gwiazdy jest dokładnie porównywane ze widmem gwiazdy standardowej i określane jako podobne lub nie do αPsA. Jeśli jest podobne do αPsA, jest klasyfikowane jako A3 V; jeśli nie jest podobne do αPsA, jest porównywane z inną gwiazdą standardową i proces jest kontynuowany, aż do znalezienia dopasowania. Nie jest to tak żmudne, jak się wydaje, ponieważ szybkie przejrzenie widma nieznanej gwiazdy powie doświadczonemu obserwatorowi (lub programowi komputerowemu), która grupa gwiazd standardowych najprawdopodobniej pasuje. Następnie stosuje się bieżącą kalibrację pudełka, opartą na kalibracji gwiazd standardowych, w celu określenia parametrów fizycznych nieznanej gwiazdy. Przy dużej liczbie gwiazd, które zostały sklasyfikowane, byłoby koszmarem powtarzać pracę za każdym razem, gdy pojawią się nowe dane fizyczne. Wartość autonomicznej metodologii klasyfikacji polega na tym, że gdy kalibracja zmienia się z roku na rok lub z osoby na osobę, klasyfikacja nie musi być ponownie ustalana. Metodologia procesu MK przedstawia sposób rozszerzenia systemu MK poza jego definicje długości fal i standardy. Możliwe jest stworzenie nowych autonomicznych systemów, niezależnych od systemu MK i od siebie nawzajem, które obejmą nowe kategorie obiektów wewnątrz i na zewnątrz Drogi Mlecznej.

Nowe obszary długości fal: rozszerzenie klasyfikacji

Ogólnym układem odniesienia dla typów MK jest niebiesko-fioletowy obszar widma, który pierwotnie został wyznaczony przez połączenie starych spektrografów pryzmatycznych, które odcinały ultrafiolet (UV) i względną niewrażliwość emulsji żółtej, czerwonej i podczerwonej (IR) w latach 30. XX wieku. Nawet dzisiaj, z satelitami, instrumentami o wysokiej przepustowości UV i i CCD, które są bardzo czułe w czerwieni i podczerwieni, niebiesko-fioletowy pozostaje najlepszym wyborem dla ogólnego układu odniesienia, ponieważ zawiera wiele linii i pasm o szerokim zakresie wzbudzenia. Jednak w przypadku szczególnych problemów klasyfikacyjnych w szczególnych częściach diagramu HR często dużą zaletą jest użycie innych długości fal. Rozkład energii dla najgorętszych gwiazd osiąga szczyt w ultrafiolecie, gdzie występują silne linie odpowiednie do klasyfikacji gwiazd typu O i B. Kryteria klasyfikacji i atlasy zostały opublikowane przez astronomów NASA, Janet Rountree i Nolana Walborna. Widma UV są silnie zależne od utraty masy gwiazd (wiatrów) i zakłada się, że utrata masy jest skorelowana z jasnością gwiazdy, co nie zawsze jest prawdą; istnieją wyjątki. Ponadto chłodne gwiazdy nie mają dużo światła w ultrafiolecie, a ich widma UV są zdominowane przez linie chromosferyczne. Tak więc UV może być korzystnie wykorzystywane w konkretnych projektach obejmujących gorące gwiazdy, ale nie jest dobrym ogólnym układem odniesienia. Rozkład energii dla najchłodniejszych gwiazd osiąga szczyt w podczerwieni i szybko spada w kierunku niebiesko-fioletowym. IR jest najlepszym obszarem dla pasm molekularnych, które są najbardziej użytecznymi kryteriami dla chłodnych gwiazd. Jest to zaleta przy klasyfikowaniu temperatur chłodnych gwiazd, ale w podczerwieni jest bardzo mało linii atomowych, a linie z ziemskiej atmosfery silnie interferują. Niebieskie widma są potrzebne do prawidłowego określenia metaliczności, ponieważ istnieje znacznie większa różnorodność linii atomowych o różnych wzbudzeniach. Gorące gwiazdy mają mniej energii w podczerwieni, a widma są silnie zależne od materii okołogwiazdowej. Zatem IR może być korzystnie używany do konkretnych problemów związanych z chłodnymi gwiazdami, ale nie jest dobry jako ogólny układ odniesienia.

Dialekt cyfrowy

Większość atlasów klasyfikacyjnych sprzed 1980 r. była fotograficzna, ale większość prac od tego czasu była cyfrowa. Obecnie CCD są używane powszechnie. Istnieją pewne różnice w użyciu tych dwóch mediów; jednak problemy charakterystyczne dla rewolucji cyfrowej zostały rozwiązane. Podczas gdy widma fotograficzne są logarytmiczne (gęstość) i dwuwymiarowe, widma cyfrowe są liniowe i są zwykle przedstawiane jako jednowymiarowe ślady (rysunek 5). W rozpoznawaniu wzorców oko woli patrzeć na powierzchnie niż na ślady linii. Detektory cyfrowe są znacznie bardziej wydajne niż emulsje fotograficzne, chociaż obserwatorzy często niedoceniają ogólnego fotograficznego stosunku sygnału do szumu (S/N) przy określaniu równoważnego cyfrowego S/N. Najlepiej poszerzone widma fotograficzne używane do klasyfikacji mają S/N wynoszący około 200-300, więc cyfrowy odpowiednik najlepszej pracy fotograficznej powinien być podobny. Wielu obserwatorów pracuje z dużo mniejszą ilością, a dokładność ich wyników cierpi. Jednak podczas pracy z niezwykle słabymi obiektami konieczne jest pójście na kompromis. Dobre klasyfikacje cyfrowe są możliwe przy S/N = 50, a przeciętne przy S/N = 35, ale poniżej tego wyniki prawdopodobnie będą niewiarygodne. Inna różnica w podejściu dotyczy procesu porównywania ze standardowymi gwiazdami. Ze względu na nieliniowość procesu fotograficznego ekspozycje (tj. S/N) dla standardów musiały być podobne. Jednak w przypadku liniowych danych cyfrowych wskazane jest, aby jasne standardy były brane przy bardzo wysokim S/N (kilkaset), nawet jeśli nieznane można brać tylko przy bardzo niskim S/N. W przypadku danych cyfrowych należy zachować ostrożność, aby zapobiec utracie informacji lub wprowadzeniu fałszywych informacji podczas procesu redukcji, szczególnie podczas rektyfikacji. Ponadto podczas porównywania prześledzeń ważne jest, aby używać stosunków bliskich linii i patrzeć na siłę linii, a nie na ostre dna linii, ponieważ w przypadku silnych linii dno linii znajduje się przy niższym S/N, a skrzydła linii są o wiele bardziej niezawodne i ważne. Dlatego też dane cyfrowe, chociaż znacznie bardziej wydajne, wszechstronne i łatwiejsze w obróbce niż fotografia, muszą być wykorzystywane ostrożnie, aby uzyskać lepsze rezultaty.

Automatyzacja procesu klasyfikacji

Tradycja klasyfikacji widmowej MK obejmuje wizualne porównywanie całego niebiesko-fioletowego widma gwiazdy w celu znalezienia dopasowania do jednej ze standardowych gwiazd. Ludzie są bardzo dobrzy w rozpoznawaniu wzorców, co jest trudne dla komputerów. Jednak opracowano potężne techniki komputerowe do automatyzacji poprzez symulację procesu rozpoznawania wzorców. (Aby zapoznać się z przeglądem, zobacz artykuł Kurtza w Garrison (1984)). Najbardziej udane metodologie, które pozwalają komputerom radzić sobie równie dobrze lub lepiej niż ludzie w przypadku normalnych gwiazd, to podejście minimalnej odległości metrycznej (MMD) i sieci neuronowej (NN). Każde z nich ma swoje zalety i każde zostało przetestowane na dużych zbiorach danych. Techniki automatyzacji można stosować z wielką korzyścią w przypadku zbiorów danych milionów gwiazd. W takich przypadkach, gdy zostaną znalezione nowe typy osobliwości, są one oznaczane do rozważenia przez ludzi. Oznacza to nie tylko, że można sklasyfikować bardzo dużą liczbę gwiazd, ale że nadal będą potrzebni eksperci, aby zinterpretować wyniki.

Grupy naturalne

System MK został stworzony do wykorzystania widm o wystarczająco wysokiej rozdzielczości, aby umożliwić wykrycie najważniejszych osobliwości, ale wystarczająco niskiej, aby dotrzeć do gwiazd tak słabych, jak to możliwe. Ten kompromis jest spełniony w zakresie rozdzielczości 0,1-0,3 nm. Są jednak sytuacje, w których przydatne byłoby posiadanie pewnych informacji o gwiazdach tak słabych, jak to możliwe, co oznaczałoby rozszerzenie procesu MK do niższych rozdzielczości. W.W. Morgan opracował koncepcję grup naturalnych, która wykorzystuje najsilniejsze, najbardziej wyróżniające się cechy widma, aby identyfikować unikalnie określone typy gwiazd, nawet przy ekstremalnie niskich rozdzielczościach. Przykładami są gwiazdy A0 V, których linie wodorowe są silniejsze niż w jakimkolwiek innym normalnym typie gwiazd i można je wykryć przy rozdzielczościach tak niskich, jak 2-3 nm. Tak więc, jeśli linie wodoru są nadal widoczne, gdy rozdzielczość widma jest obniżona do tej wartości, gwiazda musi być w przybliżeniu A0 V. Przy bardzo niskiej rozdzielczości (np. 3 nm) gwiazdy G8-K2 III są wyjątkowo wyjątkowe, ponieważ ich temperatury i grawitacje powierzchniowe są optymalne dla szczytowej widoczności szerokich pasm CN. Podobnie najchłodniejsze gwiazdy można klasyfikować jednoznacznie i łatwo przy bardzo niskiej rozdzielczości, wykorzystując ich pasma TiO i VO w czerwonym obszarze widma i ich pasma CO w domenie IR. Potężne techniki grup naturalnych można zatem wykorzystać jako początkowy filtr do zdefiniowania zestawu obiektów do dalszych badań, ale nie nadają się do definitywnych typów dla pojedynczych gwiazd, ponieważ trzy wspomniane obszary są również lokalizacjami wielu osobliwych i interesujących gwiazd, których osobliwości nie są widoczne przy tak niskiej rozdzielczości.

Zintegrowane widma: układy podwójne, gromady i galaktyki.

Koncepcja grup naturalnych może być również wykorzystana do rozwikłania złożoności zintegrowanych widm gwiazd podwójnych, gromad kulistych i galaktyk. Jeśli na przykład pasma CN są silne w zintegrowanym widmie jądra galaktyki, musi istnieć znaczący wkład w światło gwiazd olbrzymów G8-K2. MgH to pasmo molekularne, które jest widoczne tylko w chłodnych karłach; jeśli nie jest widoczne w zintegrowanym widmie, chłodne karły nie mogą być obecne w wystarczającej liczbie, aby przeciwdziałać światłu olbrzymów, które, choć znacznie rzadsze, są również znacznie jaśniejsze. W W Morgan i jego współpracownicy rozwinęli ten pomysł do granic możliwości, używając ekstremalnie niskiej rozdzielczości (1000 nm mm^-1), co dało widma przypominające kijanki. Asocjacja Cyg OB6 została odkryta przy użyciu kijanek, aby ujawnić silnie zaczerwienione, bardzo słabe, masywne, gorące gwiazdy, które różniły się od chłodnych gwiazd o podobnych kolorach. Te techniki grup naturalnych nie zostały w pełni wykorzystane w interpretacji zawartości gwiazdowej gromad i galaktyk. Pryzmaty obiektywne, spektrografy wieloobiektowe i badania. Pobieranie pojedynczych widm do dużych badań jest bardzo czasochłonne. Jednym ze sposobów na zwiększenie wydajności jest użycie szerokokątnego TELESKOP-U SCHMIDT wyposażonego w cienki pryzmat na całej aperturze, co pozwala na uzyskanie widm wszystkich gwiazd na dużym obszarze. Na początku lat 1900. Annie Jump Cannon używała widm pryzmatów obiektywnych do przypisywania typów widmowych w systemie Harvard do ponad ćwierć miliona gwiazd na całym niebie. Reklasyfikacja wszystkich gwiazd Henry′ego Drapera w dwuwymiarowym systemie MK dokonana przez dr Nancy Houk również opiera się na widmach pryzmatów obiektywnych. Światłowody są używane do jednoczesnego uzyskiwania wielu widm słabych obiektów. Nowoczesne spektrografy wieloobiektowe mogą być używane do pobierania widm o niskiej dyspersji setek gwiazd lub galaktyk na raz, co pozwala na uzyskanie tysięcy widm na noc. Zautomatyzowane techniki klasyfikacji można by wykorzystać z dużym powodzeniem, zapewniając wstępne, internetowe typy widm gwiazd i sygnalizując obserwatorowi wykrycie nietypowych widm (np. supernowej w odległej galaktyce). Jednak pomysł ten nie został jeszcze skutecznie zbadany.

Kalibracja: efektywna temperatura, logarytm grawitacji i obfitości

Proces MK jest indukcyjny. Klasyfikacje opierają się wyłącznie na zestawie standardowych gwiazd i są niezależne od wyników teorii, fotometrii i wszystkich innych zewnętrznych wpływów. Po przeprowadzeniu klasyfikacji przydatne jest skalibrowanie systemu, powiązanie go z innymi metodami, a także podstawowymi parametrami T_eff, log g i [Fe/H]. Autonomiczne podejście, takie jak proces MK, jest przydatne, ponieważ w interfejsie znajdują się informacje, które zostałyby utracone, gdyby metody nie były a priori niezależne. Dzięki nowym danym z satelitów, takich jak HIPPARCOS, możliwe jest skalibrowanie jasności pobliskich gwiazd, a tym samym uzyskanie odległości dla wszystkich gwiazd o podobnych widmach. Teoria ATMOSFER GWIEZDNYCH może być wykorzystana do kalibracji typów widmowych, klas jasności i wskaźników obfitości w odniesieniu do podstawowych parametrów Teff, log g i obfitości kluczowych pierwiastków.

Zasada komplementarności

Porównując wyniki różnych podejść do interpretacji widm gwiazdowych pod względem podstawowych parametrów, takich jak T_eff, log g i [Fe/H], najbardziej produktywne jest myślenie o metodach jako komplementarnych, z ważnymi informacjami w interfejsie. Na przykład, podczas gdy istnieje ogólna zgodność między starannie zmierzonymi kolorami gwiazdy a jej widmem, nie ma korelacji jeden do jednego między fotometrią a widmem, głównie dlatego, że odnoszą się one do różnych części atmosfery gwiazdy. Fotometria odnosi się przede wszystkim do dolnej części fotosfery, podczas gdy widmo powstaje z kilku warstw fotosfery. Różne wyniki uzyskane dwiema technikami mogą wskazywać na szczególną strukturę w atmosferze. Jeśli obie techniki zostały użyte ostrożnie, zwykle istnieje dobry powód tej różnicy, a wiele typów osobliwych gwiazd zostało odkrytych dzięki niezgodności między ich kolorami a ich widmami.

Podsumowanie

Opisano indukcyjny proces klasyfikacji widm gwiazdowych. Dzięki starannej uwadze przy porównywaniu ze standardowymi okazami można osiągnąć wysoki poziom rozróżnienia. Proces MK jest potężnym narzędziem do astrofizycznego wglądu. W.W. Morgan, twórca systemu klasyfikacji widmowej MK, napisał: "Można powiedzieć, z pewną dozą prawdy, że formy widmowe pomogły sklasyfikować się same, pokazując, gdzie czują się najbardziej komfortowo".

Klimat

Klimat Ziemi można zdefiniować jako globalny stan fizyczny, uśredniony w pewnym okresie czasu (zwykle dekady lub dłużej), ATMOSFERY ZIEMI, OCEANU i pokrywy lodowej. Obecność stosunkowo gęstej atmosfery - trzeciej wśród ciał stałych w Układzie Słonecznym - sprawia, że Ziemia nadaje się do zamieszkania. Bez pokrycia energią podczerwoną emitowaną z powierzchni Ziemi i dolnej atmosfery, warunki byłyby znacznie poniżej zera prawie wszędzie na świecie. Podczas gdy atmosfera jest najbardziej bezpośrednią i namacalną częścią systemu klimatycznego Ziemi, przynajmniej dla życia na lądzie, ocean odgrywa kluczową rolę. Ocean i atmosfera wymieniają ciepło i parę wodną (a także dwutlenek węgla i inne gazy). Znacznie większa masa oceanu w porównaniu z atmosferą zapewnia tłumiący efekt dla systemu klimatycznego, ale paradoksalnie może również powodować jego przejście z jednego konkretnego stanu do drugiego (na przykład z klimatu lodowcowego na interglacjalny). Ta podwójna rola oceanu jest konsekwencją obecności prądów oceanicznych, które z kolei zależą od dystrybucji ciepła i soli (zasolenia) w zależności od lokalizacji i głębokości. Gdyby nie nasze głębokie oceany, klimat Ziemi byłby drastycznie różny od obecnego stanu i stanów z przeszłości odnotowanych w zapisie geologicznym. Pokrywy lodowe odgrywają również rolę w silnym odbijaniu energii Słońca i magazynowaniu słodkiej wody, która po stopieniu zmienia zasolenie oceanu i globalny poziom mórz. Podstawowym źródłem energii dla klimatu jest Słońce. Obrót Ziemi, sezonowe wahania orientacji biegunów i długoterminowe zmiany orbity służą do modulacji ilości energii słonecznej otrzymywanej z miejsca na miejsce i w różnych skalach czasowych. Pomimo dość drastycznych zmian klimatu na przestrzeni dziejów, niezwykłym faktem wynikającym z zapisu geologicznego jest zasadnicza stabilność wody w stanie ciekłym na dużych obszarach powierzchni Ziemi co najmniej do 4 miliardów lat temu. Wymiana masy i energii między różnymi składnikami systemu klimatycznego, a także ich interakcje ze skorupą ziemską, musiały utrzymać tę zasadniczą stabilność w obliczu dużych postępujących zmian w produkcji energii przez Słońce, co sugeruje teoria ewolucji gwiazd. Zamieszkiwalność Ziemi jest zatem o wiele bardziej złożona niż tylko jej korzystne położenie około 150 milionów km od Słońca. Światowy monitoring klimatu stał się możliwy dopiero w ciągu ostatnich kilku dekad dzięki udoskonaleniom w transporcie, instrumentacji i technologiach przesyłania informacji. Bezpośrednie pomiary, tj. in situ, stanowią pierwszy rodzaj zbieranych danych klimatycznych i obejmują ciśnienie, temperaturę, zawartość wody (wilgotność), prędkość wiatru, zawartość soli (w miejscach oceanicznych), warunki zachmurzenia i opadów. Liczba stacji powierzchniowych wzrosła z około 60 w 1875 r. (które znajdowały się głównie w Stanach Zjednoczonych i Europie Zachodniej) do około 7000 stacji raportujących codziennie dzisiaj. Dane z górnych warstw atmosfery są trudniejsze do zebrania, ale pod koniec lat 80. około 800 stacji (głównie w pobliżu lotnisk) wystrzeliło pakiety przenoszone przez balony ("rawinsondy" lub "radiosondaże") dwa razy dziennie, aby mierzyć parametry meteorologiczne na wysokościach do 30 km. Monitorowanie satelitarne rozpoczęło się od wystrzelenia TIROS 1, pierwszego satelity zaprojektowanego specjalnie do obserwacji pogody, w 1960 r. W ciągu następnych czterech dekad monitorowanie wzorców chmur i opadów za pomocą satelitów orbitujących stało się ustaloną częścią badań nad pogodą i klimatem i rozszerzyło się o zdalne obserwacje chemii atmosfery, bilansu energii atmosferycznej, stanu morza i wielu innych parametrów. Wiele z tych informacji jest obecnie publicznie dostępnych, zasadniczo natychmiastowo, za pośrednictwem sieci WWW (zainteresowani czytelnicy mogą najłatwiej uzyskać dostęp za pośrednictwem strony internetowej służby pogodowej swojego kraju). Badanie klimatów trzech innych dużych ciał stałych w naszym układzie słonecznym z istotnymi atmosferami - Wenus, Marsa i Tytana - ujawnia bardzo różne reżimy klimatyczne. Wenus wykazuje ogromną atmosferę CO₂, która jest oszałamiającym przykładem efektu ocieplenia cieplarnianego. Cienka atmosfera CO₂ Marsa jest napędzana przez kombinację procesów znanych ziemskim klimatologom, ale ze znacznymi różnicami w sezonowym cyklu CO₂ do i z polarnych regionów Marsa oraz występowaniem sporadycznych globalnych burz pyłowych. Oprócz głębokich atmosfer zewnętrznych planet, gruba atmosfera księżyca Saturna, Tytana, podtrzymuje skromną szklarnię i profil temperatury o kształcie bardzo podobnym do ziemskiego, chociaż o setki stopni Celsjusza chłodniejszy. Badając klimaty tych innych stałych światów, można uzyskać pewien wgląd w warunki wymagane w innych systemach planetarnych, aby mogły istnieć planety nadające się do zamieszkania. Ludzkość zmienia chemię i bilans energetyczny atmosfery Ziemi, wprowadzając do powietrza i wody duże ilości dwutlenku węgla, chlorofluorowęglowodorów (CFC) i innych produktów naszej przemysłowo-rolniczej cywilizacji. CFC zmniejszają grubość wysokogórskiej warstwy ozonowej Ziemi, która chroni narażone organizmy przed zabójczą energią ultrafioletową ze Słońca. Dwutlenek węgla i inne gazy wzmacniają efekt osłony podczerwonej w atmosferze, ogrzewając planetę, a także zmieniając zachowanie systemu klimatycznego w skali dziesięcioleci. Świadome decyzje dotyczące kontroli emisji gazów cieplarnianych i niszczących warstwę ozonową wymagają głębokiego zrozumienia, jak działa system klimatyczny, zrozumienia, które jest czerpane z nowych generacji urządzeń powierzchniowych, powietrznych i kosmicznych.

Składniki systemu klimatycznego Ziemi

Atmosfera

Atmosfera jest tym, co najbardziej kojarzymy z klimatem i jest gospodarzem krótkoterminowej i przestrzennie zlokalizowanej zmienności zwanej pogodą. Atmosfera Ziemi składa się głównie z cząsteczkowego azotu (N₂), stanowiącego 78% powietrza pod względem liczby. Około 21% atmosfery to cząsteczkowy tlen (O₂), produkt fotosyntezy roślin i mikroorganizmów, który reaguje ze zwykłymi minerałami i zniknąłby w ciągu mniej niż 10 milionów lat, gdyby nie te procesy. Para wodna, ponieważ skrapla się, tworząc chmury, i jest połączona poprzez kondensację i parowanie z oceanami i lądem Ziemi, jest bardzo zmienna w zależności od miejsca i wysokości (patrz CYKL WODY). Średnio globalnie jej stosunek mieszania w pobliżu podstawy atmosfery wynosi 1%. Dwutlenek węgla (CO₂) jest podstawowym źródłem węgla dla cyklu fotosyntezy roślin i bakterii i obecnie stanowi 330 części na milion (0,000 33) atmosfery. Całkowita masa atmosfery Ziemi szacowana jest na 5 × 10¹⁸ kg, co określa się na podstawie gęstości atmosferycznej i struktury wysokości. Atmosferę można w rzeczywistości postrzegać jako koncentryczne warstwy gazu, z których każda wyróżnia się określonymi mechanizmami transportu energii, a zatem profilem temperatury. Troposfera charakteryzuje się spadkiem temperatury wraz z wysokością (z wyjątkiem powierzchni, gdzie lokalnie temperatura może wzrastać wraz z wysokością w cienkiej warstwie inwersyjnej). W troposferze konwekcja i promieniowanie przenoszą ciepło w górę z powierzchni, która jest ogrzewana przez widoczne promieniowanie słoneczne. To tutaj tworzą się prawie wszystkie chmury i zachodzi pogoda, zachodzi wymiana gazów ląd-morze-powietrze i istnieje biosfera. Troposfera kończy się w tropopauzie, około 8 km nad powierzchnią w regionach polarnych i 13 km w tropikach (również ze znacznymi wahaniami sezonowymi). Tutaj profil temperatury zmienia kierunek, a temperatura zaczyna wzrastać wraz z wysokością w stratosferze. Stratosfera jest ogrzewana przez absorpcję promieniowania ultrafioletowego i podczerwonego, głównie przez ozon (O₃), jako część fotochemicznego cyklu tworzenia i niszczenia. W miarę jak ozon zanika, chłodzenie przez emisję promieniowania w przestrzeń kosmiczną przez CO₂ prowadzi do zatrzymania wzrostu temperatury w stratopauzie około 50 km nad powierzchnią; powyżej temperatura spada wraz z wysokością w mezosferze. Powyżej 100 km wysokości fotoliza (rozbicie cząsteczki przez absorpcję fotonów) O₂ i jonizacja gwałtownie zwiększają temperaturę wraz z wysokością w termosferze, gdzie przewodzenie zastępuje promieniowanie jako kluczowy proces transportu energii. W dalszej dyskusji na temat klimatu rozważane są tylko stratosfera i troposfera, w których znajduje się ponad 90% całkowitej masy atmosferycznej. Obrót Ziemi i różnicowe ogrzewanie słoneczne jako funkcja szerokości geograficznej i pory roku napędzają wzorce cyrkulacji atmosferycznej. Ogrzewanie słoneczne jest największe na równiku i najmniejsze na biegunach; stąd atmosfera musi transportować ciepło z równika na biegun. Dzieje się tak za pośrednictwem tzw. cyrkulacji Hadleya, w której ciepłe powietrze unosi się i jest transportowane na wyższe szerokości geograficzne, ochładza się i opada. Cyrkulacja Hadleya nie składa się z pojedynczej komórki w przypadku Ziemi; zamiast tego trzy komórki w każdej półkuli przemieszczają ciepło w kierunku biegunów.Wznoszące się powietrze na granicach komórek rozchodzi się, prowadząc do pasów powietrza niskiego ciśnienia, podczas gdy opadające powietrze zbiega się na granicach komórek, dając strefy wyższego ciśnienia. Ponieważ Ziemia obraca się, temu wzorowi pasów wysokich i niskich towarzyszy dominujący strefowy wzór wiatru. Wiatry zachodnie zwiększają prędkość wraz z wysokością, osiągając maksimum tuż pod stratosferą jako wąskie strumienie strumieniowe, które odpowiadają za ruch układów burzowych średnich szerokości geograficznych. Pasaty, wiejące ze wschodu, są głównym motorem oceanicznego Prądu Zatokowego poprzez naprężenia tarcia na powierzchni morza. Na opisany powyżej pierwotny wzór cyrkulacji nałożony jest szereg wtórnych układów wysokiego i niskiego ciśnienia związanych z zaburzeniami w podstawowym przepływie. Obrót Ziemi tworzy skuteczną siłę Coriolisa, która działa pod kątem prostym do kierunku wiatru: w prawo na półkuli północnej i w lewo na półkuli południowej. Na szerokościach geograficznych wyższych niż 10° i wysokościach powyżej warstwy granicznej tarcia atmosfery siła Coriolisa jest wystarczająco silna, aby niemal całkowicie zrównoważyć siłę gradientu ciśnienia między ośrodkami wysokiego i niskiego ciśnienia. Ta równowaga geostroficzna powoduje, że obszary wysokiego ciśnienia wirują zgodnie z ruchem wskazówek zegara, a obszary niskiego ciśnienia wirują przeciwnie do ruchu wskazówek zegara na półkuli północnej - i w przeciwnym kierunku na półkuli południowej. Obszary niskiego ciśnienia są zatem regionami cyklonicznymi (na półkuli północnej), w których wznoszące się powietrze tworzy chmury i systemy opadów, jeśli dostępna jest wystarczająca ilość wilgoci. Obszary wysokiego ciśnienia antycyklonalnego charakteryzują się osiadaniem, parowaniem, a zatem wysychaniem; są to na ogół cechy sprzyjające pogodzie (ponownie kierunek cyrkulacji jest odwrócony na półkuli południowej). Niektóre układy wysokiego i niskiego ciśnienia są trwałymi cechami, sezonowo lub rocznie, ale mogą zmieniać siłę i położenie z roku na rok. Inne są zmienne przestrzennie i czasowo, takie jak układy burzowe i huragany na średnich szerokościach geograficznych. Układy cykloniczne na średnich szerokościach geograficznych i tropikalne istnieją z powodu zaburzeń przepływu, które rosną z czasem. Niestabilności baroklinowe są wyzwalane przez istnienie południkowego (północ-południe) gradientu temperatury w atmosferze geostroficznej i dlatego są odpowiedzialne za układy burzowe na średnich szerokościach geograficznych (gdzie efekt Coriolisa jest silny). Niestabilności barotropowe z kolei działają na równikowych szerokościach geograficznych i stanowią klasę niestabilności, w której tylko energia kinetyczna (nie termiczna) jest przenoszona z tła rotacji atmosfery do rosnącego zaburzenia. Uważa się, że niestabilności barotropowe powodują depresje tropikalne, które w niektórych przypadkach stają się burzami tropikalnymi lub huraganami, w równikowym pasie niskiego ciśnienia zwanym strefą konwergencji międzyzwrotnikowej (ITCZ). W przeciwieństwie do równowagi geostroficznej atmosfer ziemskich i marsjańskich, na Wenus i księżycu Saturna, Tytanie, wiatry stratosferyczne są szybsze niż rotacja planet. Wynikająca z tego silna siła odśrodkowa dominuje nad siłą Coriolisa, prowadząc do tzw. równowagi cyklostroficznej.

Hydrosfera

Ziemia jest wyjątkowa wśród planet Układu Słonecznego, ponieważ posiada ogromną warstwę ciekłej wody, nasz ocean. Oprócz wody oceanicznej, systemy słodkiej wody są rozproszone na powierzchni Ziemi w postaci rzek i jezior. Znaczna ilość wody krąży również w górnej warstwie skorupy ziemskiej wnętrza Ziemi. Woda ta miesza się z głębokim oceanem w szerokim zakresie skal czasowych, od bardzo krótkich do geologicznych (tj. milionów lat). Cały system ciekłej wody jest określany jako hydrosfera i ma masę szacowaną na 1,7 × 10²¹ kg, z czego zdecydowana większość znajduje się w oceanie. Tak więc ilość wody w kontakcie z atmosferą w skalach czasowych znacznie krótszych niż geologiczne wynosi 200 razy więcej niż masa atmosfery Ziemi i silnie modyfikuje reakcję klimatu na zmiany warunków zewnętrznych, a także tworzy własne funkcje wymuszające. Oceany skutecznie magazynują duże ilości energii cieplnej (pierwotnie światła słonecznego), która jest później uwalniana jako ciepło jawne lub utajone. Temperatura oceanu ma bezpośredni wpływ na ilość pary wodnej, głównego gazu cieplarnianego, uwalnianego do atmosfery; oceany magazynują również duże ilości CO2 (drugiego głównego gazu cieplarnianego) w sposób zależny od temperatury. Średnia głębokość oceanu wynosi 4 km; niektóre z najgłębszych części mieszają się z górnymi warstwami lub atmosferą tylko sporadycznie, podczas gdy najwyższa część oceanu bardzo szybko i nieprzerwanie wymienia gazy i ciepło z atmosferą. Ocean przenosi ciepło z równika na biegun w ilościach porównywalnych z tym, co jest transportowane przez atmosferę. W przeciwieństwie do atmosfery istnieje duża skala codziennej równomierności temperatury w pobliżu powierzchni oceanu i powolna zmiana sezonowa. Podobnie jak duży kryty basen, ocean tłumi wahania temperatury w atmosferze i kontroluje niższą wilgotność atmosferyczną (zawartość pary wodnej) na dużych obszarach Ziemi. Ocean wykazuje wzorce cyrkulacji, które przynoszą ciepłe prądy wody do wysokich szerokości geograficznych, a zimną wodę do regionów równikowych. Zmniejszają one gradient temperatury w atmosferze z północy na południe. Najbardziej znanym przykładem pierwszego jest Prąd Zatokowy Atlantycki. Prąd Pacyficzny na południe od wybrzeża Kalifornii jest znanym przykładem drugiego, który sprawia, że letnia woda oceaniczna jest bardzo zimna aż do Los Angeles. Prądy powierzchniowe są napędzane przez naprężenia wiatru, a zbieżność lub rozbieżność przepływów prowadzi do ruchów pionowych (downwelling lub upwelling) pod powierzchnią. To jednak nie jest cała historia. Oceany zawierają około 3 części na tysiąc rozpuszczonych soli, które zarówno obniżają temperaturę zamarzania wody, jak i zmieniają jej gęstość. Pierwszy efekt pozwala, aby średnie roczne temperatury na wysokich szerokościach geograficznych były prawie 2°C poniżej zera. Efekt gęstości jest taki, że powoduje, że wody o wzrastającym zasoleniu stają się gęstsze. Głębokie wzorce cyrkulacji w oceanie są słabo znane z powodu braku obserwacji. Efekty gęstości termicznej i słonej (termohalinowej), ściśliwość wody oceanicznej (właściwie dość ważne na dużych głębokościach) i zachowanie masy związane z przepływem powrotnym wody z prądów powierzchniowych napędzają ogólną cyrkulację oceaniczną. Ze względu na ściśliwość i efekty termiczne bardzo zimna, głęboka woda oceaniczna może nie wymieniać się z powierzchnią częściej niż setki lat. Położenie kontynentów odgrywa kluczową rolę w cyrkulacji i w szczególności może wpływać na wydajność transportu ciepła z północy na południe. Rola wiatru w napędzaniu prądów oceanicznych i wpływ prądów na redystrybucję ciepła dostępnego dla atmosfery skutkuje złożonym, sprzężonym systemem klimatycznym ocean-atmosfera. Najlepszym przykładem (i prawdopodobnie najważniejszym w określaniu globalnego stanu klimatu; patrz poniżej) jest Prąd Zatokowy do północnego pasa transmisyjnego Pacyfiku. Prąd Prądu Zatokowego jest napędzany naprężeniem wiatrów pasatowych wywieranych na powierzchnię oceanu w tropikach i wiatrów zachodnich na średnich szerokościach geograficznych. Prąd przesuwa ciepłe wody na północny wschód, wzdłuż wschodniego wybrzeża Stanów Zjednoczonych. Parowanie zwiększa zasolenie prądu; wymiana ciepła z atmosferą wzdłuż trasy prowadzi do netto chłodzenia wody i ocieplenia atmosfery. W rezultacie postępujące, północne zagęszczenie osiąga krytyczny etap w pobliżu Islandii, gdzie woda Zatoki staje się gęstsza niż otoczenie i opada. Przewrócenie jest wspomagane przez wiatry, które odsuwają zimniejsze wody powierzchniowe, pozwalając głębszym częściom prądu unosić się, uwalniać ciepło i szybko się ochładzać. Woda znajdująca się obecnie na dnie płynie na południe, wokół Afryki, a następnie na północ do zimniejszego północnego Pacyfiku. Tam unosi się na powierzchnię, a rozbieżność odsuwa wody otoczenia, część przesuwa się na południe w kierunku początku Prądu Zatokowego. Najważniejszym skutkiem tej cyrkulacji jest transport znacznej ilości ciepła równikowego do regionu północnego Atlantyku, co znacznie łagodzi klimat Europy i tym samym zapobiega tworzeniu się ogromnych pokryw lodowych.

Kriosfera

Kriosfera składa się z trwałych i sezonowych pokryw lodowych i śniegu Ziemi, a także wiecznej zmarzliny, które razem stanowią 80% zasobów słodkiej wody na planecie. Głównymi składnikami są pokrywy lodowe Antarktydy, Grenlandii, wieczna zmarzlina w Ameryce Północnej i Azji, lód morski, górskie systemy lodowcowe i sezonowe pola śnieżne. Chociaż tylko około 2% wody na Ziemi jest zamarznięte, kriosfera ma głęboki wpływ na obecny klimat i na oscylacje lodowcowo-interglacjalne ostatnich 2 milionów lat. Bardzo wysoka refleksyjność lodu wodnego (która jest wrażliwa na wielkość cząstek, a zatem warunki powstawania i wiek, a także na zanieczyszczenia) odbija promieniowanie słoneczne w widzialnych i bliskich ultrafioletowych częściach widma. W podczerwieni termicznej lód wodny jest dość ciemny, a zatem działa jako bardzo wydajny nocny radiator ziemskiego promieniowania cieplnego. Duże ciepło utajone topnienia lodu wodnego działa również jako silny pochłaniacz ciepła, szczególnie w chłodniejszych epokach, w których występuje bardziej masywne zlodowacenie niż obecnie. Kriosfera wzmacnia wpływ na klimat dychotomii półkuli północnej i południowej w rozmieszczeniu kontynentów i oceanów. Ponieważ półkula północna ma znacznie większą powierzchnię lądu niż południowa, rozwój masywnego zlodowacenia kontynentalnego w średnich szerokościach geograficznych, cecha epok lodowcowych, jest głównie efektem półkuli północnej. To z kolei może wiązać czas początku zlodowaceń z konfiguracjami parametrów orbitalnych i spinowych Ziemi, które powodują minima w średniorocznym nasłonecznieniu półkuli północnej. Jednak w znacznie krótszych (sezonowych) skalach czasowych obecność dużego kontynentu polarnego na południu i oceanu polarnego na północy wpływa na względne reakcje biegunów na zmniejszone nasłonecznienie w okresie zimowym.

Ocieplenie cieplarniane

Przydatność Ziemi do życia jest w dużej mierze wynikiem stabilności ciekłej wody na powierzchni; średnia roczna globalna temperatura powierzchni oceanu wynosi 288 K. Jednak samo przyrównanie średniej rocznej ilości promieniowania słonecznego pochłanianego przez powierzchnię Ziemi do wychodzącego bolometrycznego promieniowania cieplnego daje efektywną temperaturę 255 K, znacznie poniżej punktu zamarzania wody (nawet z solami). Wysoka temperatura powierzchni Ziemi, a zatem stabilność ciekłej wody, jest konsekwencją wyższej średniej nieprzezroczystości atmosfery w podczerwieni (gdzie promieniowanie cieplne jest uwalniane w przestrzeń kosmiczną) niż w długościach fal optycznych (gdzie występuje szczyt widma słonecznego). Termin efekt cieplarniany jest nierozerwalnie związany z tą podstawową właściwością ziemskiej atmosfery, pomimo faktu, że w szklarni konwekcja napędzana termicznie zasadniczo nie odgrywa żadnej roli, podczas gdy jest ważna w regulacji niższej temperatury ziemskiej atmosfery. Rozkład długości fal fotonów płynących ze Słońca, przybliżony jako ciało czarne o temperaturze 6000 K, osiąga szczyt przy długości fali około 0,6 μm , gdzie gazy atmosferyczne prawie nie mają absorpcji (z wyjątkiem tzw. pasm Chappuis ozonu). Tak więc w bezchmurnej atmosferze światło słoneczne mogłoby praktycznie swobodnie docierać do powierzchni (chociaż rozpraszanie Rayleigha przez cząsteczki powietrza preferencyjnie rozprasza krótsze długości fal z wiązki słonecznej, co prowadzi do znajomo niebieskiego nieba). Chmury odbijają około 20% przychodzącego światła słonecznego, podczas gdy powierzchnia odbija średnio mniej niż 10%. Około 2/3 światła słonecznego padającego na Ziemię jest pochłaniane przez grunt lub niższą atmosferę i przekształcane w fotony o rozkładzie widmowym, który, przybliżony przez ciało czarne, odpowiada temperaturze 255 K (bez efektu cieplarnianego; 288 K z ociepleniem cieplarnianym). Szczyt rozkładu widmowego tych termalizowanych fotonów znajduje się w środkowej części podczerwieni widma, przy długości fali około 15-20 μm, a atmosfera jest tam bardzo nieprzezroczysta. Dominują pasma absorpcji pary wodnej i CO₂, a dziury w widmie absorpcji wypełniają CH₄, O₂, O₃, tlenki azotu, a nawet sztuczne freony. Na poziomie gruntu atmosfera jest wysoce nieprzezroczysta powyżej długości fali 5 μm, ale absorpcje maleją wraz z wysokością, ponieważ obfitość kolumny atmosfery (od danego poziomu do przestrzeni) i ciśnienie maleją. Na wysokości 10 km atmosfera jest w dużej mierze ponownie przezroczysta. Fotony termiczne płynące w górę z ziemi mają średnie swobodne ścieżki znacznie krótsze niż przychodzące promieniowanie słoneczne, którego strumień energii muszą zrównoważyć. Absorpcja i ponowne promieniowanie fotonów termicznych przekierowuje część strumienia z powrotem w dół; skierowany w dół strumień maleje wraz z wysokością, ponieważ przezroczystość atmosfery wzrasta. W wyniku tej nieefektywności w transporcie ciepła na zewnątrz w stosunku do promieniowania widzialnego słonecznego, temperatura powierzchni musi wzrosnąć powyżej temperatury efektywnej, aby zapewnić równowagę między strumieniem energii przychodzącej i wychodzącej. Wysokości nad powierzchnią również muszą doświadczać podwyższonych temperatur, ale stopniowo mniej w miarę przesuwania się na zewnątrz. W ten sposób temperatura wzrasta między wysokością, na której fotony podczerwone mogą swobodnie płynąć na zewnątrz, średnim poziomem promieniowania i powierzchnią. Stromość wzrostu temperatury jest modyfikowana od wartości cieplarnianej przez szereg innych procesów transportu energii. Najważniejsza jest konwekcja. Gdy gradient temperatury staje się stromy, przekraczając wyidealizowaną, adiabatyczną szybkość gradientu, powietrze staje się niestabilne, a masowe ruchy pionowe (konwekcja) transportują ciepło w górę z adiabatyczną szybkością gradientu. W przypadku braku wody odpowiednia adiabatyczna szybkość gradientu to tak zwana sucha wartość 10 K km^-1. Kondensacja wody podczas formowania się chmur uwalnia ciepło utajone, które umożliwia wilgotny (czasem mokry) konwekcyjny transport ciepła przy gradientach temperatury znacznie poniżej suchej adiabaty. W pierwszym przybliżeniu obserwowany średni gradient temperatury w atmosferze Ziemi jest wilgotnym gradientem adiabatycznym. Dalsza modyfikacja profilu temperatury następuje, gdy wiatry adwekcyjne transportują ciepło z jednego miejsca do drugiego, a układy burzowe przenoszą zarówno wilgoć, jak i ciepło w kierunkach poziomym i pionowym. Rysunek 3 podsumowuje różne mechanizmy transportu energii w górę i w dół. Istotny punkt dotyczący efektu cieplarnianego nie powinien być przesłonięty złożonością wielu procesów transportu. Przychodzący strumień energii musi być zrównoważony przez wychodzący, a jeśli atmosfera jest mniej przejrzysta dla wychodzącego (cieplnego) promieniowania niż dla przychodzącego (słonecznego), temperatura powierzchni jest podwyższana, aż do osiągnięcia równowagi. Jednak reakcja klimatu Ziemi na wzrost gazów cieplarnianych jest trudna do przewidzenia ze względu na dużą liczbę stopni swobody. Modyfikacje tworzenia się chmur, opadów, pokrywy lodowej na powierzchni, cyrkulacji oceanicznej, temperatury i rozpuszczalności CO₂ stanowią reakcje na wzrost gazów cieplarnianych, które mogą zapewnić dodatnie lub ujemne sprzężenia zwrotne. Efekt stopniowego wzrostu gazów cieplarnianych można przewidzieć (stopniowo wyższa temperatura powierzchni), ale dyskretne zmiany (szczególnie duże) mogą po prostu popchnąć klimat Ziemi w inny stan. Ekstremalny przykład efektu cieplarnianego jest dostępny do zbadania na Wenus, gdzie ciśnienie powierzchniowe wynosi 92 bary, a atmosfera składa się w 96% z dwutlenku węgla. Ponieważ warstwa odbijającego kwasu siarkowego i chmur wodnych pokrywa glob, powierzchnia Wenus otrzymuje tylko kilka procent światła słonecznego padającego na szczyt atmosfery - mniej niż Ziemia otrzymuje na swojej powierzchni, mimo że ta ostatnia jest o 40% bardziej oddalona od Słońca. Mimo to temperatura powierzchni Wenus wynosi 730 K, wartość ta odzwierciedla ekstremalne pokrycie podczerwienią zapewniane przez wysokie ciśnienie powierzchniowe CO₂, a także wkład pomniejszych gatunków, takich jak para wodna (około 100 części na milion atmosfery). Podobnie jak w przypadku Ziemi, transport energii na zewnątrz odbywa się głównie przez konwekcję, ale na Wenus jest to całkowicie sucha konwekcja. Cienka atmosfera Marsa ma średnie ciśnienie powierzchniowe wynoszące zaledwie 7,5 mbar i jest prawie pozbawiona wody. Dlatego też, mimo że składa się w 95% z dwutlenku węgla (co daje wyższe ciśnienie parcjalne CO2 niż na Ziemi), pasma absorpcji dwutlenku węgla są bardzo wąskie w częstotliwości, pozbawione poszerzenia zapewnianego przez wysokie ciśnienie azotu; ponadto pasma absorpcji wody prawie nie istnieją. W ten sposób występuje tylko bardzo mały efekt cieplarniany o temperaturze 5 K. Ogrzewanie powierzchni przez słońce napędza konwekcję i w związku z tym tworzy troposferę rozciągającą się na 40 km. Jednakże gradient temperatury jest znacznie mniejszy niż w przypadku suchej adiabatyki ze względu na zawieszenie cząstek pyłu w atmosferze, które pochłaniają światło słoneczne na wszystkich wysokościach przez troposferę. W niektórych latach globalne burze pyłowe obciążają atmosferę tak dużą ilością pyłu, że profil temperatury otoczenia ulega silnemu zaburzeniu.

Ogólne modele cyrkulacji: ocean i atmosfera

Podstawowym narzędziem teoretycznym zarówno do prognozowania pogody, jak i do badań nad zmianami klimatu jest numeryczny ogólny model cyrkulacji, czyli GCM. Ziemia jest podzielona na siatkę z komórkami o rozmiarach tak małych, jak to praktycznie możliwe dla dostępnych zasobów obliczeniowych. W każdej siatce stosowane są następujące równania: (a) poziome równania ruchu; (b) prawo hydrostatyczne; (c) równania ciągłości; (d) bilans energetyczny (pierwsza zasada termodynamiki); (e) równanie stanu dla wilgotnego i suchego powietrza; (f) równanie bilansu pary wodnej. Tworzą one zamknięty układ z warunkami brzegowymi określonymi przez pomiary meteorologiczne lub (w przypadku modeli paleoklimatycznych) dane geologiczne i założenia. Dzięki szybkim komputerom ruchy atmosferyczne można sprzężyć z ruchami oceanów, co prowadzi do modeli GCM ocean-atmosfera. W przypadku składnika oceanicznego obowiązują podobne równania do (a)-(f), z tą różnicą, że (e) jest zastąpione równaniem stanu dla wody oceanicznej, a (f) jest zastąpione równaniem bilansu dla zasolenia. Nad obszarami porośniętymi roślinnością musi być również uwzględniony transfer pary wodnej i energii z i do roślin poprzez ewapotranspirację. Równania są zintegrowane, aby śledzić ewolucję czasową, w trzech wymiarach, cyrkulacji atmosferycznej, intensywności i położenia ośrodków wysokiego i niskiego ciśnienia, temperatury, transferu ciepła i masy między atmosferą a oceanem i innych parametrów. Ze względu na ogromną różnicę w skalach czasowych między atmosferą a oceanem konieczne jest pewne uproszczenie modelu oceanu (na przykład płytki ocean reprezentujący najwyższą, dobrze wymieszaną warstwę) lub uśrednienie procesów atmosferycznych. Coraz częściej przeprowadzane są pełne symulacje łączące te dwa elementy w miarę wzrostu mocy obliczeniowej. Pozostają jednak istotne ograniczenia. W przypadku atmosfery procesy zachodzące w skalach poniżej rozmiaru siatki mogą mieć znaczący wpływ. Na przykład orograficzne unoszenie mas powietrza przez zlokalizowane lub topograficznie złożone góry, niewielkie zmiany w schematach użytkowania gruntów lub skomplikowane relacje geograficzne między lądem a zatokami lub morzami często nie mogą być dobrze obsługiwane przez modele GCM. Powstawanie opadów jest wysoce wrażliwe na procesy w podskali, dlatego modele GCM są mniej skuteczne w szczegółowym śledzeniu tego procesu. Jak zobaczymy poniżej, zmiany wzorców opadów nad lądem i morzem mogły być przyczyną głębokich zmian stanu klimatu i możliwe, że symulacje GCM, szczególnie jeśli uśredniono czas w celu śledzenia zmian dekadowych lub dłuższych, mogą je pominąć. Przeprowadzono wystarczającą liczbę obserwacji atmosfery Marsa, aby umożliwić zastosowanie modeli GCM o znacznym stopniu zaawansowania. Całkowity brak globalnego oceanu na Marsie oznacza, że nie ma dużego pochłaniacza ciepła, który mógłby tłumić zmiany klimatu w sezonowych lub dłuższych skalach czasowych, ani źródła pary wodnej, która mogłaby modyfikować gradienty atmosferyczne i służyć jako źródło powstawania masywnych chmur. Zamiast tego klimat Marsa jest napędzany głównie przez sezonowe cykle CO₂ i pyłu. Regiony polarne stają się tak zimne zimą (150 K), że główny składnik atmosfery, CO₂, skrapla się, tworząc rozszerzoną czapę na półkuli zimowej. Roczny cykl CO₂ z jednej zimowej półkuli do drugiej moduluje ciśnienie atmosferyczne o 30%. Zjawisko to, nie mające analogu na Ziemi ani Wenus, zostało bezpośrednio zmierzone przez lądowniki VIKING i MARS PATHFINDER. Między innymi powoduje ono znaczną zmienność w naturze cyrkulacji Hadleya od równika do średnich szerokości geograficznych, która obejmuje jedną komórkę Hadleya podczas przesileń i dwie podczas równonocy. Na wyższych szerokościach geograficznych zimą i wiosną występują zaburzenia przemieszczania się, które są podobne do ziemskich systemów burzowych; nie występują one latem. Takie systemy są wykrywane zarówno przez stacje meteorologiczne lądowników, jak i przez bardzo delikatne ślady chmur wodnych widoczne na obrazach globalnych.

Wydarzenia klimatyczne: ENSO i monsun azjatycki

El Niño-Oscylacja Południowa to zjawisko klimatyczne, którego istnienie i ogólnoświatowe powiązania zostały rozpoznane dopiero w ciągu ostatnich kilku dekad. Stanowi doskonały przykład interakcji atmosfera-ocean i zdolności regionalnych zaburzeń wywołanych przez ocean do powodowania ogólnoświatowych zmian wzorców pogodowych. W odstępach około 2-10 lat niezwykle silny prąd oceaniczny spycha ciepłe, nisko zasolone wody powierzchniowe w kierunku zachodniego wybrzeża Ameryki Południowej, gdzie następnie przemieszcza się na południe. Zjawisko to określa się mianem El Niño, co jest zapożyczeniem tradycyjnego terminu używanego przez peruwiańskich rybaków do opisu corocznego ocieplenia wód przybrzeżnych tuż po Bożym Narodzeniu. Ociepleniu wód wschodniego Pacyfiku towarzyszy wzrost temperatury powietrza. Silne El Niño może utrzymywać się przez ponad rok, a zaburzenia prądów oceanicznych Pacyfiku są generowane na przestrzeni wielu tysięcy mil na zachód od Ameryki Południowej. Zaburzenie atmosferyczne towarzyszące zmianom oceanicznym jest jeszcze bardziej rozpowszechnione. W latach El Niño susza występuje w Australii, Indonezji, południowo-wschodniej Afryce i północno-wschodniej Ameryce Południowej, podczas gdy niezwykle obfite deszcze mogą wystąpić w Ekwadorze, północnym Peru, wschodniej Afryce równikowej i obszarach na południe od Indii. Zmiana wzorców pogodowych była tradycyjnie uważana za odrębne zjawisko obejmujące przesunięcia w pozycjach sezonowych wzorców wysokiego i niskiego ciśnienia, znane jako Oscylacja Południowa. Dopiero w latach 60. ustalono związek przyczynowo-skutkowy między nią a El Niño. Mechanika zaburzeń oceanicznych obejmuje fale generowane na Pacyfiku, które wypychają ciepłą wodę na wschód, podnosząc tam nieznacznie poziom morza i zmniejszając ilość ciepłej wody w zachodnim Pacyfiku. Początek i zanik tego zdarzenia obejmują złożoną, słabo poznaną serię interakcji między zmienionym rozkładem temperatury powierzchni morza a wzorcem temperatury atmosferycznej. To, czego w ogóle nie rozumiemy, to pochodzenie zjawiska ENSO w całości. Propozycje wahają się od pomysłu, że sam wzór cyrkulacji oceanicznej napędza oscylację, aż po mało prawdopodobną koncepcję, że podmorskie erupcje dostarczają ciepło do głębokiego oceanu i stymulują ten efekt. Słabo zrozumiano również, czy oscylacje ocean-atmosfera mogą istnieć gdzie indziej niż w równikowym Pacyfiku. Wreszcie, wysunięto spekulację, że ENSO jest symptomem coraz cieplejszego klimatu na granicy niestabilności i że chłodniejsze czasy w holocenie nie doświadczały takich oscylacji. Znaczne letnie deszcze na subkontynencie indyjskim i otaczających go częściach Azji są częścią sezonowej zmiany wzoru wiatru zwanej monsunem azjatyckim. Wielki osioł płaskowyżu tybetańskiego, duży obszar lądowy kontynentu azjatyckiego z towarzyszącymi mu ekstremalnymi sezonowymi kontrastami temperatur i położenie ITCZ odgrywają rolę w definiowaniu monsunowego reżimu klimatycznego. Najbardziej dramatyczna jest sezonowa zmiana wiatrów wiosną, podczas której wiatry średniego poziomu zmieniają się z zachodnich na wschodnie, a ekstremalnie gorące i suche warunki późną wiosną ustępują miejsca wilgotnemu przepływowi na lądzie, gdy zaczyna się lato. Złożony kontynentalny przepływ powietrza jest inicjowany, co prowadzi do dużych ilości opadów w miejscach takich jak Indie. Ilość opadów deszczu dostarczanych zarówno lokalnie, jak i w całym regionie zmienia się dramatycznie z roku na rok i wydaje się być skorelowana z siłą El Niño. Ponieważ Indie i niektóre inne kraje azjatyckie są zależne od monsunu w zakresie znacznej części swojego zaopatrzenia w wodę rolniczą, przewidywalność zmienności monsunu i jej związek ze światowymi zjawiskami, takimi jak ENSO, stanowią kwestie klimatyczne o dużym znaczeniu dla człowieka.

Zmiany klimatu w przeszłości

Informacje o zmianach klimatu pochodzą, w najdłuższych skalach czasowych (od miliardów do setek milionów lat), z izotopów tlenu w krzemionkach i dowodów geologicznych, w tym geograficznego rozmieszczenia gatunków kopalnych i sygnatur zlodowacenia. W pośrednich skalach czasowych (od milionów do dziesiątek milionów lat), obfitość izotopów w osadach dna morskiego (węgiel i wodór) dostarczają bardziej szczegółowego zapisu klimatycznego. Wreszcie, w krótszych skalach czasowych dostępnych jest wiele wskaźników klimatycznych, od danych izotopowych w osadach dna morskiego w całym plejstocenie, po dane z rdzeni lodowych (wskaźniki temperatury izotopowej, zawartość dwutlenku węgla itp.), a także rdzenie słojów drzew, dane o przepływie strumieni i zapisy historyczne dla obecnego etapu holocenu. Rysunek przedstawia widmo mocy zmian temperatury atmosferycznej w skalach czasowych od geologicznej do dobowej.



Pochodzenie różnych szczytów, od najdłuższej do najkrótszej skali czasowej, jest następujące. Dane izotopowe sugerują ogólny spadek temperatury powierzchni od czasu najwcześniejszych osadów, prawdopodobnie z powodu spadku poziomu CO₂ w atmosferze Ziemi. Uważa się, że obfitość tego gazu jest regulowana przez skomplikowane interakcje między wietrzeniem krzemianów (prowadzącym do uwięzienia CO₂ w postaci węglanów na dnie morskim) a wulkanicznym wytłaczaniem CO₂ związanym w dużej mierze z tektonicznym recyklingiem płyt oceanicznych i osadów. Dane geomorfologiczne i izotopowe wskazują na jeden, a może dwa okresy głębokich, niemal globalnych epok lodowcowych przed 500 milionami lat, a także (wraz z danymi kopalnymi) zmiany klimatu w skali stu milionów lat. Takie zmiany prawdopodobnie odzwierciedlają zmieniające się położenie kontynentów, które wpływają na cyrkulację oceaniczną, a tym samym transport ciepła, wraz ze związanymi z tym zmianami w tempie rozprzestrzeniania się dna morskiego, wulkanizmem i aktywnością górotwórczą, które wpływają na obfitość CO₂ w atmosferze. Słabe wahania widoczne w 10-milionowych okresach czasu mogą być spowodowane czynnikami wulkanicznymi lub tektonicznymi, ale mogą również odzwierciedlać efekty stochastyczne, takie jak oscylacje jasności Słońca, a nawet przejścia Układu Słonecznego do i z galaktycznych obłoków molekularnych. Silne sygnały zmian klimatu w skalach czasowych 10 000-100 000 lat są prawie na pewno wynikiem zmian nachylenia osi Ziemi, mimośrodu orbity i fazowania różnych parametrów orbitalnych. Te cykle Milankovicia są naturalną konsekwencją grawitacyjnego wpływu Księżyca i innych planet na Ziemię i prowadzą do złożonych cyklicznych modulacji sezonowej i średniorocznej absorpcji promieniowania słonecznego przez Ziemię. Wariancja jest silna, ponieważ modulacje doprowadziły do oscylacji Ziemi w ciągu ostatnich 2 milionów lat, pomiędzy stanami znaczącego zlodowacenia półkuli północnej o czasie trwania rzędu 100 000 lat i ciepłymi okresami interglacjalnymi trwającymi zwykle 1/10 czasu trwania zlodowacenia. Słaby podpis wahań klimatycznych w skali tysiącletniej jest związany z optymalnym klimatem w środkowym holocenie i późniejszym ochłodzeniem. W historycznych skalach czasowych osobliwa Mała Epoka Lodowcowa, która rozpoczęła się kilka wieków temu i zakończyła się w XIX wieku, może być postrzegana jako silna wariancja, podobnie jak oscylacje typu ENSO w skalach dekadowych i półrocznych. Ruch orbitalny Ziemi, nachylenie osi i obrót (w ich obecnych względnych orientacjach) powodują silne wahania w skalach rocznych, sezonowych i dobowych. Dwa szczególnie dobrze zbadane przykłady warunków klimatycznych w przeszłości mają znaczenie dla naszego zrozumienia wywołanych przez człowieka zmian klimatycznych. Dane izotopowe i dowody geologiczne w postaci rozkładów kopalnych i geomorfologii dowodzą, że Ziemia w okresie kredy (65-100 milionów lat temu) była wolna od stałych pokryw lodowych. Aby wyjaśnić dane, różnica temperatur między równikiem a biegunem musiała wynosić 1/2-1/4 tego, co jest obecnie, przy czym równik nie był dużo cieplejszy niż obecnie, ale bieguny były cieplejsze o 20-40°C. Samo podwojenie lub czterokrotne zwiększenie poziomu CO₂ w atmosferze nie wyjaśnia klimatu kredowego, ponieważ podnosi temperatury równikowe zbyt mocno. Zamiast tego, zwiększony oceaniczny transport ciepła z równika na biegun jest przywoływany w modelach GCM, które pasują do danych geologicznych i izotopowych. Pochodzenie takiego zwiększonego oceanicznego transportu ciepła nie jest dobrze poznane; być może różnica w konfiguracji kontynentalnej w okresie kredy mogła odegrać rolę. Epizod młodszego dryasu, który miał miejsce około 11 000 lat temu, podczas przejścia od zimnych warunków lodowcowych do cieplejszych warunków holocenu, jest szczególnie godny uwagi. Był to zimny okres w kontynentalnych obszarach wokół północnego Atlantyku, który trwał nie dłużej niż stulecie, podczas którego lodowce odwróciły swój bieg. Paradoksalnie, początkiem epizodu młodszego dryasu było topnienie samych lodowców. Woda z topniejącego lodowca gromadziła się w częściach wschodniej Kanady i spływała w dół Missisipi z objętością dorównującą obecnej rzece Amazonce. Lodowce blokujące ten masowy przepływ słodkiej wody przed dostaniem się do północnego Atlantyku cofnęły się na tyle około 11 000 lat temu, że woda z topniejącego lodu zaczęła płynąć na wschód. Przypuszcza się, że ten napływ słodkiej wody do północnego Atlantyku rozcieńczył słony Prąd Zatokowy na tyle, że zapobiegło to jego opadnięciu w pobliżu Islandii, a tym samym zmniejszyło lub zablokowało towarzyszące temu uwalnianie ciepła. Cyrkulacja Zatoki ustała, zastąpiona stabilną górną warstwą bardzo zimnej wody, która schłodziła północną Europę i Kanadę oraz ponownie zainicjowała narastanie lodowców poprzez zwiększone roczne opady śniegu i zmniejszone topnienie śniegu. Gdy przepływ słodkiej wody opadł, prąd Zatoki powrócił, a ocieplenie zaczęło się ponownie. Bardzo niedawne dane z rdzeni lodowych ujawniają wiele innych szybkich epizodów wahań klimatu w epokach lodowcowych i interglacjalnych plejstocenu, niektóre na skalę dziesięcioleci lub krótszą. Powyższa interpretacja epizodu młodszego dryasu doprowadziła do spekulacji, że podobne odwrócenie wywołane na północnym Atlantyku może nastąpić, jeśli działalność człowieka przyspieszy globalne ocieplenie (patrz poniżej). Modele GCM przewidują zwiększone opady deszczu na wysokich szerokościach geograficznych, ponieważ poziom CO₂ wzrośnie w nadchodzącym stuleciu. Wystarczające opady deszczu mogą zmniejszyć zasolenie wód północnego Atlantyku do takiego stopnia, że osiadanie wody u wybrzeży Islandii zostanie przerwane, jak w młodszym dryasie. Trudno przewidzieć wynikłą zmianę klimatu przy użyciu modeli GCM, ale prawdopodobnie może ona zmierzać w kierunku zwiększonego zlodowacenia z dodatnim sprzężeniem zwrotnym zapewnianym przez wysoką refleksyjność lodu wodnego. Szczegóły tej domniemanej odpowiedzi na globalne ocieplenie są mniej ważne niż ogólna lekcja z młodszego dryasu, że zaburzenia związane ze zmianą klimatu w jednym kierunku mogą spowodować, że system klimatyczny zmieni tryb, który ewoluuje w zupełnie innym kierunku.

Globalne ocieplenie wywołane przez człowieka

Począwszy od połowy XIX wieku poziom CO₂ w atmosferze zaczął wzrastać w wyniku działalności człowieka, w tym spalania paliw kopalnych i wylesiania. Obecna obfitość CO₂ jest o 30% wyższa niż poziom bazowy przed wzrostem. Ponadto działalność człowieka zwiększa obfitość CH₄ i CFC w atmosferze, które zwiększają absorpcję podczerwieni wraz z CO₂. Zwiększenie zawartości gazów cieplarnianych w atmosferze zmusza średni poziom promieniowania do przesunięcia się w górę; w odpowiedzi średnia temperatura powierzchni musi wzrosnąć, aby zrównoważyć przychodzący strumień słoneczny. Jednak złożoność różnych efektów związanych z taką zmianą, w tym przesunięcia chmur i opadów, a także rola oceanu w magazynowaniu i uwalnianiu ciepła i dwutlenku węgla, wymagają użycia modelu GCM w celu szczegółowego przewidywania wynikających z tego zmian klimatycznych. Bezpośrednie zapisy temperatur z ostatnich stu lat, a także wskaźniki temperatury zastępczej dostępne w całym holocenie sugerują, że ostatnia dekada była wyjątkowo ciepła, być może najcieplejsza w ciągu ostatnich 1000 lat. Wiele debat politycznych dotyczy interpretacji danych (naturalne wahania czy wywołane przez człowieka globalne ocieplenie?) i przydatności modeli GCM w przewidywaniu lokalnych lub regionalnych skutków. Klimat może reagować liniowo na rosnącą zawartość gazów cieplarnianych, przynajmniej przez jakiś czas. Jednak młodszy dryas i inne dowody szybkich zmian klimatu w zapisie geologicznym służą jako ostrzeżenie, że działalność człowieka, zakłócając skład atmosfery, zmusi nas do radzenia sobie ze znacznymi i prawdopodobnie niepożądanymi szybkimi zmianami klimatu.

Przyszłość badań nad klimatem

Przyszłość badań nad klimatem będzie zależeć, tak jak w ciągu ostatniego półwiecza, od międzynarodowych programów współpracy w zakresie monitorowania klimatu i oceny danych klimatycznych. Specjalne programy, często ograniczone czasowo i czasami motywowane zarówno politycznymi, jak i naukowymi nakazami, przynoszą korzyści dziedzinie badań nad klimatem poprzez dodatkowe finansowanie i przyciąganie utalentowanych studentów do tej dziedziny. Międzynarodowe Lata Polarne w latach 1882-1883 i 1932-1933 były wczesnymi przykładami skupionymi na zbieraniu danych w Arktyce. Międzynarodowy Rok Geofizyczny od 1957 do 1958 roku wykazał wykonalność znacznie szerszej, jeśli nie globalnej, koordynacji gromadzenia danych w zakresie badań Ziemi, w tym klimatu. Niedawno Światowa Organizacja Meteorologiczna i Program Środowiskowy Narodów Zjednoczonych powołały Międzynarodowy Panel ds. Zmian Klimatu, który opracował kilka głównych opublikowanych ocen stanu i najbliższej przyszłości klimatu Ziemi. Kraje prowadzące podróże kosmiczne koordynują obserwacje satelitarne, a w przypadku Stanów Zjednoczonych i Europy są w trakcie wdrażania głównych systemów opartych na przestrzeni kosmicznej w celu monitorowania klimatu Ziemi z poziomem dokładności i szerokością zasięgu znacznie przewyższającą poprzednie wysiłki. Te systemy satelitarne stanowią obecne inwestycje w wysokości miliardów dolarów i euro i będą rosły w przyszłości. Imponujący wzrost możliwości obliczeniowych przyniesie korzyści badaniom klimatu na dwa sposoby, umożliwiając bardziej rozbudowane i wierniejsze modele klimatyczne oraz umożliwiając gromadzenie i przetwarzanie bardzo dużych zestawów danych na temat klimatu Ziemi. Nowe podejścia obliczeniowe do przetwarzania informacji i dostępność sieci WWW sprawiają, że dane klimatyczne są bardziej zrozumiałe i dostępne zarówno dla badaczy, jak i decydentów. Stopniowe gromadzenie danych z sond kosmicznych na Marsie, Wenus i Tytanie pozwoliło na zastosowanie modeli GCM do tych trzech pozostałych stałych ciał planetarnych o znacznych atmosferach. Takie wysiłki testują nasze zrozumienie fizyki klimatu w reżimach bardzo różniących się od reżimu samej Ziemi. W miarę jak nasze doświadczenie z klimatem Ziemi staje się coraz bardziej szczegółowe wraz z eksploracją klimatów innych planet, nasze zrozumienie procesów w nim zachodzących będzie się dramatycznie pogłębiać.

Bliskie gwiazdy podwójne

Często okazuje się, że gwiazda ma gwiazdę towarzyszącą, która znajduje się bardzo blisko niej. Często też te dwie gwiazdy zmieściłyby się wygodnie w naszym układzie słonecznym, którego promień wynosi około dziesięciotysięcznej odległości do najbliższej gwiazdy. Czasami te dwie gwiazdy są tak blisko siebie, że praktycznie się stykają. W kilku przypadkach rzeczywiście się stykają, a nawet zachodzą na siebie, tak że możemy mieć pojedynczą jednostkę w kształcie ósemki (układ podwójny "kontaktowy") składającą się z dwóch jąder gwiazdowych w pojedynczej cienkiej otoczce. Większość bliskich układów podwójnych (CB) jest odkrywana jedną z dwóch technik: (i) mogą one wykazywać okresowe przesunięcie Dopplera spowodowane ruchem na orbicie keplerowskiej (SPECTROSCOPIC BINARY STARS, lub SB) lub (ii) mogą wykazywać okresowe zaćmienia, gdy jedna gwiazda przechodzi przed drugą (ECLIPSING BINARIES, lub EB). SB i EB mają okresy od ∿30 lat do kilku dni, a nawet kilku minut. Konkretnie, ustaliliśmy okres 30 lat jako górną granicę dla "bliskości". Oznacza to separacje, zgodnie z trzecim prawem Keplera, mniejsze niż orbita Saturna, w przybliżeniu. Istnieją inne sposoby rozpoznawania niektórych klas CB. Na przykład, wybuchy kategorii NOVA i karłowatych nowych wskazują na binarność, a tak samo (często, ale nie zawsze) jest produkcja promieni rentgenowskich. Jednak binarność takich obiektów jest znana tylko dlatego, że bardzo duża ich część po dokładnym zbadaniu okazuje się być albo SB, albo EB (lub obydwoma). Statystyczny rozkład okresów w CB nie jest jeszcze dobrze określony. Chociaż znanych jest kilka tysięcy SB i EB, ich wykrycie podlega wielu efektom selekcji. Na przykład, krótkie okresy są zwykle łatwiejsze do rozpoznania niż długie okresy. Najbardziej systematyczne badania wykazują, że dłuższe okresy, powiedzmy 3-30 lat, są częstsze niż krótkie, powiedzmy 3-30 dni, ale tylko o skromny czynnik, być może czynnik 5. Wśród gwiazd podobnych do Słońca prawdopodobnie około 20% to CB, jak zdefiniowano powyżej, podczas gdy wśród masywnych gwiazd typu widmowego O proporcja musi być znacznie wyższa, ponieważ około 25% ma okresy do zaledwie około 30 dni. Dłuższe okresy orbit spektroskopowych wśród gwiazd typu O są trudne do rozpoznania, ponieważ takie gorące i masywne gwiazdy mają tendencję do wewnętrznego widmowego "drgania", które może ukryć ruch orbitalny. Jeśli dwie gwiazdy typu słonecznego krążą wokół siebie (ściśle wokół swojego środka ciężkości) z okresem około 10 lat, byłyby mniej więcej tak daleko od siebie, jak Jowisz od Słońca. Moglibyśmy nie myśleć o tym jako o bliskim, ponieważ ich separacja byłaby prawie tysiąc razy większa niż ich promienie. Jednak w miarę ewolucji gwiazdy stają się większe, ostatecznie o współczynnik kilkuset w promieniu, a może nawet tysiąca. Oczywiste jest, że gdy gwiazda jest prawie tak duża jak orbita, na której się znajduje, musi się wydarzyć coś dość drastycznego. Istnieje wiele dowodów obserwacyjnych na to, niektóre bezpośrednie, a niektóre pośrednie. Bezpośrednio obserwujemy szereg układów podwójnych, w których strumień gazu przepływa z jednej gwiazdy do drugiej. Pośrednio widzimy szereg CB zawierających zwarte pozostałości gwiazdowe: BIAŁE KARŁY (WD), GWIAZDY NEUTRONOWE (NS), a nawet CZARNE DZIURY (BH). Te pozostałości mogą wydawać się dość odległe w swoich obecnych układach podwójnych, ale muszą być potomkami gwiazd, które kiedyś były znacznie większe. Mogą znajdować się w układach podwójnych, które obecnie są zbyt blisko siebie, aby kiedykolwiek zawierały normalne gwiazdy, więc w przeszłości musiała mieć miejsce jakaś interakcja. CB są interesujące z co najmniej trzech bardzo różnych powodów. Po pierwsze, dokładny pomiar orbity, zwłaszcza w układach, które są zarówno SB, jak i EB, może doprowadzić do określenia mas i promieni gwiazd. Jest to w rzeczywistości jedyny wiarygodny sposób określania takich podstawowych parametrów. Po drugie, pokazują one szeroki zakres procesów fizycznych, których nie można zaobserwować w przypadku pojedynczych gwiazd, na przykład strumienie gazu, które mogą zostać oderwane od jednego składnika i zaabsorbowane przez drugi. Po trzecie, dają nam możliwość przetestowania wniosków na temat ewolucji gwiazd. Gwiazda o danej masie początkowej rozpoczyna większą część swojego życia w skromnym promieniu, porównywalnym ze Słońcem, gdy synteza jądrowa (spalanie wodoru do helu) zostaje ustanowiona w jej centralnym jądrze. Jest to gwiazda "ciągu głównego" (MS) i pozostaje taka, rozszerzając się powoli o współczynnik około 2,5 promienia, aż wyczerpie paliwo wodorowe w swoim centrum. Następnie ewoluuje szybciej do dużego promienia, dużej jasności i niskiej temperatury powierzchni: staje się CZERWONYM OLBRZYMEM (RG). Centralne jądro wytwarzające energię staje się natomiast bardziej zwarte. Czas życia jako RG wynosi zazwyczaj ∿10-30% czasu życia w paśmie MS. W końcu albo (a) osiąga tak wysoką jasność, że jest w stanie zdmuchnąć większość swoich zewnętrznych warstw poprzez silny wiatr gwiazdowy, albo (b) w przypadku bardziej masywnych gwiazd jądro staje się tak zwarte, że grawitacja powoduje jego implozję, a nagłe uwolnienie energii grawitacyjnej w jądrze zdmuchuje otoczkę w eksplozji supernowej. Pozostałość w obu przypadkach jest zwartym, bezwładnym obiektem, a WD w przypadku (a) i NS lub BH w przypadku (b). Czas życia tej pozostałości jest niezwykle długi, ale jednocześnie obiekt jest bardzo słaby i dlatego niepozorny. Wydaje się, że dość podstawową właściwością ewolucji gwiazd jest to, że w miarę starzenia się ich jądra stają się mniejsze, a otoczki większe. Obecne Słońce ma około 50% swojej masy w wewnętrznych 50% swojego promienia. Jednak Słońce stanie się RG za około 5 Gyr, a na późnym etapie tego procesu wewnętrzne 50% masy skurczy się do jądra (w praktyce WD) o jednej dwudziestej swojego obecnego promienia, podczas gdy pozostałe 50% rozszerzy się do otoczki około 300 razy większej od swojego obecnego promienia. Jednocześnie jego jasność wzrośnie do kilku tysięcy razy swojej obecnej wartości. Bardziej masywne gwiazdy przechodzą przez dość podobne etapy, ale tym szybciej, im większa masa. Najwyraźniej taka ekspansja musiałaby zostać w jakiś sposób zmodyfikowana, gdyby Słońce miało towarzysza w układzie podwójnym na orbicie, powiedzmy, takiej jak Ziemia. Ta orbita ma promień około 200 razy większy od promienia Słońca. W rzeczywistości, gdy Słońce osiągnie promień wynoszący zaledwie około 80 razy większy od obecnej wartości, obecność tego hipotetycznego towarzysza na orbicie Ziemi spowodowałaby, że otoczka Słońca stałaby się niestabilna. Krytyczny rozmiar jest określany przez jej "PŁAT ROCHE′A" . Dla każdej pary mas i każdego rozdzielenia orbitalnego istnieje krytyczna powierzchnia w kształcie ósemki, która ma jeden składnik w środku każdego płata. Jeśli objętość gwiazdy przekroczy objętość jej płata Roche′a, gwiazda staje się niestabilna. Jej materiał powinien wydostawać się z jej płata przez punkt przecięcia i do drugiego płata. Zaobserwowano, że kilka gwiazd robi właśnie to. Na przykład w Algol (β Per), pierwszej odkrytej EB (przez Goodricke&perime;a w 1783 r.), promień jednego składnika jest niemal równy promieniowi jego płata, a obecność strumienia gazu w układzie od dawna jest rozpoznawana przez obecność linii emisyjnych. W pozornym paradoksie gwiazda wypełniająca jej płat jest mniej masywna niż towarzysz, co przeczy teoretycznemu oczekiwaniu, że to bardziej masywna gwiazda powinna stać się niestabilna jako pierwsza. Odpowiedź na to pytanie jest taka, że gwiazda, która pierwotnie była bardziej masywna, rzeczywiście stała się niestabilna jako pierwsza, ale następnie straciła tak wiele swoich zewnętrznych warstw z powodu swojej niestabilności, że teraz jest mniej masywna z dużym marginesem. Większość, ale prawdopodobnie nie cała, utraconej masy została akreowana przez towarzysza, co jeszcze bardziej zwiększyło margines. Cztery aspekty ewolucji gwiazd są szczególnie ważne w kształtowaniu naszych oczekiwań dotyczących gwiazd podwójnych.

(i) Gwiazdy mają tendencję do zwiększania rozmiaru wraz z wiekiem, przynajmniej tak długo, jak gwiazda ma jeszcze paliwo jądrowe do spalenia. Zachowują swoją początkową masę przez większość swojego życia, ale na późnym etapie dużego promienia i dużej jasności wyrzucają znaczną część swojej masy w przestrzeń, pozostawiając zwartą, wyczerpaną pozostałość.
(ii) Tempo ewolucji silnie wzrasta wraz ze stopniem ewolucji; ekstremalny RG ewoluuje sto razy lub więcej razy szybciej niż na MS.
(iii) Tempo ewolucji jest bardzo wrażliwe na początkową masę gwiazdy: jeśli jeden składnik układu podwójnego jest powiedzmy o 20% bardziej masywny niż drugi, można się spodziewać, że przejdzie przez całe swoje życie i stanie się zwartą pozostałością, podczas gdy drugi pozostaje prawie niezmieniony na MS. Gwiazdy, których początkowa masa jest mniejsza od masy Słońca, nie mogą w ogóle znacząco ewoluować w czasie życia (uważa się, że wynosi ∿10-15 Gyr) wszechświata. (iv) Natura pozostałości (WD, NS lub BH) prawdopodobnie zależy głównie od początkowej masy gwiazdy, choć z dużo mniejszą pewnością niż trzy poprzednie propozycje. WD wydają się pochodzić z gwiazd nie większych niż 6 lub 7 razy masywniejszych od Słońca, BH prawdopodobnie z gwiazd 30-50 razy masywniejszych od Słońca, a NS z mas pośrednich. Może jednak występować pewne znaczące nakładanie się, być może w zależności od niektórych pozornie drugorzędnych właściwości gwiazdy, takich jak jej prędkość obrotowa lub siła jej pola magnetycznego.

Wstępne oczekiwanie jest takie, że tak jak ewolucja pojedynczej gwiazdy zależy głównie od jednej wielkości, jej początkowej masy, tak ewolucja układu podwójnego będzie zależeć głównie od trzech wielkości, dwóch początkowych mas i okresu orbitalnego (lub równoważnie, separacji). Ostatni z nich określi, jak daleko w swojej ewolucji może posunąć się gwiazda o większej masie początkowej, zanim stanie się niestabilna, wypełniając swój płat Roche′a i przekazując masę swojemu towarzyszowi. Po przekroczeniu tego punktu ewolucja obu gwiazd może stać się wyraźnie inna niż byłaby, gdyby nie znajdowały się w układzie podwójnym. Trzy wielkości, o których mowa powyżej, dwie masy i okres, określają (zgodnie z prawem grawitacji Newtona) nie tylko separację, ale także moment pędu. Jest to kardynalna zasada fizyki, że w układzie izolowanym moment pędu jest zachowany. Transfer masy między gwiazdami, gdy jedna z nich wypełni swój płat Roche′a, zmieni okres i separację obu gwiazd, ale nie powinien (można by przypuszczać) zmieniać jej momentu pędu. Zasada ta pozwala nam przewidzieć, jaka będzie przyszła ewolucja po rozpoczęciu transferu masy (zwykle określanego jako przepełnienie płatu Roche′a). Na tej podstawie spodziewamy się mniej więcej następujących rzeczy:

(a) przegrywający nadal traci masę, aż zostanie rozebrany do swojego zwartego (WD) jądra, a orbita w tym procesie staje się znacznie szersza;
(b) zyskujący, który prawdopodobnie nadal jest gwiazdą MS, chyba że jego początkowa masa była dość zbliżona do masy zyskującego, zacznie ewoluować szybciej i z kolei stanie się duży, aż wypełni swój własny płat Roche′a.

W praktyce jednak sytuacja wydaje się bardziej skomplikowana. Prawdopodobnym wyjaśnieniem jest to, że gwiazdy, zwłaszcza w układach podwójnych, tracą masę, nie tylko względem siebie, ale (w efekcie) do nieskończoności, tak że układ nie jest izolowany. Masa utracona do nieskończoności może przenosić moment pędu. Jeśli masa ta jest stosunkowo bogata w moment pędu w porównaniu z pierwotnym układem podwójnym, utrata może sprawić, że układ podwójny stanie się mniejszy. Jeśli jest stosunkowo uboga, może sprawić, że układ podwójny stanie się szerszy, a nawet (co jest nieco zaskakujące) tak szeroki, że stanie się nieograniczony, a oba składniki same będą zmierzać do nieskończoności w różnych kierunkach. Dwa dość ekstremalne przykłady mogą to zilustrować. Gwiazda 0957 ? 66 jest układem podwójnym dwóch gwiazd białych, z których każda ma masę około jednej trzeciej masy Słońca. Okres orbitalny jest krótszy niż 1,5 h. Nawet całkowita masa jest zbyt mała, aby mogła nastąpić jakakolwiek ewolucja, więc układ musiał stracić co najmniej jedną trzecią swojej pierwotnej masy; bardziej realistycznie, co najmniej 60%. Ponadto moment pędu jest zbyt niski, nawet o jeszcze większy współczynnik, aby układ zawierał kiedyś dwie gwiazdy MS zdolne do znaczącej ewolucji. Układ musiał utracić co najmniej 85-90% swojego pierwotnego momentu pędu. Z drugiej strony zauważyliśmy powyżej, że duża część masywnych (typu O) gwiazd MS znajduje się w CB. Można się spodziewać, że gwiazdy typu O będą ewoluować w NS, a mimo to NS są obserwowane jako przytłaczająco pojedyncze; tylko około 5% pulsarów radiowych występuje w układach podwójnych. Sugeruje to, że eksplozja supernowej, która towarzyszyła zapadnięciu się jądra do rozmiaru NS, usunęła znaczną część masy, z łatwością ponad 50% pierwotnej masy układu, jednocześnie usuwając nieproporcjonalnie mało momentu pędu. Taki proces może całkowicie zakłócić układ podwójny, dając jeden, a w dłuższej perspektywie dwa izolowane NS. Wariantem tego jest to, że eksplozja supernowej ma pewien stopień asymetrii, tak że pozostałość po eksplozji otrzymuje "kopa", który może być wystarczająco silny, aby wyrzucić ją z układu. Aby zrozumieć ewolucję CB, musimy zatem zwrócić uwagę na możliwe procesy powodujące utratę masy lub utratę momentu pędu, oprócz wszelkich spodziewanych przepełnień Rochelobe. Kilka procesów jest wymienionych tutaj.

a) Promieniowanie grawitacyjne z pewnością spowoduje utratę momentu pędu, choć zwykle w bardzo powolnej skali czasowej. Jednak wspomniana powyżej para WD powinna wpaść w siebie w ciągu mniej niż 1 Gyr.
(b) Aktywność magnetyczna może powodować utratę masy. Uważa się, że ta aktywność jest siłą napędową wiatru słonecznego. Taki wiatr jest znacznie silniejszy w rozwiniętych RG niż w gwiazdach MS, zwłaszcza stosunkowo szybko obracających się RG, które często występują w CB. Pole magnetyczne, łączące gwiazdę z wiatrem, może powodować "hamowanie magnetyczne", prawdopodobnie wydajny proces utraty momentu pędu. Utrata masy wynosząca 0,1% może wiązać się z utratą momentu pędu wynoszącą 10%.
(c) Nawet pojedyncze gwiazdy tracą dużo masy, być może 50-80% początkowej masy, z powodu znacznie silniejszych "superwiatrów" w ich bardzo jasnych ostatnich stadiach. Część z tego może zostać akreowana przez towarzysza, nawet jeśli żadna z gwiazd nigdy nie wypełni jego płata Roche'a. Ta utrata masy prawdopodobnie nie spowoduje dużej utraty momentu pędu, a ostateczny układ podwójny może być mniej więcej tak blisko, jak początkowy układ podwójny, a nawet nieco szerszy.
(d) Przepełnienie płatu Roche'a może spowodować katastrofalną ucieczkę, jeśli stosunek masy (przegrany/zyskający) jest duży lub przegrany ma głęboko konwekcyjną otoczkę, taką jak można się spodziewać w układzie RG. Masa zrzucona przez przegrywającego, zamiast gromadzić się na zyskującym, może gromadzić się w "wspólnej otoczce" wokół układu i ostatecznie zostać wyrzucona, niosąc nie tylko dużą ilość masy, ale także nieproporcjonalnie dużą ilość momentu pędu, tak że ostateczny układ podwójny może być znacznie mniejszy niż początkowy. Ten proces może nawet doprowadzić do zlewania się, a pozostały obiekt będzie szybko obracającą się pojedynczą gwiazdą.
(e) Jak wskazano powyżej, wybuch supernowej może usunąć dużo masy i albo zwiększyć, albo zmniejszyć moment pędu w pozostałej masie. Dobrze wymierzony "kopniak" może nawet spowodować połączenie się, w wyniku czego pozostałość NS uderzy w towarzyszący MS i opadnie do jego środka.

Wiele zaobserwowanych układów podwójnych wydaje się być modyfikowanych przez jeden lub więcej z tych procesów, prawdopodobnie oprócz przepełnienia płatu Roche′a. Tabela zawiera listę szeregu układów podwójnych i ich parametrów astrofizycznych, takich jak okres, masy, mimośród, separacja i promienie (jeśli są znane).



Wykazują one szeroki zakres stanów ewolucyjnych dla każdego składnika. Oprócz stanów MS, RG, WD, NS, BH uwzględniamy dwa kolejne, przedciąg główny (PM) i gorącą pozostałość, które opisujemy poniżej. Stan taki jak "RG+MS; S" oznacza, że gwiazda RG i MS znajduje się w stanie "półoddzielonym" (S) - gdzie większa gwiazda wypełnia swój płat Roche′a. D odnosi się do stanu "oddzielonego" - a C do stanu "kontaktowego" . TY CrA jest najwyraźniej bardzo młodym układem podwójnym, w którym mniej masywna gwiazda nadal kurczy się w kierunku MS; fuzja wodoru nie osiągnęła jeszcze stanu równowagi. Kiedy to nastąpi, układ będzie przypominał nieco GGLup, w którym mniej masywna gwiazda jest również mniejsza. α Vir (Spica), GG Lup, RT And, α Aur (Capella) i V2291 Oph to wszystkie normalne układy, niektóre bardzo bliskie, a niektóre szersze, w których nie wystąpił jeszcze żaden przelew płatów Roche′a. W każdym przypadku bardziej masywna gwiazda wypełni swój płat Roche′a w odpowiednim czasie. W α Aur widzimy, że obie gwiazdy są olbrzymami: zgodnie z punktem (iii) powyżej mają niemal równe masy. V2291 Oph ma dość długi okres (∿1 rok). Gdyby był jeszcze 20 razy dłuższy, RG mógłby ewoluować bez przelewu płatów Roche′a, ale z ostatnim epizodem superwiatru - procesem (c) powyżej - który przekształciłby go w a WD bez większego wpływu ani na okres, ani na drugą gwiazdę. Pozostawiłoby to ją jak α CMa (Syriusz), gdzie WD ma tylko połowę masy swojego towarzysza, ale prawdopodobnie była kiedyś bardziej masywnym składnikiem. Dalsza ewolucja drugiej gwiazdy w V2291Oph byłaby podobna (nadal zakładając, że okres byłby dłuższy) i pozostawiłaby szeroką parę WD, takich jak EG52. Jednak ? Cap pokazuje, że pewna znacząca interakcja może mieć miejsce przy okresach orbitalnych kilku lat. Tutaj jedna gwiazda, prawdopodobnie pierwotnie bardziej masywna, jest WD, ale towarzysz RG ma widmo niezwykle bogate w bar (Ba) - a także niektóre inne pierwiastki. Oczekuje się, że te pierwiastki powstaną w wyniku syntezy jądrowej dopiero na bardzo późnym etapie ewolucji, krótko przed etapem superwiatru. Musiały zostać wytworzone przez pierwszą gwiazdę, wyrzucone w jej superwiatrze i akreowane przez drugą gwiazdę, gdzie teraz pojawia się w widmie. BF Cyg jest prawdopodobnie w stanie, w którym ζ Cap będzie ewoluować, gdy jej gigantyczny składnik będzie jeszcze większy. Ten "symbiotyczny" układ pokazuje połączenie chłodnej, bardzo dużej gwiazdy i małego gorącego obiektu, prawdopodobnie gorącej pozostałości RG, która utraciła otoczkę, ale jeszcze nie jest WD. Gorący obiekt wydaje się oddziaływać z wiatrem z obecnego składnika RG, który być może wypełnia połowę jego płatu Roche′a. Kiedy wypełnia swój płat Roche′a, interakcja może być dość dramatyczna - przypadek (d) powyżej - prowadząc do fazy wspólnej otoczki i pozostawiając parę WD + WD, prawdopodobnie pośrednią w okresie między 0957 ? 66 a EG52. CI Cyg jest innym układem symbiotycznym, ale tutaj gorący obiekt jest prawdopodobnie gwiazdą MS, ogrzewaną przez akrecję z wiatru RG, a nie WD. Jest zatem raczej mniej niż bardziej rozwinięta niż ζ Cap (i prawdopodobnie ma znacznie mniejszą masę). Epizod ze wspólną otoczką wydaje się raczej prawdopodobny, ponieważ przyszły przegrany, RG, jest prawdopodobnie trzy razy masywniejszy od zyskującego. Masa wyrzucona we wspólnej otoczce może na krótko zabłysnąć jako mgławica planetarna w świetle ultrafioletowym z odsłoniętego jądra RG (gorąca pozostałość), a jeśli okres ten zostanie znacznie skrócony przez fazę wspólnej otoczki, jak się spodziewano, możemy otrzymać obiekt taki jak UU Sge, który jest otoczony przez mgławicę planetarną Abell 63. Wiele innych mgławic planetarnych ma gwiazdy centralne CB, które najłatwiej zrozumieć jako pozostałości fazy wspólnej otoczki . W UU Sge można by się spodziewać, że gorący resztkowy obiekt ostygnie dość szybko do WD, a następnie układ może nie zmieniać się dalej, ponieważ druga gwiazda ma zbyt małą masę, aby ewoluować - punkt (v). Jednak utrata momentu pędu przez proces (b) może działać, ponieważ wiadomo, że chłodne, szybko obracające się karły MS są aktywne magnetycznie. To zmniejszyłoby układ podwójny do momentu, aż mógłby stać się podobny do DQHer, gdzie chłodny karzeł wypełniałby swój płat Roche′a. Takie układy podwójne są zmiennymi "kataklizmicznymi", które wykazują epizodyczne wybuchy. Są one spowodowane połączeniem niestabilności w akreującym przepływie gazu (nowe karłowate) i niestabilności termojądrowej w gazie niedawno akreowanym na powierzchni składnika WD (nowe klasyczne). DQ Her miał klasyczny wybuch nowej w 1934 roku. Układy o krótkim okresie początkowo, takie jak GG Lup, ? Vir i RT And, powinny osiągnąć przepełnienie płatów Roche′a znacznie wcześniej niż powiedzmy CI Cyg, być może nawet przed przejściem z MS do RG. λ Tau i β Per (Algol) to dwa takie układy podwójne z trwającym przepełnieniem płatów Roche′a. Pierwszy może pochodzić ze stosunkowo masywnego układu, pośredniego między ? Vir i GG Lup, drugi z czegoś pośredniego między RT And i GG Lup. Przegrany w β Per jest teraz RG, ale był prawdopodobnie MS, gdy rozpoczął się przepełnienie płatów Roche′a. W przeciwieństwie do szerszych układów, takich jak V2291 Oph lub CI Cyg, nie ma miejsca, aby RG, w przyszłości, ewoluował do dużego promienia i masywnego rdzenia WD. Zamiast tego RG w β Per prawdopodobnie straci całą swoją otoczkę, gdy rdzeń będzie nadal obiektem o małej masie. Produktem będzie układ podobny do V1379 Aql, w którym gorący resztkowy obiekt (jeszcze nie WD) stanowi zaledwie 10% masy towarzysza i prawdopodobnie jest resztką dawnego RG. Towarzysz w V1379 Aql sam ewoluował z MS, stając się RG i wkrótce wypełni swój własny płat Roche′a. Znaczny stosunek mas prawdopodobnie sprawi, że będzie to zdarzenie o wspólnej otoczce - punkt (d) - a następnym etapem będą dwa WD o małej masie, na bardzo krótkiej orbicie, prawdopodobnie takiej jak 0957?66. Promieniowanie grawitacyjne - punkt (a) - spowoduje, że te WD będą się spiralnie zbliżać do siebie w dość krótkiej skali czasowej (około 10 milionów lat), aby spowodować trzeci epizod przepełnienia płatu Roche′a. Układ może przypominać AM CVn, który wydaje się (ale ze znaczną niepewnością) być układem podwójnym o ultrakrótkim okresie dwóch WD, przy czym większy (i mniej masywny) składnik przelewa się przez płat Roche'′. Niektóre układy podwójne, takie jak Z Her, są wystarczająco szerokie, aby jeden składnik stał się przynajmniej małym RG przed przepełnieniem płatu Roche′a. Dziwne jest tutaj to, że bardziej rozwinięty składnik jest nieco mniej masywny niż jego towarzysz. Może to być spowodowane punktem (b) powyżej; aktywność magnetyczna może powodować znacznie szybszą niż normalna utratę masy przez wiatr gwiazdowy, krótko przed rozpoczęciem przepełnienia płatu Roche′a. Jednak towarzysz sam jest dość rozwinięty i może być również RG, gdy rozpocznie się przepełnienie płatu Roche′a. Możemy zatem otrzymać podwójny układ podwójny RG półoddzielony, taki jak RT Lac. Późniejsza ewolucja może również przeprowadzić układ przez etapy takie jak V1379 Aql, 0957 ? 66 i AM CVn. W układzie początkowo takim jak RT And, w którym dwa składniki prawie się stykają, mimo że są ledwie rozwinięte, możemy się spodziewać, że bardzo krótko po przepełnieniu płatu Roche′a składniki faktycznie się zetkną . Zarówno ewolucja jądrowa, jak i hamowanie magnetyczne - punkt (b) - mogą sprawić, że układ będzie jeszcze mniejszy w tej fazie kontaktu, ale może to zrobić tylko wtedy, gdy przepływ masy zostanie średnio odwrócony, tak że mniej masywna gwiazda zostanie stopniowo wchłonięta przez bardziej masywną. Może to być początek układu takiego jak CrA, który musi być w dość zaawansowanym stadium, ponieważ jeden składnik jest 10 razy bardziej masywny niż drugi. Osobliwością w tym i innych układach podwójnych kontaktowych jest to, że oba składniki mają mniej więcej taką samą temperaturę i jasność, podczas gdy gdyby były oddzielne, mniej masywny składnik byłby co najmniej 1000 razy słabszy. Wydaje się to wskazywać, że gdy dwie gwiazdy są w kontakcie, cieplejsza podgrzewa chłodniejszą, wysyłając energię przez wąską "szyję" łączącą je. Można przypuszczać, że masa przepływa powoli w przeciwnym kierunku, aż do momentu, gdy mniej masywna gwiazda zostanie całkowicie pochłonięta, a to, co pozostaje, to pojedyncza gwiazda, dająca niewielkie wskazówki na temat jej poprzedniej historii podwójnej. Jeśli jeden składnik jest wystarczająco masywny, może być przeznaczony do tego, by skończyć jako NS lub BH, a nie WD. α Vir może w odpowiednim czasie wytworzyć dwa NS, &;ambda; Tau prawdopodobnie tylko jeden NS i jeden WD. Φ Per być może reprezentuje późny etap przyszłej ewolucji ? Vir, gdy przepełnienie płatów Roche′a rozebrał początkowo masywniejszą gwiazdę do gorącej pozostałości, która prawdopodobnie nie jest bardzo daleko od wybuchu supernowej. Dłuższy okres w Φ Per nie jest sprzeczny z dużo krótszym początkowym okresem, ponieważ zachowanie momentu pędu powinno powodować wzrost okresu w miarę postępu przepełnienia płatów Roche′a. CV Ser może być porównywalnie późnym etapem znacznie masywniejszego układu podwójnego, a można by argumentować, że bardziej rozwinięty, ale mniej masywny składnik może zmierzać w kierunku BH, a nie NS. Chociaż wcześniej argumentowaliśmy, że wybuch supernowej prawdopodobnie rozbije układ podwójny, rozsadzając dwa składniki na oddzielne pojedyncze gwiazdy, najwyraźniej nie zawsze tak się dzieje, ponieważ układy podwójne, takie jak QVNor i Cyg X-1, mają odpowiednio towarzysza NS i BH. Te ultrakompaktowe towarzysze są identyfikowane przez fakt, że są bardzo jasne w promieniach rentgenowskich . BH jest wnioskowana w Cyg X-1, ponieważ, chociaż jej masa nie jest dobrze znana, musi być ona w każdym rozsądnym modelu kilkakrotnie większa niż maksymalna możliwa masa NS. Zarówno w QV Nor, jak i Cyg X-1 występuje normalna gwiazda, jak również zwarta pozostałość. Ten normalny składnik musi sam rosnąć z wiekiem i prowadzić do drugiego epizodu przepełnienia Rochelobe. Jednak w tych przypadkach stosunek mas jest bardzo ekstremalny, co zgodnie z punktem (d) sugeruje fazę wspólnej otoczki z prawdopodobieństwem, że orbita skurczy się o duży współczynnik. To może być początek podwójnego układu podwójnego NS, takiego jak 1913 + 16. Nie rozpoznano jeszcze żadnego układu podwójnego BH + NS, ale prawdopodobnie możemy się spodziewać ich niewielkiej liczby w Galaktyce. Dość duży początkowy stosunek masy wydaje się być wymagany do wytworzenia układu takiego jak V404 Cyg, w którym jeden składnik jest BH, a drugi jest dość skromnym RG. Być może zaczęło się to od okresu tak długiego jak kilka lat, z jedną gwiazdą o masie 40 mas Słońca, a drugą tylko 2 lub 3. Bezpośrednio nie znamy takich układów, ale byłyby bardzo trudne do rozpoznania. Bardziej masywna gwiazda mogła na krótko stać się ekstremalnym RG, wypełnić swój płat Roche′a, a następnie ulec masywnemu wyrzuceniu otoczki i jednoczesnemu skurczeniu orbity przez mechanizm wspólnej otoczki. Pozostałość masywnej gwiazdy zapadła się następnie w eksplozji supernowej, tworząc BH, ale być może raczej przypadkowo, nie zakłócając nowego krótkookresowego układu podwójnego. Następnie składnik o małej masie ewoluował i teraz cierpi na przepełnienie Rochelobe. RG powinien stracić całą swoją otoczkę i skończyć jako WD: wynik byłby nieco podobny do układu podwójnego 1855 + 09, chociaż z czarną dziurą, a nie czarną dziurą. Aby uzyskać sam układ 1855 + 09, moglibyśmy potrzebować umiarkowanie mniej masywnych gwiazd pierwotnych, ale historia może być podobna. Nauka rozumienia procesów ewolucyjnych, w wyniku których gwiazdy CB osiągnęły konfiguracje, w których są obserwowane, jest wciąż w powijakach. W żadnym wypadku nie wszystkie niewielkie wybory w tabeli 1 wygodnie pasują do obecnego zrozumienia, a znanych jest kilka znacznie trudniejszych układów. Aby dodać do niepewności, kilka gwiazd okazuje się po dostatecznie dokładnej inspekcji potrójnymi, a trzecia gwiazda może być zdolna do interakcji z pierwszymi dwoma, aby zapewnić dodatkową warstwę złożoności.

Bliskie gwiazdy podwójne: powstawanie i ewolucja

Układ podwójny składa się z dwóch gwiazd związanych grawitacyjnie, które krążą wokół wspólnego środka ciężkości (COG). Obserwacje wskazują, że większość gwiazd należy do układów podwójnych lub nawet układów wielokrotnych składających się z trzech, czterech lub więcej gwiazd. Układy wielokrotne mają tendencję do hierarchii, tzn. układy potrójne zwykle składają się z bliskiej pary, przy czym trzeci towarzysz krąży w znacznie większej odległości itd. Pojedyncze gwiazdy, takie jak Słońce, są mniej powszechne. Dlatego nie można opracować kompleksowej teorii ewolucji gwiazd bez uwzględnienia efektów ewolucji podwójnej. Mówimy o BLISKICH GWIAZDACH PODWÓJNYCH, gdy dwie gwiazdy są tak blisko siebie, że mają głęboki wpływ na wzajemną ewolucję. Najczęściej jest to spowodowane siłami pływowymi (patrz poniżej), przez które gwiazdy są deformowane, a gdy jedna z gwiazd rozszerza się poza pewną krytyczną otaczającą powierzchnię (PŁAT ROCHE'A), powoduje wymianę masy między dwiema gwiazdami. Ponieważ gwiazdy znacznie pęcznieją w trakcie swojego życia, często o kilka rzędów wielkości, nawet układy podwójne z okresami orbitalnymi wynoszącymi dziesięciolecia mogą być bliskimi układami podwójnymi. G.P. Kuiper (1941) jako pierwszy rozpoznał znaczenie płatów Roche′a dla gwiazd podwójnych. Bliźniacze układy podwójne można podzielić na trzy szerokie klasy: oderwane (D), półoderwane (SD) i kontaktowe (C), w zależności od tego, czy żadna (D), tylko jedna (SD) lub obie gwiazdy wypełniają swoją krytyczną powierzchnię Roche′a dla wymiany masy. Prototypowym półoderwanym ciasnym układem podwójnym jest ALGOL (β Persei); jego okresowe (2,87 dnia) zmiany jasności zostały po raz pierwszy odkryte w 1667 r., ale dopiero w 1783 r. John Goodricke wyjaśnił te zmiany w kategoriach zaćmienia jednej gwiazdy przez drugą w ciasnym układzie podwójnym. Po wprowadzeniu spektroskopii gwiazdowej pod koniec XIX wieku udowodniono, że ta idea jest słuszna. Jednak wraz z pojawieniem się obliczeń ewolucji gwiazd na komputerach elektronicznych około 1950 r. ⊙ ) składnik podolbrzyma może ewoluować dalej niż jego bardziej masywny (3,7 M_⊙ ) towarzysz ciągu głównego? Wiadomo było, że bardziej masywna gwiazda zawsze ewoluuje szybciej ze względu na wyższą temperaturę centralną i odpowiednio szybsze tempo syntezy termojądrowej. Ponadto odkryto, że składniki podolbrzymów układów typu Algola nie podlegają zwykłej relacji masa-jasność, ale że jasności i promienie są znacznie większe. W 1955 r. J. A. Crawford znalazł rozwiązanie "paradoksu Algola": początkowo podolbrzym był bardziej masywnym składnikiem, dopóki nie rozszerzył się poza swój płat Roche′a i nie przeniósł dużej części swojej masy do mniej rozwiniętego towarzysza ciągu głównego. Obecnie obserwowane osobliwe podolbrzymy w układach typu Algola są zatem gwiazdami resztkowymi, które utraciły większość swojej masy. Transfer masy między dwiema gwiazdami jest podstawową cechą ewolucji bliskich układów podwójnych, w wyniku których mogą powstawać bardzo zróżnicowane układy. Oczywiste jest, że obecnie obserwowana konfiguracja układu podwójnego zależy od fazy ewolucyjnej układu podwójnego i jego warunków początkowych (głównie mas początkowych, okresu orbitalnego i mimośrodu orbitalnego), tj. od pierwotnego układu podwójnego. Oczywiste jest, że te warunki początkowe są określane przez proces formowania się układu podwójnego, który jednak nadal jest owiany tajemnicą. Obserwacje układów podwójnych PRZEDCIĄGIEM GŁÓWNYM wskazują, że układy podwójne powstają jako produkt uboczny formowania się gwiazd, ale szczegóły pozostają niejasne. W ciągu ostatnich kilku dekad, gdy stały się dostępne obserwacje satelitarne kosmicznych źródeł promieniowania ultrafioletowego i rentgenowskiego, wiele uwagi poświęcono układom podwójnym, w których znajdują się gwiazdy zwarte. Duże ilości wysokiej energii są uwalniane przez wewnętrzne rozproszenie, gdy przeniesiona masa wpada do głębokiej studni potencjału zwartego towarzysza. Przykładami takich układów są KATAKLISTYCZNE UKŁADY BINARNE (akretor białych karłów) i RENTGENOWSKIE UKŁADY BINARNE (akretor gwiazd neutronowych lub czarnych dziur).

Deformacja pływowa gwiazd podwójnych

Gdy odległość orbitalna D między dwoma składnikami podwójnymi jest duża w porównaniu z wymiarem największej gwiazdy, dynamikę dwóch związanych gwiazd można odpowiednio opisać za pomocą układu dwóch mas punktowych. Jednakże, gdy rozmiar R największej gwiazdy nie jest dużo mniejszy niż odległość orbitalna D, należy wziąć pod uwagę wewnętrzną strukturę gwiazdy (gwiazd). Różnica między przyciągającą siłą grawitacyjną towarzysza na bliskiej i dalekiej stronie drugiej gwiazdy jest regulowana przez prawo odwrotnych kwadratów Newtona. Stosunek między siłą grawitacyjną towarzysza w dwóch skrajnych punktach obu półkul gwiazdowych większej gwiazdy wynosi zatem [(D - R)/(D + R)]^-2. Ten stosunek może znacznie różnić się od jedności, jeśli R/D nie jest dużo mniejsze od jedności. Oczywiste jest, że wzajemne przyciąganie grawitacyjne nie tylko utrzymuje dwie gwiazdy razem na ich orbicie, ale także ściska gwiazdy, oddalając je od siebie wzdłuż linii łączącej dwa centra gwiazdowe. Ta deformacja jest przejawem "siły pływowej", tj. różnicy siły grawitacyjnej nad gwiazdą. Jeśli orbita jest ekscentryczna i/lub obroty gwiazd nie są synchroniczne z obrotem orbity, deformacja pływowa bliskich składników układu podwójnego jest oczywiście zależna od czasu. Spadek energii orbitalnej poprzez nieuchronne rozproszenie tych okresowych deformacji pływowych generuje momenty pływowe między gwiazdami, które mają tendencję do kołowego (i kurczenia) orbity i mają tendencję do synchronizowania spinów gwiazd z obrotem orbity. Skala czasowa tego procesu relaksacji pływowej szybko maleje wraz ze wzrostem R/D, tj. ze wzrostem ściskania pływowego składników układu podwójnego. W przypadku wystarczająco bliskich układów podwójnych deformacja pływowa gwiazd może stać się tak poważna, że materia powierzchniowa w jednej z gwiazd (lub obu) staje się niezwiązana i zaczyna płynąć do towarzysza, zjawisko znane jako przepełnienie płatów Roche′a (RLO).

Zasady transferu masy w ciasnych układach podwójnych

Przyjmijmy tzw. "przybliżenie Roche&pimel;a", tj. załóżmy, że momenty pływowe działały wystarczająco długo, aby orbita układu podwójnego stała się kołowa (tj. obie gwiazdy opisują okręgi wokół wspólnego środka ciężkości). Załóżmy również, że w wyniku momentów pływowych gwiazdy obracają się wokół swojego indywidualnego środka ciężkości z tą samą prędkością kątową, co orbita. Ponieważ wewnętrzny rozkład masy gwiazd wykazuje silne skupienie w centrum gwiazdy (zwykle wzrastające wraz z wiekiem), możemy, jako pierwsze przybliżenie dla pola grawitacyjnego w rozrzedzonych warstwach zewnętrznych, założyć, że cała masa jest skoncentrowana w centrum gwiazdy. Rozważmy teraz cząstkę testową (tj. masę punktową o zaniedbywalnej masie w porównaniu z masami gwiazd M1 i M2) dryfującą poza dwiema gwiazdami. Wprowadzając układ obracający się z tą samą prędkością kątową = [G(M₁ + M₂)/D³]^1/2 co ruch orbitalny wokół środka ciężkości, możemy wyrazić przyspieszenie doświadczane przez tę cząstkę jako:



gdzie G jest stałą grawitacyjną Newtona, i są wektorami od dwóch mas gwiazdowych do cząstki testowej, a r jest wektorem od COG do cząstki. Dwa ostatnie człony po prawej stronie opisują przyspieszenie odśrodkowe i przyspieszenie Coriolisa w naszym obracającym się układzie odniesienia. Można wykazać, że przyspieszenie współbieżnej cząstki testowej (z) można wyrazić jako gradient efektywnego potencjału grawitacyjnego (skorygowanego o efekt odśrodkowy):



gdzie d jest odległością cząstki od osi orbity przechodzącej przez COG. Powierzchnie równe Ψ są znane jako powierzchnie ekwipotencjalne Roche′a;. Przekroje poprzeczne z płaszczyzną orbity zawierają pięć szczególnych punktów, zwanych punktami Lagrange′a L₁, L₂,…, L₅, w których przyspieszenie współporuszającej się cząstki znika, tj. w których przyspieszenie grawitacyjne spowodowane przez dwie gwiazdy jest dokładnie znoszone przez przyspieszenie odśrodkowe od osi orbity. Powierzchnia ekwipotencjalna przechodząca przez wewnętrzny punkt Lagrange′a L₁ składa się z dwóch gruszkowatych płatów Roche′a i tworzy największą zamkniętą powierzchnię wokół każdej z dwóch gwiazd, łącząc się w punkcie L₁. Można wykazać, że powierzchnie ekwipotencjalne Roche′a wewnątrz gwiazd pokrywają się z powierzchniami o równym ciśnieniu i gęstości: ekwipotencjalne Roche′a (w przybliżeniu) nadają kształt dwóm gwiazdom w układzie podwójnym. Co się stanie, jeśli jedna z dwóch gwiazd rozszerzy się i wypełni swój płat Roche′a? Widzieliśmy, że cząstka testowa w spoczynku w L₁ nie doświadcza żadnego przyspieszenia netto. Jednak wewnątrz gwiazdy wypełniającej płat działa inna siła ze względu na gradient ciśnienia termicznego w gazie gwiezdnym. Jeśli gwiazda jest oderwana, ta siła ciśnienia równoważy przyciąganie grawitacyjne gwiazdy do wewnątrz (skorygowane o siłę odśrodkową spowodowaną obrotem gwiazdy). Ale ponieważ siła grawitacyjna netto (skorygowana o obrót) wynosi zero w L₁, siła ciśnienia jest tam niezrównoważona i wydmuchuje strumień gazu przez region (punktu siodłowego) wokół L₁ do płatu Roche′a towarzysza. Tam zostanie on szybko przyspieszony do prędkości naddźwiękowych przez przyciąganie grawitacyjne towarzysza. Przeniesiona masa (lub przynajmniej jej część) ostatecznie spadnie na towarzysza. Ponieważ przepływ masy przez L₁ niesie orbitalny moment pędu, nie może on spaść bezpośrednio na gwiazdę towarzyszącą i - jeśli ta ostatnia jest wystarczająco zwarta, aby strumień nie uderzył w nią bezpośrednio - utworzy wokół gwiazdy towarzyszącej dysk akrecyjny, w którym część energii spadającej zostanie rozproszona i wypromieniowana. Wymiana masy głęboko zmienia dalszą ewolucję obu gwiazd.

Ewolucja orbitalna

Proces wymiany masy jest skomplikowanym zjawiskiem hydrodynamicznym, którego szczegóły są nadal słabo poznane. Ogólny obraz jest następujący. Załóżmy dla uproszczenia, że cała materia, która wpływa do płatu Roche′a towarzysza, jest ostatecznie akreowana przez towarzysza i że orbitalny moment pędu układu



jest zachowany podczas wymiany masy. Część orbitalnego momentu pędu może zostać pochłonięta (poprzez momenty pływowe) przez spiny gwiazd, ale z wyjątkiem ekstremalnych układów, można to zwykle pominąć. Ponieważ ilość masy i momentu pędu zmagazynowanego w materii przeniesionej, ale jeszcze nieakreowanej, można pominąć w porównaniu z ilością obu gwiazd, nowe rozdzielenie orbitalne po wymianie danej ilości masy jest podane przez warunek, że Jorb jest stały. Jeśli zróżnicujemy powyższe wyrażenie względem czasu (oznaczone kropką), to warunek J_orb = 0 daje



co pokazuje, że transfer masy z masywniejszej gwiazdy (M₁) do gwiazdy mniej masywnej ( ˙M₁ < 0) daje D˙ < 0 i w ten sposób powoduje kurczącą się orbitę. Z drugiej strony, gdy M₁ < M₂ transfer masy do Mposzerza orbitę. Obserwacje wielu układów podwójnych potwierdzają ten podstawowy obraz, chociaż wiele szczegółów jest nadal słabo znanych. Na przykład obserwacje materii okołogwiazdowej wokół bliskich układów podwójnych SD wskazują, że część przeniesionej materii może uniknąć akrecji przez towarzysza. Jednak z wyjątkiem sytuacji ekstremalnych,założenie braku utraty masy przez układ wydaje się ogólnie dawać przynajmniej jakościowo poprawny obraz.

Reakcja gwiazdy tracącej masę>

Ponieważ masywniejsza gwiazda (pierwotna) w układzie podwójnym ma największy promień i ewoluuje najszybciej, będzie pierwszą, która rozszerzy się do swojego płatu Roche′a w początkowo oderwanych bliskich układach podwójnych. Właśnie widzieliśmy, że separacja orbitalna D zanika w odpowiedzi na transfer masy do mniej masywnego składnika. Rozmiar płatu Roche′a wokół głównego zmniejsza się wraz z D i zależy od odpowiedzi głównego na utratę materii powierzchniowej, w jakiej skali czasowej kontynuowany jest transfer masy. Ta reakcja zależy od rozwarstwienia w otoczce głównego: głęboka otoczka konwekcyjna charakteryzuje się stromym gradientem temperatury. Kiedy masa jest tracona na jej powierzchni, szybka adiabatyczna ekspansja nowo odsłoniętych warstw powierzchniowych - w celu przywrócenia globalnej równowagi hydrostatycznej - wydobywa stosunkowo gorący materiał, sprawiając, że gwiazda początkowo jest większa niż jej konfiguracja równowagi termicznej. Z drugiej strony, kiedy otoczka jest przeważnie radiacyjna, dla której gradient temperatury jest mniej stromy, adiabatyczna ekspansja powoduje, że gwiazda jest mniejsza niż jej rozmiar równowagi termicznej. Oczywiste jest, że RLO z głębokiej konwekcyjnej otoczki jest z natury niestabilne, ponieważ im większa utrata masy, tym silniejsza szybka ekspansja adiabatyczna i tym większe rozszerzenie pierwotnego poza płat Roche′a. Możemy wyróżnić trzy skale czasowe dla transferu masy. Dynamiczna wymiana masy w skali czasowej występuje, gdy szybka adiabatyczna odpowiedź pierwotnego na utratę masy powoduje, że powierzchnia pierwotnego znajduje się poza skurczoną powierzchnią Roche′a. Pierwotnego nie można utrzymać wewnątrz jego płatu Roche′a, więc jego warstwy powierzchniowe zostaną wyczerpane przez ciągłą ekspansję przez L₁. Taka sytuacja ma miejsce, gdy pierwotny jest (super)olbrzymem i ma głęboką konwekcyjną otoczkę. Podobna niestabilna sytuacja ma miejsce, gdy (masywniejsza) gwiazda kontaktowa jest zdegenerowana (biały karzeł), ponieważ takie gwiazdy zawsze rozszerzają się, tracąc masę. Wymiana masy w skali czasu termicznego ma miejsce, gdy po szybkiej adiabatycznej ekspansji, która przywraca globalną równowagę hydrostatyczną, gwiazda pierwotna pozostaje wewnątrz skurczonego płata Roche′a i nie dochodzi do niekontrolowanej wymiany masy. Transfer masy jest następnie napędzany przez (wolniejszą) relaksację termiczną gwiazdy pierwotnej: przywracając równowagę termiczną w jej zaburzonych warstwach zewnętrznych, gwiazda ponownie rozszerzy się poza płat Roche′a. Ten typ przepełnienia płatu Roche′a występuje w gwiazdach pierwotnych z (głównie) promienistymi warstwami zewnętrznymi i jest samoregulujący, ponieważ relaksacja termiczna i wynikająca z niej ekspansja konkurują z kurczeniem się spowodowanym szybką utratą masy. Wymiana masy w skali czasu jądrowego ma miejsce, gdy gwiazda kontaktowa jest mniej masywna niż akretor, a separacja układu podwójnego i ogólnie płat Roche′a rozszerzają się. W tych okolicznościach wymiana masy może być utrzymana tylko przez ewolucyjną ekspansję gwiazdy pierwotnej napędzaną reakcjami syntezy termojądrowej w jej wnętrzu. Sytuacja taka ma miejsce w późniejszych fazach transferu masy, po odwróceniu stosunku mas w układzie binarnym, i skutkuje najwolniejszym trybem wymiany masy.

Reakcja akreującego towarzysza

Rozważmy teraz, co dzieje się z akreującym towarzyszem wtórnym podczas początkowego RLO. Będąc mniej masywną gwiazdą w układzie, akreujący odłączony towarzysz ma zazwyczaj dłuższą skalę czasu termicznego niż gwiazda kontaktowa. Dlatego jego równowaga termiczna zostaje poważnie zaburzona przez szybką akrecję przeniesionego materiału, szczególnie dlatego, że akreowany materiał niesie znaczną energię kinetyczną po opadnięciu z L₁. Ta energia kinetyczna jest w większości rozpraszana na powierzchni akretora lub w jej pobliżu, znacznie go ogrzewając. (Zwykle) niewielka część orbitalnego momentu pędu przenoszona przez strumień akrecyjny może spowodować szybki obrót akretora. Jest prawdopodobne, że akretor powiększy się do lub poza swój płat Roche′a, szczególnie podczas dynamicznej fazy transferu masy w skali czasu, ale prawdopodobnie również podczas wymiany w skali czasu termicznego. W takim przypadku układ podwójny wkrótce ewoluuje w układ kontaktowy ze wspólną otoczką wokół dwóch płatów Roche′a. Późniejsza ewolucja takich układów kontaktowych jest słabo poznana.

Przypadki A, B i C wymiany masy

Istnieją trzy główne fazy ewolucyjne, podczas których gwiazda rozszerza się i może najpierw wypełnić swój płat Roche′a, a mianowicie faza spalania wodoru w jądrze (faza ciągu głównego) oraz fazy szybkiego kurczenia się jądra w kierunku zapłonu helu i zapłonu węgla. Kippenhahn i Weigert (w 1967 r.) wprowadzili odpowiednią klasyfikację odpowiednio do przypadków A, B i C wymiany masy.

Przypadek A. Gwiazda pierwotna wypełnia swój płat Roche′a, będąc nadal w ciągu głównym. Gdy rozpocznie się przepełnienie płata Roche′a, równowaga termiczna gwiazdy pierwotnej staje się coraz bardziej zaburzona i następuje szybka faza wymiany masy w skali czasu termicznego, w której stosunek mas q jest więcej niż odwrócony. Następnie ewolucja zwalnia do skali czasu jądrowego. Gwiazda wypełniająca płat Roche′a stała się nadświetlnym podolbrzymem spalającym wodór w jądrze. Znanych jest wiele zmiennych zaćmieniowych tego typu. Symulacje numeryczne pokazują, że przypadek A wymiany masy prawie zawsze prowadzi do kontaktu podwójnego.>
>
Przypadek B. Pierwotny jest (sub)olbrzymem spalającym wodór w powłoce, gdy osiąga płat Roche′a. Początkowa szybka faza transferu masy może być albo w dynamicznej skali czasu (gdy pierwotny rozwinął głęboką otoczkę konwekcyjną), albo w skali czasu termicznego, gdy konwekcja w otoczce jest mniej rozwinięta. Następna wolniejsza faza transferu masy do teraz masywniejszego towarzysza przebiega albo w skali czasu termicznego kurczącego się jądra helowego, albo w skali czasu jądrowego źródła powłoki wodorowej w mniej masywnych pierwotnych jądrach, które rozwinęły zwarte zdegenerowane jądro helowe.>
>
W przypadku pierwotnych jąder pierwotnie masywniejszych niż 3M_⊙ wymiana masy kończy się, gdy pierwotny zapłon helu w jądrze, przez co pozostałość pierwotnego jądra (prawie pozbawiona otoczki wodorowej) kurczy się wewnątrz płata Roche′a. Przypadek B w masywnych układach podwójnych wytwarza zatem gwiazdy niemal czystego helu (gwiazdy WOLFA-RAYETA (gwiazdy WR)) na orbicie z towarzyszem ciągu głównego. Masywniejsze gwiazdy helowe (w przybliżeniu M_He > 2,5M_⊙) eksplodują następnie jako supernowe typu II: pozostałe jądro zapada się do gwiazdy neutronowej, a nawet czarnej dziury. Pierwotne gwiazdy, pierwotnie mniej masywne niż 3M_⊙, kończą fazę szybkiego transferu masy, gdy ekspansja gwiazdy zwalnia wraz z początkiem degeneracji elektronów w silnie skompresowanym jądrze helowym. Następująca po tym powolna wymiana masy tworzy układy podwójne o stosunkach mas tak małych jak 1/5 lub 1/10. Wtórny układ ciągu głównego jest teraz znacznie jaśniejszy niż jego mniej masywny (zbyt jasny) towarzysz kontaktowy podolbrzyma. Jeśli nachylenie orbity jest korzystne, taki układ podwójny wykazuje zaćmienia i zostanie sklasyfikowany jako układ podwójny typu Algol. Transfer masy kończy się, gdy otoczka wodorowa gwiazdy kontaktowej zostaje wyczerpana zarówno przez spalanie otoczki, jak i utratę masy. Otoczka pozostałości kurczy się w obrębie płata Roche′a, a układ pierwotny ewoluuje w białego karła helowego o małej masie.

Przypadek C. Odpowiada to transferowi masy z gwiazd ewolucyjnych o bardzo rozciągniętych otoczkach i było mało badane, częściowo z uwagi na trudności w traktowaniu rozciągniętych chłodnych warstw zewnętrznych gwiazdy kontaktowej. Aby porównać rozmiar płata Roche′a z zazwyczaj kulistymi modelami gwiazd, należy określić promień Roche′a: jest to promień kuli o tej samej objętości co płat Roche′a.

Niekonserwatywna ewolucja układów podwójnych

Zauważyliśmy już, że część strumienia masy przechodzącego przez L₁ w układach podwójnych półoddzielonych może opuścić układ, ale jak dotąd nie mamy możliwości wiarygodnego określenia tego. Istnieją jednak inne sposoby, w jakie masa może zostać utracona z układu podwójnego. Obserwacje pokazują, że wiele gwiazd traci masę w postaci wiatrów gwiazdowych, niezależnie od możliwego towarzysza układu podwójnego. Towarzysz może w rzeczywistości przechwytywać część tego wyrzuconego materiału wiatru, tak że wymiana masy może nastąpić nawet w układach podwójnych oddzielonych. Jednak wskaźniki transferu są na ogół znacznie mniejsze niż w przypadku RLO. W gwiazdach (super)olbrzymach i bardzo masywnych gwiazdach wczesnego typu straty wiatru gwiazdowego zabierają znaczną część masy gwiazdy. Szybki wiatr izotropowy, który odłącza się od gwiazdy na jej powierzchni, pozostawia moment pędu pozostałego niezmiennika masy i w ten sposób poszerza orbitę układu podwójnego, gdy masa grawitacyjna w układzie podwójnym maleje. Gwiazdy z powierzchniowymi polami magnetycznymi wystarczająco silnymi, aby sprzęgać się z wyrzucanym zjonizowanym materiałem wiatru i wymuszać współrotację na kilka promieni gwiazdowych od powierzchni, są obracane w dół przez moment magnetyczny. W układach podwójnych SD efektywna interakcja pływowa ma tendencję do utrzymywania rotacji gwiazdy synchronicznej z orbitą, tak że moment pędu spinowego przenoszony przez magnetycznie sprzężony wiatr musi być kompensowany przez orbitalny moment pędu układu. Skutecznie sprzężony wiatr może zatem wymusić zmniejszenie separacji orbitalnej. Jeśli te straty wiatru mogą wystąpić jednocześnie z RLO, szybkość transferu masy jest zwiększana przez indukowane kurczenie się płata Roche′a. Powszechnie uważa się, że takie "hamowanie magnetyczne" występuje w układach z gwiazdami typu G i K, np. w zmiennych kataklizmicznych (CV). Obserwacyjnie wnioskowane spowolnienie spinu gwiazd G wraz z wiekiem dostarcza nam informacji o tym hamowaniu magnetycznym, chociaż nie jest wcale pewne, czy wartości te można zastosować do szybko obracających się gwiazd podwójnych. Inny niekonserwatywny efekt wynika z ogólnej teorii względności Einsteina, która przewiduje, że zwarty układ podwójny emituje promieniowanie grawitacyjne, przenosząc moment pędu. Wynikowa szybkość utraty momentu pędu orbitalnego wynosi J˙



gdzie c jest prędkością światła. W ciasnych układach podwójnych z okresami orbitalnymi krótszymi niż około pół dnia indukowany rozpad orbity staje się znaczący.

Układy podwójne o wspólnej otoczce

Niewiele wiadomo o transferze masy i energii między dwiema gwiazdami w układach podwójnych kontaktowych, a ich ewolucji nie można wiarygodnie symulować. Najbardziej znaną klasą układów podwójnych kontaktowych są układy W Ursae Majoris (W UMa), które składają się z gwiazd typu widmowego G i K, o typowym stosunku mas wynoszącym 2. Gwiazdy te mają konwekcyjne warstwy zewnętrzne, a zatem wspólną otoczkę konwekcyjną, która, jak się uważa, pochłania płaty Roche′a obu gwiazd i leży wewnątrz powierzchni ekwipotencjalnej przez L₂. Obserwuje się również układy podwójne kontaktowe z masywnymi gwiazdami wczesnego typu (które mają otoczki radiacyjne). Ponadto istnieją dowody obserwacyjne na istnienie układów podwójnych kontaktowych z chłodnymi składnikami nadolbrzymów z głębokimi otoczkami konwekcyjnymi.

Ewolucja spiralna

Zostało to zasugerowane przez B. Paczynskiego (w 1976 r.) i obecnie powszechnie uważa się, że w pewnych okolicznościach ewolucja układów podwójnych o wspólnej otoczce może być bardzo gwałtowna w przeciwieństwie do obserwowanych, pozornie stabilnych układów wymienionych powyżej. Krytycznym czynnikiem wydaje się stosunek masy układu podwójnego q = M₁/M₂. Jeśli gwiazda kontaktowa w bliskim układzie podwójnym jest znacznie masywniejsza i większa niż jej towarzysz, pochłonie ona niezaniedbywalną część orbitalnego momentu pędu, gdy siły pływowe próbują utrzymać jej spin synchroniczny z przyspieszeniem zwężającego się obrotu orbitalnego jej towarzysza. Nawet przed fazą SD naturalna ekspansja gwiazdy głównej spowalnia jej spin, przez co pływy stają się aktywne, aby resynchronizować gwiazdę. Ze względu na absorpcję orbitalnego momentu pędu przez gwiazdę główną, towarzysz musi lekko spiralnie do wewnątrz, po czym obraca się jeszcze szybciej na swojej orbicie. Aby przyspieszyć spin dużej gwiazdy w kierunku synchronizmu, należy pobrać z orbity jeszcze więcej momentu pędu, a dla wystarczająco dużej gwiazdy głównej układ podwójny przechodzi przez katastrofalną niestabilność pływową (G.H. Darwin, 1908), przez co towarzysz nurkuje w otoczce gwiazdy głównej. Towarzysz porusza się następnie z prędkością naddźwiękową przez otoczkę pierwotną, w wyniku czego fale uderzeniowe gwałtownie rozpraszają energię orbitalną, co prowadzi do jeszcze szybszego rozpadu orbity. Szczegóły i dokładny wynik tego skomplikowanego zjawiska są nieznane. W wielu przypadkach otoczka pierwotna może zostać wyrzucona przez rozproszoną energię orbitalną, tak że praktycznie tylko jej rdzeń pozostaje na ciasnej orbicie z być może usuniętym towarzyszem. Obserwowane mgławice planetarne z podwójnymi jądrami (około 5-10% populacji) mogą być wynikiem takiej ewolucji. Istnieje inne powiązanie obserwacyjne, mianowicie z CV, zwartymi układami podwójnymi ze składnikiem białego karła, który jest otoczony jasnym dyskiem akrecyjnym. Te układy wykazują słabe okresowe wybuchy (nowe karłowate) lub silne erupcje (nowe).

Powstawanie i ewolucja CV

Uważa się, że CV ewoluowały poprzez fazę spiralną, ponieważ składnik BIAŁEGO KARŁA musi być pozostałością jądra byłej dużej gwiazdy olbrzyma, która nigdy nie mogła zostać umieszczona w obecnie obserwowanych ciasnych układach podwójnych CV o typowych okresach orbitalnych mniejszych niż 10 h. Przypuszczalnie nieewoluujący towarzysz ciągu głównego białego karła, pierwotnie na szerokiej orbicie, zwinął się w znacznie większego i cięższego olbrzyma (przodka białego karła) z powodu niestabilności pływowej i odparował rozszerzoną otoczkę tego ostatniego, tak że pozostał tylko zdegenerowany rdzeń (biały karzeł). W przypadku separacji orbitalnych (zaraz po fazie spirali) większych niż wartość krytyczna układ podwójny ewoluuje powoli do szerszego układu, gdy nieewoluująca gwiazda rozszerza się do swojego płatu Roche′a i rozpoczyna się powolny transfer masy w skali czasu jądrowego. Uważa się, że w węższych układach dominującym jest magnetyczne hamowanie gwiazdy ciągu głównego, w wyniku czego separacja układu podwójnego zanika nawet wtedy, gdy gwiazda ciągu głównego wypełnia swój płat Roche′a i przekazuje materię do masywniejszego białego karła. Wzmocniony transfer masy generuje gorący, jasny dysk akrecyjny wokół białego karła, a układ podwójny staje się układem CV. Skala czasu hamowania magnetycznego jest znacznie krótsza niż skala czasu jądrowego gwiazdy kontaktowej, więc ewolucja jądrowa tej gwiazdy zostaje skutecznie zamrożona i ewoluuje ona w dół ciągu głównego, pozostając mniej więcej w równowadze termicznej. Jednak gdy okres orbitalny został skrócony do około 3 godzin, ciągła utrata masy lekko zaburzyła równowagę termiczną gwiazdy kontaktowej. Obserwacje wskazują, że nie istnieją żadne układy podwójne CV z okresem wynoszącym od około 3 do 2 godzin: tzw. przerwa okresowa. Uważa się, że przerwa okresowa jest spowodowana nagłym zakończeniem hamowania magnetycznego, co skutkuje przerwaniem transferu masy, gdy gwiazda kurczy się wewnątrz swojego płatu Roche′a, przywracając równowagę termiczną. Uważa się, że hamowanie magnetyczne kończy się, gdy gwiazda kontaktowa staje się w pełni konwekcyjna - co ma miejsce mniej więcej na tym etapie ewolucji w symulacjach numerycznych. Do tego czasu jedyne straty momentu pędu z układu podwójnego wynikają z promieniowania grawitacyjnego. Dopiero gdy orbita się rozpadnie, a płat Roche′a ponownie zacieśni się wokół gwiazdy o małej masie, RLO może kontynuować. Gdy kontynuowany RLO zredukuje masę gwiazdy kontaktowej do około 0,1 M_⊙, jej skala czasu termicznego staje się dłuższa niż skala czasu utraty masy, tj. dłuższa niż skala czasu strat promieniowania grawitacyjnego. Dalsza utrata masy znacząco zaburza jej równowagę termiczną, a gwiazda oddala się od ciągu głównego. W tym momencie reakcje syntezy jądrowej w jej wnętrzu zaczynają zanikać, przez co gaz elektronowy ulega degeneracji. Po pewnym czasie gwiazda kontaktowa staje się tak zdegenerowana, że jej relacja masa-promień odwraca się i zaczyna się rozszerzać w odpowiedzi na utratę masy. Od tego momentu szybkość transferu masy jest dyktowana przez warunek, że płat Roche′a, a zatem separacja gwiazd, musi się zwiększać. Układ podwójny przechodzi zatem minimalny okres orbitalny, który w przypadku otoczek bogatych w wodór okazuje się wynosić około 80 min. Obserwowany brak układów CV poniżej P_orb ≃ 80 min potwierdza, że transfer masy w tych zwartych układach CV jest rzeczywiście napędzany promieniowaniem grawitacyjnym.

Powstawanie i ewolucja rentgenowskich układów podwójnych o dużej masie (HMXB)

Masywne rentgenowskie układy podwójne składają się z masywnej gwiazdy wczesnego typu (OB) na orbicie z NEUTRONSTAR, która przechwytuje materię z wiatru gwiazdowego masywnej gwiazdy poprzez ogniskowanie grawitacyjne. Istnienie gwiazdy neutronowej oznacza, że układ podwójny przetrwał gwałtowną eksplozję SUPERNOWEJ (SN), w wyniku której powstała gwiazda neutronowa po zapadnięciu się wypalonego jądra gwiazdy pierwotnej. Uważa się, że przed eksplozją SN układ podwójny ewoluował poprzez przypadek B transferu masy, w którym stosunek mas się odwrócił, tak że pozostałość gwiazdy helowej układu głównego stała się mniej masywnym składnikiem, gdy eksplodowała jako SN (van den Heuvel i Heise, 1972). Gdyby to była bardziej masywna gwiazda, która eksplodowała, układ podwójny uległby rozproszeniu, chyba że eksplozja była asymetryczna i przypadkowo wygenerowałaby odpowiedni wypadkowy odrzut w kierunku przeciwnym do ruchu orbitalnego, tak aby układ podwójny mógł przetrwać. W przybliżeniu Bondiego-Hoyle′a efektywny promień przechwytywania wiatru gwiazdy neutronowej wynosi R_A ≃ GM₂/V², gdzie V jest prędkością (naddźwiękowego) materiału wiatru w pobliżu gwiazdy neutronowej (w jej układzie odniesienia). Dla typowych prędkości wiatru R_A jest większe niż promień geometryczny gwiazdy neutronowej. Prędkości wiatru są wysokie, rzędu prędkości ucieczki z powierzchni gwiazdy głównej, tak że towarzysz może akreować tylko niewielką część emitowanego wiatru. Materia wiatru nagrzewa się i emituje promienie rentgenowskie, gdy zderza się z gwiazdą neutronową, wytwarzając jasne źródło promieni rentgenowskich (np. Vela X-1); odpowiada to etapowi (e) na rysunku 4. W niektórych przypadkach (Cen X-3) wczesny RLO może być odpowiedzialny za emisję promieniowania rentgenowskiego, chociaż pełnowymiarowy transfer masy w skali czasu termicznego z masywnej gwiazdy prawdopodobnie prowadzi do zniknięcia źródła promieniowania rentgenowskiego przez samoabsorpcję i do późniejszego spiralnego wciągania gwiazdy neutronowej i odparowania otoczki masywnej gwiazdy. Spirala może wytworzyć nowy, ale teraz znacznie bardziej zwarty, rentgenowski układ podwójny, taki jak Cyg X-3 z okresem orbitalnym wynoszącym zaledwie 4,8 h. Spektroskopia w podczerwieni wykazała, że towarzyszem gwiazdy neutronowej jest gwiazda WR typu azotowego. Takie gwiazdy to gwiazdy helowe o masach przekraczających około 5M, tak więc gwiazda helowa w Cyg X-3 jest prawdopodobnie gołym rdzeniem pozostałym po spiralinie gwiazdy neutronowej w znacznie masywniejszą pierwotną gwiazdę wtórną. Gdy druga gwiazda helowa ewoluuje do fazy SN, układ podwójny może zostać rozerwany, pozostawiając dwie pojedyncze gwiazdy neutronowe, w których najmłodsza, ze względu na swój szybki spin i silne pole magnetyczne, działa jako pulsar radiowy. Jeśli okoliczności są sprzyjające (wybuch supernowej), a układ podwójny pozostaje związany, pozostajemy z kompaktowym układem pulsara podwójnego, z których kilka jest obserwowanych i w którym rozpad orbity przez promieniowanie grawitacyjne może być dokładnie mierzony dzięki dokładnemu zegarowi dostarczanemu przez szybko wirującą gwiazdę neutronową (pulsar radiowy). Obserwacje J.H. Taylora (w 1986 r.) pięknie potwierdziły przewidywania z ogólnej teorii względności.

Powstawanie i ewolucja rentgenowskich układów podwójnych o małej masie (LMXB)

Nasza Galaktyka zawiera około 100 rentgenowskich układów podwójnych o małej masie, w których gwiazda neutronowa (lub CZARNA DZIURA) otrzymuje masę od gwiazdy kontaktowej o małej masie. Okres orbitalny został zmierzony tylko dla mniejszości tych układów; większość okresów orbitalnych okazuje się być krótsza niż 20 h. Jednak z istnienia szerokich układów podwójnych składających się z pulsara radiowego z towarzyszącym mu białym karłem można oczekiwać istnienia układów LMXB, w których gwiazda neutronowa jest zasilana przez RLO z rozszerzającego się (sub)olbrzyma, prekursora białego karła, fazy, w której układ podwójny rozszerza się w skali czasu jądrowego (sub)olbrzyma. Niewiele z tych układów jest obserwowanych, ale Cyg X-2 prawdopodobnie należy do tej klasy. Podobnie jak w układach CV, obserwacyjnie wnioskowane szybkości transferu masy w zwartych układach LMXB wydają się wyższe niż te, które mogą być spowodowane powolną ekspansją jądrową gwiazdy kontaktowej o małej masie. Najwyraźniej transfer masy jest wzmacniany przez kontrakcję układu podwójnego spowodowaną utratą momentu pędu, podobnie jak w układach CV. Wydaje się, że istnieje rozwidlenie na zwarte i szerokie układy LMXB: układy krótkookresowe, w których dominują straty momentu pędu spowodowane hamowaniem magnetycznym i promieniowaniem grawitacyjnym, ewoluują do coraz mniejszych rozmiarów, podczas gdy układy z okresami przekraczającymi krytyczny okres początkowy (rzędu 1 dnia), po którym te straty momentu pędu stają się nieskuteczne, ewoluują w czasie ekspansji jądrowej (sub)olbrzymiej gwiazdy kontaktowej i stają się bardzo szerokimi układami. Główną różnicą między zwartymi układami LMXB a układami CV jest to, że akrecja na gwiazdę neutronową w układach LMXB uwalnia znacznie więcej energii, która może być częściowo przechwycona przez (w ten sposób rozgrzaną) gwiazdę kontaktową. Akreująca materia może obracać gwiazdę neutronową do okresów spinu milisekund. Zasugerowano, że akreowana energia obrotowa może ostatecznie odparować gwiazdę kontaktową o małej masie w zwartych LMXB. Wyjaśniałoby to pozorny brak przerwy w okresie (orbitalnym) między około 3 a 2 h w LMXB, którą można zaobserwować w populacji CV. Pomysł polega na tym, że po zakończeniu hamowania magnetycznego (kiedy gwiazda kontaktowa staje się w pełni konwekcyjna) transfer masy zostaje przerwany, tak że gwiazda neutronowa zostaje nagle odsłonięta i staje się szybko wirującym pulsarem radiowym, którego wysokoenergetyczna emisja może odparować towarzysza, zanim wypełni on swój płat Roche′a. To odparowanie wyjaśniałoby również obserwowane istnienie szybko wirujących pulsarów radiowych o pojedynczej milisekundie. Z faktu, że nasza Galaktyka zawiera podobną liczbę HMXB (tylko o 50% mniej niż liczba LMXB), podczas gdy czas życia a HMXB musi być o rzędy wielkości krótszy niż czas życia LMXB, możemy wywnioskować, że powstanie LMXB jest znacznie rzadszym zdarzeniem niż narodziny HMXB. Dlatego nie dziwi fakt, że powstawanie LMXB jest znacznie mniej proste niż HMXB. Jednym ze scenariuszy powstawania, które zostały zasugerowane, jest kolaps wywołany akrecją (AIC) masywnego białego karła, w którym biały karzeł jest wypychany ponad masę graniczną Chandrasekhara i kolapsuje, stając się gwiazdą neutronową. Proces ten wymaga precyzyjnego dostrojenia z szybkościami transferu masy w wąskim zakresie do rzadkiego rodzaju masywnego białego karła (składającego się z O-Ne-Mg). Takie białe karły mogą powstawać tylko w układach podwójnych o ograniczonym zakresie mas pierwotnych i okresów orbitalnych. Transfer masy do bardziej powszechnych białych karłów węglowo-tlenowych o średniej masie prowadzi w większości przypadków do wybuchowego spalania węgla, w wyniku którego zdegenerowana gwiazda zostaje całkowicie zniszczona w eksplozji SN typu Ia. Niektóre LMXB mają towarzyszy w postaci czarnych dziur , a te nie mogą być wytwarzane przez AIC, więc kanały formowania inne niż AIC muszą być aktywne w tworzeniu LMXB. W szczególnym środowisku o wysokiej gęstości gwiazd gromad kulistych LMXB mogą powstawać, gdy gwiazda ciągu głównego o małej masie zostanie przechwycona przez przechodzącą gwiazdę zwartą, ale nie może to wyjaśnić występowania LMXB w pozostałej części Galaktyki. Ewolucja spiralna po eksplozji supernowej masywnej gwiazdy helowej może wyjaśnić istnienie składników gwiazdy neutronowej lub czarnej dziury w zwartych LMXB, ale tylko w dość ekstremalnych warunkach układy po spirali mogą ewoluować w LMXB.

Chmury w atmosferach planetarnych

Czym są chmury? Odpowiedź na to pytanie jest zarówno oczywista, jak i subtelna. W atmosferze ziemskiej chmury są znane jako ogromne zbiory małych kropel wody lub kryształków lodu zawieszonych w powietrzu. W atmosferach Wenus, Marsa, Jowisza, Saturna, księżyca Saturna Tytana, Urana, Neptuna i prawdopodobnie Plutona składają się z kilku innych substancji, w tym kwasu siarkowego, amoniaku, siarkowodoru, wodorosiarczku amonu, metanu i złożonych cząsteczek organicznych. Badanie chmur dotyka wielu aspektów nauki o atmosferze. Chemia chmur jest związana z chemią otaczającej atmosfery. Chmury mogą być zarówno źródłem, jak i pochłaniaczem kondensujących się cząsteczek, ponieważ nawilżają lub osuszają powietrze. Lokalne chłodzenie lub ogrzewanie oraz lokalne różnice w zawartości wilgoci spowodowane tworzeniem się chmur zmieniają wyporność paczek powietrza, co napędza lokalną dynamikę (systemy frontowe, burze i huragany to kilka znanych przykładów). Chmury wpływają na globalny klimat, odbijając lub pochłaniając promieniowanie słoneczne, a jednocześnie zatrzymując promieniowanie cieplne. Los życia na Ziemi za kilka stuleci może zależeć od ich niepewnej roli w łagodzeniu efektów cieplarnianych zwiększonej emisji dwutlenku węgla ze spalania biomasy i paliw kopalnych. W tym artykule zbadano, co wiemy o chmurach w atmosferach planet.
Zachmurzone atmosfery planetarne

Największy satelita Saturna Tytan i wszystkie planety z wyjątkiem Merkurego mają zachmurzone atmosfery. Można je podzielić na trzy główne grupy. Woda jest głównym składnikiem chmur w stosunkowo cienkich atmosferach Ziemi i Marsa. Wenus i Tytan mają grube warstwy chmur i mgiełki, na które silnie wpływają reakcje chemiczne inicjowane przez światło słoneczne w wysokiej atmosferze. Olbrzymy Jowisz, Saturn, Uran i Neptun mają redukujące atmosfery zdominowane przez wodór, który łączy się ze śladowymi ilościami azotu, siarki i węgla, tworząc chmury amoniaku (NH₃), wodorosiarczku amonu (NH₄SH), siarkowodoru (H₂S) i (w przypadku Urana i Neptuna) metanu (CH₄). Wywnioskowano, że chmury metanu są obecne w atmosferze Plutona, chociaż interpretacja danych jest niejednoznaczna.

Ziemia

Wiemy najwięcej o naturze chmur w ATMOSFERZE ZIEMI, dlatego pouczające jest rozpoczęcie przeglądu chmur planetarnych od przeglądu chmur ziemskich. Woda jest zdecydowanie głównym składnikiem chmur ziemskich, ale często występują w nich również inne składniki (głównie siarka i azot). Woda może występować w postaci pary, kropli cieczy lub zamrożonych kryształków lodu. Ilość wody w tych różnych formach zależy od złożonej historii każdej paczki powietrza, gdy przemieszcza się ona nad lądem lub wodą. Chmury przybierają charakterystyczne formy, które są kontrolowane przez procesy dynamiczne odpowiedzialne za ich powstawanie. Patrząc na zdjęcia chmur zrobione z kosmosu, można uzyskać poczucie reżimu dynamicznego. Wizualna kategoryzacja typów chmur to nauka sięgająca wielu setek lat wstecz, a duża część terminologii jest łacińska. Współcześni meteorolodzy grupują chmury na trzy główne grupy w zależności od wysokości (niska, średnia i wysoka), z podkategoriami w obrębie każdej grupy. Na najniższej wysokości 2 km znajdują się cumulus, cumulonimbus, stratus, stratocumulus i nimbostratus. W środkowej warstwie (2-8 km) znajdują się altostratus i altocumulus. Na najwyższym poziomie troposfery znajdują się cirrus, cirrostratus i cirrocumulus. Na jeszcze wyższych wysokościach w stratosferze i przy bardzo niskich stężeniach (z wyjątkiem bezpośrednio po wybuchu wulkanu) znajdują się małe krople kwasu siarkowego na wielu szerokościach geograficznych i cząsteczki lodu, które tworzą polarne chmury srebrzyste (cienkie chmury widoczne o świcie i zmierzchu polarnym). Chmury cumulus są stosunkowo małe (kilka km średnicy), oderwane, puszyste, których szczyty i boki wydają się jaskrawo białe w bezpośrednim świetle słonecznym. W tej formie byłyby niemożliwe do zobaczenia z kosmosu, chyba że obserwowane pobliskim aparatem o wysokiej rozdzielczości przestrzennej. Można je zobaczyć jako pojedyncze chmury, w polach wielu, i mogą rozwinąć się w duże wieże kilku zgrupowanych razem. W miarę jak wilgoć staje się bardziej dostępna z parowania gruntu, chmury te mogą rosnąć i łączyć się, tworząc cumulonimbusy, które są ciężkie i gęste, o wznoszącej się strukturze. Mogą to być miejsca opadów i piorunów. Widziane z góry często mają płaski wierzchołek z ogonem rozciągającym się w dół wiatru. Morfologia ogona przypomina kowadło kowalskie, a słowo "kowadło" jest często stosowane do tych cech. Chmury są klasyfikowane jako chmury niskie, ponieważ ich podstawa znajduje się na najniższym poziomie, ale w całości chmura rozciąga się przez wszystkie trzy poziomy, a kowadło zapewnia źródło wody w dół rzeki na najwyższym poziomie. Chmury Stratus tworzą dość płaską, jednolitą warstwę, ciemnoszary koc, gdy są widziane z dołu. Często wytwarzają mżawkę lub śnieg. Chmury Stratocumulus wyglądają bardzo podobnie do stratusów, z wyjątkiem tego, że wykazują szczegóły (plamy, poszarpane krawędzie) i są miejscami mniej gęste, co pozwala na przenikanie większej ilości światła słonecznego i pokazuje jaśniejszy odcień szarości. Widziane z góry wydają się grudkowate i czasami ujawniają okresowe struktury wałów (ulice chmur), które mogą rozciągać się na wiele kilometrów. Ruch wewnątrz tych chmur może czasami wytwarzać struktury typu cumulus. Duże (∿1000 km) ławice chmur stratus i stratocumulus można zobaczyć na fotografiach satelitarnych. Chmury Nimbostratus mogą być niezwykle głębokie, z wierzchołkiem prawie na szczycie troposfery i zwykle wytwarzają opady. Chmury Altostratus różnią się od chmur stratus głównie położeniem ich podstawy, która znajduje się wyżej w troposferze. Czasami można zobaczyć kolorową koronę wokół Słońca. Jest to konsekwencja sposobu, w jaki kryształki lodu rozpraszają światło. Altocumulus mają również swoją podstawę wyżej w atmosferze w porównaniu do cumulus. Te chmury są zwykle cienkie i mogą przybierać wiele form od cienkich i płaskich do oddzielnych kęp do morfologii w kształcie zamku. Chmury w wysokiej troposferze składają się niemal wyłącznie z cząsteczek lodu. Analogicznie do niższych chmur, chmury, które są ograniczone do najwyższych warstw (cirrus, cirrostratus i cirrocumulus) mogą wahać się od szerokich płaskich arkuszy do grudkowatych, odrębnych elementów. Istnieje wiele podkategorii cirrusów, które je charakteryzują, na wiele sposobów te chmury mogą się pojawiać (gładkie, splątane, z haczykami, w komórkach, ziarniste lub faliste, przypominające struktury szkieletowe itp.). Całe to bogactwo morfologiczne ma swoje korzenie w równie bogatym dynamicznym polu wiatru i złożonej interakcji między dostawą pary lub kryształów a mikrofizycznymi procesami chmur (nukleacja, kondensacja, wzrost, parowanie, agregacja, opady). Duża część cirrusów zawdzięcza swoje pochodzenie wodzie dostarczanej przez wciąganie powietrza na dużych wysokościach z kowadeł cumulonimbusów i wierzchołków chmur nimbostratus. Halo atmosferyczne i korony są często widoczne w cienkich chmurach pierzastych, w wyniku rozproszenia światła słonecznego przez duże kryształki lodu wodnego. Jak rozumiemy złożoność różnych typów chmur i co mówią nam one o procesach? Jest to obszar aktywnych badań, ale już wiele wiadomo. Istnienie chmury wskazuje na proces, w którym paczka powietrza zawierająca parę wodną (np. z parowania nad oceanem lub nad wilgotną powierzchnią lądu) została przetransportowana do miejsca, w którym temperatura jest niższa - na tyle niska, że ciśnienie pary wodnej w powietrzu jest wyższe niż ciśnienie pary kondensacyjnej w temperaturze powietrza. Na najniższej wysokości około 12 km (troposfera) temperatura spada wraz z wysokością, więc paczka wilgotnego powietrza, która unosi się z ziemi, ostatecznie osiągnie poziom, w którym temperatura jest na tyle niska, aby umożliwić kondensację i tworzenie się chmur. Nisko położone chmury mają tak dużo wilgoci, że nie muszą wznosić się bardzo wysoko, aby temperatura osiągnęła temperaturę kondensacji. Innym sposobem na schłodzenie powietrza i wspomaganie tworzenia się chmur jest mieszanie ciepłego, wilgotnego powietrza z chłodnym, suchszym powietrzem, gdy przemieszcza się polarny front zimna. Trzecim sposobem jest unoszenie powietrza, gdy przepływa ono nad górą. Chmura tworzy się nad lub w pobliżu góry, gdy przepływające nad nią powietrze ochładza się, gdy osiąga większą wysokość. Chmury utworzone w ten sposób nazywane są chmurami orograficznymi, ponieważ pozostają nieruchome obok cechy topograficznej, gdy powietrze przepływa obok. Ten sam proces zachodzi w atmosferze Marsa w pobliżu szczytów wysokich wulkanów i w atmosferze Neptuna nad dużym wirem (Wielka Ciemna Plama). Tworzenie się chmury kłębiastej jest inicjowane przez naturalną konwekcję, gdy światło słoneczne ogrzewa wilgotny grunt. Gdy ciepła, wilgotna, wyporna paczka gazu unosi się, osiąga poziom kondensacji, w którym temperatura spada poniżej temperatury kondensacji, a chmura kłębiasta tworzy się u jej podstawy. Pomocą w konwekcji w atmosferze ziemskiej jest różnica gęstości wynikająca zarówno z różnicy temperatur (ciepła paczka jest mniej gęsta), jak i różnicy składu (wilgotna paczka jest mniej gęsta niż suchy gaz w atmosferze Ziemi). W atmosferach planet olbrzymów wilgotna paczka jest gęstsza niż suchy gaz, co raczej hamuje niż wspomaga wilgotną konwekcję. Trzecim czynnikiem, który wzmacnia wilgotną konwekcję, jest dodatkowe ciepło uwalniane jako utajone ciepło kondensacji, gdy para wodna skrapla się w chmurze. W sytuacji spoczynku, w której chmury cumulus lub stratus tworzą się i rozpraszają w równym tempie, istnieje równowaga między dopływem wilgotnego powietrza z ziemi a parowaniem i opadami w chmurze. Jeśli z ziemi pochodzi duża ilość wilgoci i jeśli początkowy ruch konwekcyjny jest dość silny, niestabilność może wzrosnąć, a wyporność przenoszona przez wilgotne paczki konwekcyjne zwiększa się do tego stopnia, że bardzo duże ilości wilgoci są wstrzykiwane na bardzo dużych wysokościach (wieże i kowadła cumulonimbusów). Chmury Stratus powstają w wyniku wolniejszego reżimu dynamicznego, w którym powietrze jest bardziej stabilne, a stały dopływ wilgoci jest stały i obfity, co chroni chmurę przed opadami i parowaniem. Kosmiczne widoki chmur na wszystkich planetach są zdominowane przez cechy wielkoskalowe. W dużej skali w atmosferze Ziemi powszechnie widoczne są trzy typy cech chmur. Każda z nich ma łatwo rozpoznawalną morfologię i ruch, które są zakorzenione w dynamicznym reżimie wymuszającym powstawanie chmur. Mezoskalowe systemy konwekcyjne składają się z pól chmur cumulonimbus, których kowadła łączą się w pojedynczą tarczę chmur o rozciągłości poziomej znacznie większej niż poszczególne kowadła. Mezoskalowe systemy konwekcyjne mogą być długie (∿100 km) i wąskie (kilka km) z rozległymi opadami występującymi na dużą skalę. Konwekcja cumulus jest napędzana przez małoskalowe (100 km lub mniej) komórki konwekcyjne. Małoskalowe komórki mogą łączyć się, tworząc znacznie większe mezoskalowe systemy konwekcyjne widoczne na zdjęciach satelitarnych. Szczególne znaczenie dla dynamiki ziemskiej atmosfery ma zorganizowana głęboka konwekcja w pobliżu równika. Uśrednione w czasie mapy zachmurzenia ujawniają pas w pobliżu równika, który przesuwa się na szerokości geograficznej wraz z porami roku. To jest Inter Tropical Convergence Zone (ITCZ). Jej istnienie jest spowodowane zbieżnością mas powietrza na niskiej wysokości, napędzaną przez cyrkulację Hadleya na dużą skalę na obu półkulach. Obfita para wodna w pobliżu powierzchni jest dostępna do transportu ogromnej ilości ciepła utajonego. Wilgotna konwekcja w ITCZ jest silna i odpowiada za dużą ilość ciepła i wilgoci przenoszonej do górnej atmosfery w ITCZ. Huragany atlantyckie i tajfuny pacyficzne to cyklony tropikalne, które stanowią inną powszechnie obserwowaną strukturę chmur na dużą skalę. Tworzą się nad oceanami i czerpią energię z wilgotnego, ciepłego powietrza oceanów tropikalnych. Cyklony obracają się w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara na półkuli północnej i trwają około 10 dni. Huragany i tajfuny mają przepływ powrotny w wąskiej kolumnie w rdzeniu, która jest wolna od chmur. Pozostają pewne kontrowersje dotyczące tego, jakie specjalne warunki są wymagane, aby przekształcić powszechnie występujące cyklony tropikalne w intensywne systemy, które występują stosunkowo rzadko. Wspólnym mianownikiem różnych modeli jest bardzo skuteczne sprzężenie wilgotnej konwekcji w skali cumulus z polem wiatru na dużą skalę za pośrednictwem niestabilności zwanej warunkową niestabilnością drugiego rodzaju, r CISK. Zgodnie z większością modeli temperatura powierzchni oceanu musi wynosić co najmniej 26°C, co zgadza się z obserwacją i prowadzi do wniosku, że te intensywne burze będą częstsze i/lub intensywniejsze, jeśli powierzchnia morza ociepli się w przyszłości z powodu globalnego ocieplenia. Trzecią powszechnie obserwowaną strukturą chmur na dużą skalę jest cyklon pozatropikalny, który powoduje rozległe opady na średnich szerokościach geograficznych. Są one znane jako fronty pogodowe przed zimnymi regionami niskiego ciśnienia. Chmury, które tworzą się na tych frontach, robią to poprzez konwekcję pochyłą (w przeciwieństwie do konwekcji cumulus opisanej powyżej). Konwekcja pochyła występuje, gdy jeden korpus powietrza nadciąga nad inny, wymuszając unoszenie się wilgotnego powietrza w górę. Chmury wszystkich typów są powiązane z tymi cechami na dużą skalę, a także z dwoma innymi wymienionymi powyżej. Dzięki temu krótkiemu wprowadzeniu do ziemskich chmur możemy teraz zbadać chmury na innych planetach. Najlepszym miejscem do rozpoczęcia jest atmosfera Marsa, która zawiera chmury lodu wodnego i wykazuje wiele cech dynamicznych znanych z ziemskiej meteorologii

Mars

Nasza wiedza na temat atmosfery Marsa opiera się na obrazach i widmach uzyskanych na przestrzeni wielu lat z naziemnych obserwatoriów, a także z Kosmicznego Teleskopu Hubble′a, kilku radzieckich i amerykańskich satelitów przelotowych lub orbitujących oraz lądowników, w szczególności Mariners 4, 6, 7 i 9, Mars 2, 3, 4 i 5, Viking 1 i 2, Phobos 1 i 2 oraz Mars Global Surveyor, a kolejne są w drodze lub planowane. Na początku 1999 roku trzy statki (VIKING Landers 1 i 2 oraz MARS PATHFINDER) wylądowały na powierzchni i przesłały informacje in situ na temat składu atmosfery, temperatury, ciśnienia oraz nieprzezroczystości chmur i pyłu. W ciągu następnych dekad zaplanowano wiele kolejnych lądowników. Atmosfera Marsa składa się niemal wyłącznie z dwutlenku węgla (CO₂) ze śladowymi ilościami wody, argonu i kilku innych składników. Średnie ciśnienie powierzchniowe wynosi 8 mb (w porównaniu do ciśnienia około 1 b na poziomie morza na Ziemi). Temperatura powierzchni waha się od około 140 K do 250 K w zależności od szerokości geograficznej i pory roku. Dwutlenek węgla skrapla się, tworząc rozległą warstwę szronu na powierzchni Marsa na wysokich szerokościach geograficznych, gdy temperatura powierzchni spada nieznacznie poniżej 150 K. Czasami temperatura w polarnej atmosferze kilka kilometrów nad powierzchnią spada na tyle nisko, że tworzy się mgła lodowa CO₂, ale prawie wszystkie jasne białe chmury widoczne na Marsie składają się z lodu wodnego. Lód wodny skrapla się również na wysokich szerokościach geograficznych zimą, a na niższych szerokościach geograficznych również w chłodne noce. Czapy lodowe na biegunach i gleba Marsa służą jako zbiorniki wody, które pochłaniają lub uwalniają wodę w cyklach dobowych i sezonowych, a także w znacznie dłuższych cyklach związanych z powolnymi zmianami orbity i nachylenia Marsa. Kanały odpływowe na powierzchni są obecnie suche, ale wskazują na znacznie wilgotniejszy Mars w odległej przeszłości. Obecna ilość wody w atmosferze wynosi średnio tylko około 10 mikrometrów wytrącalnych, co jest zbyt małą ilością, aby mieć znaczenie jako źródło wyporności poprzez uwalnianie ciepła utajonego. Tak więc na Marsie nie widać żadnego z ziemskich typów chmur (cumulonimbus lub stratonimbus na małą skalę, huragany i mezoskalowe układy konwekcyjne), które żywią się utajonym wydzielaniem ciepła i obfitym zapasem wody. Najbardziej owocnym podejściem do zrozumienia chmur wodnych na Marsie jest zauważenie ich podobieństwa do chmur pierzastych w wysokiej, zimnej atmosferze ziemskiej, z dodatkiem efektów topografii działających w atmosferze Marsa. Chmury fal Lee są często widoczne na Marsie poniżej wysokich gór wulkanicznych i w pobliżu kraterów na niższych wysokościach. Często można zobaczyć chmury fal Lee z wieloma liniowymi falami rozciągającymi się na ponad 100 km poniżej. Chmury tworzą się najczęściej wczesnym rankiem i późnym popołudniem, gdy temperatury są niskie. Występują obficie w północnym lecie w regionie Tharsis, wysokim płaskowyżu, na którym znajduje się kilka najwyższych wulkanów marsjańskich. W nocy powierzchnia może skutecznie promieniować w przestrzeń kosmiczną i gwałtownie się ochładzać, co prowadzi do powstawania nisko położonej mgły przyziemnej, która rozprasza się wkrótce po wschodzie słońca. Chociaż nie jest klasyfikowany jako chmura, pył w atmosferze Marsa odgrywa ważną rolę w dynamice atmosfery i tworzeniu się chmur. Atmosfera Marsa zwykle zawiera wystarczająco dużo pyłu, aby być znaczącym pochłaniaczem energii słonecznej, ogrzewając atmosferę w ciągu dnia i promując chłodzenie radiacyjne w nocy. Silne kontrasty termiczne na krawędzi polarnego osadu szronu, w połączeniu z niską gęstością atmosfery Marsa, mogą prowadzić do silnych wiatrów powierzchniowych, które zbierają pył, czasami przechodząc w globalną burzę pyłową, która może pokryć planetę, przesłaniając nawet najwyższe wulkany. Po kilku miesiącach większość pyłu osadza się, a atmosfera stopniowo powraca do chłodniejszego stanu bardziej sprzyjającego tworzeniu się chmur lodu wodnego.

Wenus

Wenus i Ziemia mają podobne rozmiary i masę, ale ich atmosfery i struktury chmur różnią się wyraźnie . Atmosfera Wenus składa się głównie z CO₂. Jest masywna (90 barów na powierzchni) i gorąca (740 K) w pobliżu powierzchni. Ze względu na dużą masę płynów, powolny obrót i efekt cieplarniany występuje niewielki poziomy kontrast termiczny (maksymalnie kilka K od równika do bieguna), a w konsekwencji reżim dynamiczny jest zupełnie inny niż na Ziemi lub Marsie. Wenus widziana przez teleskop wydaje się jasna i prawie pozbawiona cech charakterystycznych ze względu na wszechobecną grubą warstwę chmur. Subtelne kontrasty można dostrzec w długościach fal fioletowych i bliskiego ultrafioletu. Materiał odpowiedzialny za kontrast nie został zidentyfikowany z pewnością, ale sugerowanymi kandydatami są pierwiastkowa siarka i związek FeCl3. Dwutlenek siarki (SO₂) został wykryty na szczytach chmur, a widoczne chmury składają się z kropli ciekłego kwasu siarkowego (H₂SO₄). W zakresie bliskiej podczerwieni istnieje kilka przedziałów widmowych (okien), w których nieprzezroczystość gazu jest stosunkowo niska, co pozwala na przenikanie przez chmury światła podczerwonego emitowanego przez gorącą powierzchnię. Jednak nawet przy tych długościach fal występuje znaczna nieprzezroczystość chmur, więc kontrasty widoczne w bliskiej podczerwieni mówią nam głównie o nierównomierności dolnych warstw chmur, które są bardziej turbulentne niż górna warstwa, którą widzimy przy widzialnych długościach fal. Wiele statków kosmicznych ze Stanów Zjednoczonych i byłego Związku Radzieckiego odwiedziło Wenus. Kilka sond zeszło do atmosfery i zmierzyło ciśnienie, temperaturę, skład gazu, wewnętrzne pole promieniowania oraz gęstość i rozmiary cząstek chmur. Chmury rozciągają się na bardzo dużym zakresie pionowym. Istnieją trzy główne warstwy chmur na wysokościach od około 45 do 70 km. Cienkie warstwy mgły rozciągają się powyżej i poniżej tych granic. Kilka eksperymentów wykazało, że główny obszar chmur składa się z trzech warstw. Górna warstwa jest skoncentrowana na wysokości od 59 do 66 km. Środkowa warstwa leży na wysokości 49-57 km, a dolna warstwa jest najgęstsza w regionie 2 km tuż poniżej granicy 49 km, przynajmniej według pomiarów danych licznika cząstek na dużej sondzie Pioneer Venus. Późniejsze zdjęcia bliskiej podczerwieni wykonane z Ziemi i Galileo (ze spektrometru mapującego bliską podczerwień - NIMS) wykazały, że ta warstwa jest bardzo zmienna w przestrzeni i czasie . Skład cząstek chmury jest zdominowany przez kwas siarkowy, ale niektóre dowody sugerują, że dodatkowy składnik może być odpowiedzialny za największe cząstki w dolnej warstwie chmur. W górnej chmurze i mgle światło słoneczne rozbija cząsteczki SO₂, które łączą się z wodą, tworząc kwas siarkowy o stężeniu około 85% na górze, wzrastającym na głębszych poziomach. W środkowych i dolnych chmurach nie ma wystarczającej ilości światła ultrafioletowego, aby napędzać fotochemię, a procesy termochemiczne stają się ważne w ustalaniu równowagi chemicznej. Na najgłębszych poziomach atmosfera i powierzchnia oddziałują na siebie, a powierzchnia działa jako źródło i pochłaniacz siarki i innych składników. Spektrometr cząstek na dużej sondzie Pioneer Venus zidentyfikował trzy rozmiary cząstek. Cząstki trybu 2 mają promień bliski 1 mikrona i dominują w górnych i środkowych chmurach. Cząstki trybu 1 są mniejsze (średni promień 0,4 mikrona) i odpowiadają za kilka dziesiątych głębokości optycznej w górnej chmurze, podczas gdy cząstki trybu 3 są większe (kilka mikronów lub więcej) i zapewniają większość masy w dolnej chmurze. Reżim dynamiczny, w którym tworzą się te chmury, jest w większości stabilny w dwóch górnych warstwach (wysokości powyżej 49 km). Te chmury są analogiczne do chmur warstwowych w atmosferze ziemskiej. Przytłumione kontrasty widoczne w najwyższej chmurze poruszają się z prędkością wiatru (około 100 m s_-1) na widocznych szczytach chmur (około 70 km wysokości), podczas gdy kontrasty widoczne w regionach okna bliskiej podczerwieni poruszają się wolniej (50 ms_-1, zgodnie z prędkościami wiatru mierzonymi przez sondy śledzące wejście). Oszacowania liczby dużych cząstek w dolnym pokładzie chmur wykonane przez różne sondy wejściowe różniły się w zależności od dużych czynników. Ta obserwacja potwierdza ideę, że kontrasty widoczne w zakresie fal bliskiej podczerwieni wskazują na bardzo zmienne stężenia dużych (o promieniu kilku mikronów lub większych) cząstek w dolnym pokładzie chmur. Dolny obłok jest obszarem dynamicznej niestabilności w atmosferze Wenus. Mechanizm odpowiedzialny za napędzanie cyrkulacji Wenus pozostaje niejasny, chociaż wydaje się prawdopodobne, że interakcje między falami a średnim przepływem, zainicjowane przez absorpcję światła słonecznego w obszarze chmur, odgrywają kluczową rolę.

Tytan

Podobnie jak Wenus, atmosfera TITANA jest masywna, z gęstą warstwą mgły i powolnym obrotem i może być napędzana tym samym mechanizmem. Ale chemia atmosfer Tytana i Wenus nie mogłaby być bardziej różna. Atmosfera Tytana składa się głównie z azotu z kilkoma procentami metanu i innych węglowodorów i nitryli (cząsteczek z H, C i N). Atmosfera Tytana jest zimna (około 94 K w pobliżu powierzchni i 71 K przy minimalnej temperaturze w pobliżu 40 km wysokości). W tych temperaturach metan może się skraplać w pobliżu minimalnej temperatury, ale niektóre pomiary w podczerwieni z eksperymentu Voyager IRIS sugerują, że chmura metanu może nie być obecna. Jeśli tak jest, metan byłby przesycony w pobliżu minimalnej temperatury. Przesycenie nie występuje w atmosferze ziemskiej (w odniesieniu do wody), ale można je osiągnąć w laboratorium w kontrolowanych warunkach. Trudno będzie rozwiązać ten problem, dopóki sonda Huygens nie zejdzie do atmosfery Tytana w 2004 roku. Fotoliza metanu w wyższych warstwach atmosfery prowadzi do powstawania etanu i innych węglowodorów oraz cząsteczek nitrylu. Przetwarzanie tych cząsteczek poprzez długotrwałe narażenie na światło słoneczne i bombardowanie cząstkami naładowanymi z kosmosu ostatecznie powoduje powstanie mgły polimerowej, która pokrywa satelitę i blokuje powierzchnię przed wzrokiem w zakresie widzialnym. Mgła ta jest bardzo ciemna w zakresie ultrafioletowym i staje się jasna, z niewielką absorpcją w zakresie czerwonym. Składa się z agregatów małych cząstek, których średni promień wynosi około 0,066 mikrona. Modele chemiczne przewidują szereg warstw mgły i chmur głębiej w atmosferze, składających się z bardziej lotnych węglowodorów. Metan jest najbardziej lotny i może kondensować się poniżej minimalnej temperatury (zakres wysokości 10-40 km). Nieco wyżej w atmosferze etan może tworzyć chmurę kondensacyjną. Oczekuje się, że mniej lotne węglowodory i nitryle utworzą warstwy kondensatu na większych wysokościach, w tym C₂H₂, C₃H₄, C₃H₈, C₄H₂, HCN, C₂N₂, HC₃ N, C₄N₂ i wiele cięższych węglowodorów. Możliwe są również cząsteczki dwutlenku węgla i lodu wodnego. Z nich tylko cząsteczki HC₃N i C₄N₂ zostały wykryte spektroskopowo. Wykrycie wielu z nich jest utrudnione przez zaciemniającą mgłę fotochemiczną Tytana na większych wysokościach. Widmowy podpis lodu C₄N₂ (dicyjanoacetylenu) został zaobserwowany przez spektrometr podczerwieni Voyager tylko w polarnej mgle Tytana. Analiza tych obserwacji ujawnia, że (1) średni promień cząstek lodu wynosi około 5 μm, a (2) stosunek kondensatu do ułamka molowego pary, jak wynika z danych, jest około 100 razy większy niż oczekiwano na podstawie równowagi stacjonarnej składników, co odpowiada tworzeniu się pary na dużych wysokościach z produkcji fotochemicznej oraz wyczerpywaniu się pary i kondensatu na małych wysokościach z powodu kondensacji i sedymentacji cząstek. Duży stosunek nierównowagi jest prawdopodobnie wynikiem sezonowej zmienności fotochemicznego niszczenia pary na dużych wysokościach i dużych szerokościach geograficznych, działającej w połączeniu ze znacznym opóźnieniem czasowym termicznym głębiej w atmosferze z powodu długich stałych czasowych termicznych. Na Tytanie nie ma prawie żadnego kontrastu w zakresie widzialnych długości fal, poza kontrastem odbicia półkuli północ/południe, który odwraca się w ciągu kilku lat, gdy Tytan reaguje na sezonowe zmiany nasłonecznienia. Istnieje odpowiadająca temu półkulista różnica w wielkości cząstek w górnej mgiełce, która z kolei jest związana z ruchem wznoszącym się i opadającym w skali półkuli, który reaguje na zmiany sezonowe. Aerozole atmosferyczne w znacznym stopniu przyczyniają się do bilansu cieplnego w stratosferze poprzez silne pochłanianie światła słonecznego, a zatem są ważne dla bilansu energetycznego i cyrkulacji

Olbrzymie planety

Wszystkie olbrzymie planety Jowisz, Saturn, Uran i Neptun mają głębokie atmosfery składające się głównie z wodoru i helu ze śladowymi ilościami cząsteczek tworzących chmury: wody, amoniaku (NH₃), wodorosiarczku amonu (NH₄SH), siarkowodoru (H₂S) i metanu (CH₄). Wszystkie z nich, z wyjątkiem metanu, mogą skraplać się w atmosferach Jowisza i Saturna. Atmosfery Urana i Neptuna osiągają wystarczająco niskie temperatury w pobliżu temperatury minimalnej przy ciśnieniu 0,1 b, aby skroplić metan. Chmury kondensatu tworzą się w warstwach, przy czym najbardziej lotne tworzą się na większych wysokościach, gdzie temperatury są niższe. Nasze pomysły dotyczące składu opierają się na połączeniu obserwacji z ziemi i statków kosmicznych wraz z modelami reakcji chemicznych w temperaturze i składzie atmosfery. Jak dotąd wszystkie nasze pomiary, z wyjątkiem tych z sondy Galileo, która weszła w atmosferę Jowisza , zostały wykonane zdalnie za pomocą instrumentów z Ziemi lub ze statku kosmicznego. Sonda Galileo pobrała próbki z części atmosfery Jowisza, która jest uważana za zubożoną w kondensowalne cząsteczki, podobnie jak pustynny region na Ziemi, więc pomiary sondy nie mówią nam o globalnych właściwościach chmur i składnikach tworzących chmury. Jako punkt wyjścia do zrozumienia pionowego położenia i składu chmur polegamy na modelach równowagi termochemicznej, które tworzą prognozy na podstawie zmierzonej lub wnioskowanej obfitości chemicznej w głębokiej atmosferze, ciśnienia i temperatury mierzonych przez różne instrumenty oraz wiedzy na temat termodynamiki chemicznej dostępnych cząsteczek. To ćwiczenie może nam powiedzieć, na jakich wysokościach spodziewać się chmur i jaki powinien być ich skład, ale nie jest ono wystarczające do przewidywania gęstości cząstek chmur w danym miejscu, ponieważ inne procesy, takie jak dynamika atmosfery i mikrofizyka cząstek chmur, określają te ilości. Obserwuje się lub przewiduje się, że wspomniane powyżej cząsteczki tworzące chmury będą występować w liczbie dwa lub większej niż w przypadku mieszanki materiału atmosfery słonecznej przy tej samej temperaturze i ciśnieniu. Zwiększenie obfitości "słonecznej" wzrasta od Jowisza do Saturna, Urana i Neptuna, odzwierciedlając fakt, że większe planety były w stanie zatrzymać więcej lekkich pierwiastków wodoru i helu podczas ich formowania. Zwiększenie ilości dostępnych skroplonych cząsteczek spowoduje powstawanie chmur na głębszym poziomie, gdzie temperatury są wyższe. JOWISZ i SATURN tworzą jedną parę o podobnych typach chmur, podczas gdy URAN i NEPTUN, które są chłodniejsze, tworzą drugą. Przewiduje się, że chmura roztworu wody i amoniaku utworzy się przy poziomach ciśnienia zaczynających się w pobliżu 8 b w atmosferze Jowisza i 15 b w atmosferze Saturna. Na większych wysokościach (niższe ciśnienie i temperatura) znajdują się chmury wodorosiarczku amonu i lodu amoniaku. Najwyższa chmura w obu przypadkach to lód amoniaku. Widmowy podpis lodu amoniaku tajemniczo nie został zaobserwowany aż do niedawna w widmach bliskiej podczerwieni z Europejskiego Obserwatorium Kosmicznego w Podczerwieni (ISO) i instrumentu Galileo NIMS. Widmowych podpisów lodu w innych chmurach nie zaobserwowano. Jeden z eksperymentów sondy Galileo wykrył cząstki w pobliżu poziomu 1,6 b w atmosferze Jowisza, których skład może składać się z wodorosiarczku amonu lub wody. Nie zaobserwował chmury wodnej przy poziomach ciśnienia, które przewidują modele równowagi termochemicznej, prawdopodobnie dlatego, że woda w badanym regionie jest uszczuplona z powodu opadania suchego powietrza z zimnej górnej troposfery. Nie wiadomo, jak rozległa może być głęboka chmura wodna na którejkolwiek z planet olbrzymów. Uran i Neptun są wystarczająco zimne, aby skroplić metan, który tworzy górną chmurę w tych atmosferach. Kolejna głębsza chmura, przy ciśnieniu kilku barów, to prawdopodobnie lód H2S, ale może również zawierać trochę amoniaku. Na głębszych poziomach (ciśnienie od 10 do kilkuset barów) znajdują się chmury NH₄SH i wody. Widoczność chmur różni się znacznie między planetami olbrzymami. Atmosfera Jowisza jest wypełniona białożółtymi chmurami i ciemniejszymi żółtobrązowymi chmurami z kilkoma obszarami, które są bardziej czerwone (WIELKA CZERWONA PLAMA) lub szare (obszary gorących punktów, w których można zobaczyć wznoszące się promieniowanie podczerwone o długości fali 5 mikronów). Wielka Czerwona Plama Jowisza to duży (około 3 razy większy od Ziemi) owal obracający się w kierunku antycyklonicznym (przeciwnie do ziemskich systemów burzowych). Jest obserwowany od ponad wieku i prawdopodobnie zawdzięcza swoją stabilność ścinaniu strumieni strefowych wschód-zachód, w których jest osadzony. Wszystkie wymienione powyżej lody są białe w widzialnych długościach fal. Gdyby były to jedyne składniki chmur, Jowisz wyglądałby jak pozbawiona cech biała kula. Kolory i kontrasty wynikają z materiału barwiącego, którego pochodzenie i skład są niepewne. Materiały kandydujące obejmują związki wodoru połączone wiązaniami z siarką, azotem i węglem (węglowodory) powstałe w wyniku fotolizy w górnej troposferze lub bombardowania wysokoenergetycznymi cząstkami naładowanymi wytrącającymi się z magnetosfery. Ten ostatni proces jest prawie na pewno odpowiedzialny za powstawanie polarnych mgieł stratosferycznych w stratosferach Jowisza i Saturna. Kontrasty chmur są stonowane w przypadku Saturna i prawie nieobecne w przypadku Urana. Te planety, podobnie jak Neptun, mają głębokie struktury chmur, które zmniejszają kontrast i blokują promieniowanie cieplne wznoszące. Kontrasty są zdominowane przez struktury strumieniowe, chociaż nie ma jednoznacznej korespondencji między odbiciem chmur a prędkością i kierunkiem wiatru. Saturn wykazuje sezonowe wahania wysokości chmur. Wynikają one z nagrzewania górnej atmosfery przez słońce, co wpływa na stabilność statyczną i wysokość chmur. Te efekty mogą występować również na Uranie i Neptunie, ale zmiany sezonowe na tych planetach zachodzą w skalach czasowych odległych od naszych możliwości ich obserwacji. Pojedyncze owale i plamy tworzą się w atmosferze Saturna. Można je najłatwiej zobaczyć na obrazach o wzmocnionym kontraście. Sonda kosmiczna VOYAGER obserwowała Urana w czasie, gdy Słońce oświetlało tylko jedną półkulę. Tylko kilka cech chmur o niskim kontraście zostało zauważonych na tle niemal jednolitej grubej pokrywy chmur. Niedawno kamera bliskiej podczerwieni na Teleskopie Kosmicznym Hubble′a sfotografowała szereg chmur na przeciwległej półkuli. Podczas bliskiego przelotu sondy Voyager obok Neptuna w 1989 roku zaobserwowano szereg typów chmur. Zaobserwowano kilka dużych owali. Największy z nich nazwano Wielką Ciemną Plamą. Podobnie jak w przypadku Jowisza, za kontrast i kolor chmur odpowiada pewien składnik kolorystyczny o niepewnym pochodzeniu i składzie. Te owale poruszają się i oscylują w długości geograficznej. Współczynnik kształtu i nachylenie długiej i krótkiej osi owali również oscylują. Oscylacje te można zrozumieć za pomocą modeli, które uwzględniają wirowość plamy, jej głębokość w atmosferze i ścinanie wiatru, w którym jest osadzona. W atmosferze Neptuna zaobserwowano inne rodzaje chmur, które przypominają chmury pierzaste i chmury fal zawietrznych widoczne wysoko w atmosferach ziemskiej i marsjańskiej. Są prążkowane, szybko ewoluują z czasem (zbyt szybko, aby można je było wykorzystać jako wskaźniki wiatru), a niektóre z nich tworzą skupiska, które są przywiązane do większych owali i nakładają się na nie. Biały Towarzysz Wielkiej Ciemnej Plamy jest tego najlepszym przykładem. Był widoczny nawet na zdjęciach naziemnych w jednym z pasm absorpcji metanu wrażliwych na wysokie chmury. Te chmury prawdopodobnie składają się z lodu metanowego, a leżąca pod nimi gruba warstwa chmur to lód H2S.

Mikrofizyka chmur

Mikrofizyka chmur to badanie procesów, które rządzą powstawaniem i ewolucją cząstek chmur w skali mikroskopowej. Zajmuje się takimi pytaniami jak: "Jakie warunki są wymagane do powstania chmur? Jak szybko rosną cząstki? Co kontroluje rozkład wielkości cząstek?" Badanie mikrofizycznych procesów chmur wykracza poza mikroskop. Szerszym celem jest zrozumienie podstawowych procesów, które rządzą strukturą i dynamiką chmur na dużą skalę. Znaczną ilość pracy zainwestowano w odpowiedź na te pytania dla chmur ziemskich, dla których można wykonać pomiary in situ i połączyć je z badaniami laboratoryjnymi i teoretycznymi. Podejmowano pewne próby zrozumienia mikrofizyki chmur na innych planetach, chociaż ograniczenia obserwacyjne są znacznie słabsze. Cząsteczki kondensatu mogą powstawać albo przez bezpośrednią kondensację z przesyconej pary, albo przez kondensację na wcześniej istniejącej obcej cząstce (na przykład pyłu lub aerozolu siarczanowego). Są one nazywane odpowiednio nukleacją jednorodną i niejednorodną. Jednorodna nukleacja rozpoczyna się, gdy cząsteczki w fazie gazowej łączą się, tworząc mały klaster, który może służyć jako jądro zarodkowe. Cząsteczki klastra mogą odparować lub więcej cząsteczek z pary może się skroplić, w zależności od tego, który wynik jest preferowany przez termodynamikę. Swobodna energia Gibbsa jest wielkością termodynamiczną, która kontroluje wzrost lub parowanie cząstek. Swobodna energia Gibbsa zależy od dwóch terminów, powierzchni cząstki razy napięcie powierzchniowe plus objętość cząstki razy KT razy logarytm naturalny ciśnienia pary podzielony przez ciśnienie pary nasyconej lub



W powyższym równaniu ΔG jest zmianą swobodnej energii Gibbsa związaną z tworzeniem cząstki o promieniu a, σ jest napięciem powierzchniowym cieczy, n_l jest gęstością liczbową cząsteczek w cieczy, K jest stałą Boltzmanna, e jest ciśnieniem pary, a e_l jest ciśnieniem pary nasyconej w temperaturze T . Wykres ΔG jako funkcji promienia a ujawnia, że swobodna energia Gibbsa dla formowania cząstek jest zawsze dodatnia dla ciśnienia pary mniejszego lub równego ciśnieniu pary nasyconej. Jest to niekorzystne termodynamicznie i każda cząstka, która może początkowo istnieć, wyparuje. Gdy ciśnienie pary jest wyższe niż ciśnienie pary nasyconej, swobodna energia Gibbsa staje się ujemna przy pewnym promieniu cząstki. Istnieje promień krytyczny, a_c, gdzie kondensacja na powierzchni cząstki zmniejsza swobodną energię Gibbsa, a cząstka będzie rosła przez kondensację. W normalnych okolicznościach w atmosferze ziemskiej jest niezwykle trudno wyhodować cząstkę do promienia krytycznego, ponieważ stosunek ciśnienia pary do ciśnienia pary nasyconej nigdy nie jest bardzo wysoki. Znacznie częstsza inicjacja procesu wzrostu zależy od istnienia jąder kondensacji chmur (CCN), które mogą składać się z małych cząstek pyłu lub siarczanu na Ziemi. Może występować szeroka gama składów cząstek CCN, ale tylko niewielka ich część sprzyja wzrostowi. Cząsteczki, których struktura powierzchni jest podobna do struktury wody lub lodu (takie jak kryształy jodku srebra używane do zasiewania chmur) tworzą dobre CCN. Inną klasą cząstek, które tworzą jeszcze lepsze CCN, są higroskopijne siarczany i azotany. Nadmiar małych CCN prowadzi do nadmiaru małych kropelek. Odwrotnie, w środowisku z niewielką ilością CCN powstanie niewiele kropelek wody, ale te, które to zrobią, wykorzystają dostępną parę do wzrostu do stosunkowo dużych rozmiarów. Obrazy powierzchni oceanu w niektórych warunkach ukazują ślady statków jako smugi małych cząsteczek chmur, których powstawanie zostało zainicjowane przez nadmiar CCN w pióropuszach spalin statków. Sama kondensacja nie wystarcza, aby cząsteczki w chmurach rosły do punktu opadów w ciągu kilku godzin. Inny mechanizm, wzrost przez zderzenie i łączenie się kropel (koalescencja) lub przywieranie cząsteczek lodu (koagulacja), powoduje znacznie szybszy wzrost, gdy cząsteczki stają się wystarczająco duże (promień około 20 μm), że prędkości sedymentacji stają się ważne. Największe cząsteczki osadzają się szybciej niż mniejsze i zderzają się z innymi cząsteczkami podczas opadania przez chmurę. To zachowanie prowadzi do procesu, który może szybko zwiększać wielkość cząsteczek (do około 2 mm). Nawet większe cząsteczki mogą tworzyć się w prądach wstępujących lub paczkach, które krążą między prądami wstępującymi i zstępującymi. Te pomysły wprowadzają współdziałanie między mikrofizyką chmur a wiatrami pionowymi i poziomymi. Innym sprzężeniem jest sprzężenie między promieniowaniem a chmurami. Na szczycie warstwy chmur chmura stygnie, emitując promieniowanie cieplne w przestrzeń. To schłodzenie z kolei zasila wzór cyrkulacji z opadającym chłodnym powietrzem zastępowanym przez wznoszące się cieplejsze powietrze z dołu i z wnętrza chmury. Tak więc trzy główne procesy fizyczne (mikrofizyka chmur, dynamika atmosfery i promieniowanie) są sprzężone, a to sprzężenie musi być uwzględnione w modelach formowania się/ewolucji chmur. Chmury pierzaste tworzą się w pobliżu szczytu troposfery, gdzie temperatury są niskie (około 40°C niższe niż temperatura zamarzania wody). Chmury są zasilane parą z wierzchołków dużych układów konwekcyjnych przenoszonych poziomo przez ścinanie wiatru. Mogą istnieć zarówno ciecz, jak i lód, przy czym ciecz jest przechłodzona o ponad 30°C. Kryształki lodu mogą rosnąć do stosunkowo dużych rozmiarów (rzędu 100 μm) w miarę opadania. Kryształy lodu tworzące się w różnych temperaturach wytwarzają szeroką gamę nawyków krystalicznych, ale dominującymi formami są heksagonalne. Typowe kąty krystaliczne wynoszą 120? i 90°. Prowadzą one do cech halo, najczęściej występujących przy kącie rozpraszania 22°. Płaskie płyty mają tendencję do orientowania się w jednym kierunku podczas opadania ze względu na ich profil aerodynamiczny. Orientacja cząstek prowadzi do pewnych typów halo

Mikrofizyczne modele Wenus, Marsa, Tytana i planet olbrzymów

Wenus

Nasza wiedza na temat struktury chmur Wenus jest znaczna, dzięki obszernym pomiarom z wielu instrumentów na kilku sondach, które opadły przez atmosferę, a także zdalnych statków kosmicznych i instrumentów naziemnych. Modele mikrofizyki chmur muszą uwzględniać sprzężony skład chemiczny cząstek i gazu (oba zmieniają się wraz z wysokością), procesy fotochemiczne na szczycie atmosfery, profil temperatury atmosfery i transport pionowy spowodowany ruchami wirowymi i sedymentacją cząstek. Modele mikrofizyczne próbują odtworzyć obserwowaną chemię cząstek (roztwór kwasu siarkowego/wody, którego stężenie zmienia się wraz z wysokością, co określa temperatura) oraz rozkład wielkości i gęstość liczbową cząstek, które również zmieniają się wraz z wysokością. Pamiętając, że w atmosferze Wenus istnieją trzy główne warstwy chmur, najwyższa jest rządzona przez procesy fotochemiczne, które działają na dwutlenek siarki i wodę, tworząc chmurę kwasu siarkowego. Górna chmura jest bliska stanu stacjonarnego z niewielką zmiennością czasową. Wzrost cząstek odpowiada utracie przez sedymentację. Wzrost cząstek jest regulowany przez dostępny siarczan wytwarzany przez fotochemię. Dwutlenek siarki jest dostarczany przez transport pionowy spod chmur. W górnej chmurze obserwuje się dwumodalny rozkład wielkości, przy czym jeden mod ma promień modu 0,3 μm, a drugi promień modu 1 μm. Dolne i środkowe chmury powstają przez kondensację z istniejącej pary, a nie przez fotochemię, która napędza powstawanie cząstek w górnej chmurze. Dwa składniki pary (H₂SO₄ i H₂O) są obecne w różnych ilościach. Małe cząstki są obecne poniżej podstawy dolnej chmury i mogą służyć jako jądra kondensacji. Symulacje modelu pokazują, że dwoma najważniejszymi parametrami modelu są transport pionowy, scharakteryzowany przez profil dyfuzji wirowej, który jest funkcją wysokości (osiąga szczyt na wysokości 54 km w modelu) i mechanizm nukleacji. Uważa się, że mechanizm nukleacji jest połączeniem heterogenicznej nukleacji na nierozpuszczalnych rdzeniach i mechanizmu aktywacji na rozpuszczalnych (higroskopijnych) rdzeniach. Model numeryczny uwzględnia równowagę ciśnień pary H₂SO₄ i H₂O jako funkcję temperatury, dostarczanie pary poprzez dyfuzję wirową, szybkość utraty spowodowaną sedymentacją i ciągłość masy cząstek w miarę wzrostu cząstek. Model odtwarza zaobserwowany trójmodalny rozkład wielkości cząstek. Najmniejsze cząstki (mniejsze niż 0,6 μm) to nierozpuszczalne jądra. Największe cząstki (zwykle o promieniu 3-4 μm) to te, które tworzą jądra w pobliżu szczytu chmury. Podczas opadania rosną przez zderzenia i kondensację, stając się większe na niższych wysokościach.

Mars

Cząsteczki wody kondensują się na jądrach pyłu w atmosferze Marsa, tworząc chmury lodu wodnego. Obfitość wody nie jest wysoka, więc kondensacja lodu wymaga zarówno niskich temperatur, jak i dostępności jąder kondensacji pyłu. W bardzo niskich temperaturach dwutlenek węgla może kondensować się na cząsteczkach lodu wodnego. Zdjęcia z kosmosu oraz z lądowników Viking i Mars Pathfinder pokazały, że tworzenie się chmur lodowych na Marsie jest bardzo zmienne. Gdy Mars jest najdalej od Słońca, temperatury są niższe, a chmury lodowe są bardziej rozległe i częstsze. Jednak nawet w ciągu kilku tygodni misji Mars Pathfinder tworzenie się chmur w pobliżu miejsca lądowania było bardzo zmienne. Istnieje kilka głównych różnic między tworzeniem się chmur lodowych na Marsie i na Ziemi. Obfitość wody w atmosferze Marsa jest znacznie mniejsza niż na Ziemi. W rezultacie jest tak mało cząsteczek, że proces koagulacji można zignorować, pozostawiając nukleację, kondensację i sedymentację jako czynniki, które determinują tworzenie się chmur i rozkład wielkości cząstek. Najmniejsze cząsteczki mają taki sam rozmiar jak jądra kondensacji. Zdolność cząstek pyłu marsjańskiego do służenia jako miejsca nukleacji jest wysoce niepewna, ponieważ niewiele wiadomo o mineralogii, która ma silny wpływ na nukleację. Mogą być obecne minerały ilaste, które zazwyczaj są wydajnymi nukleatorami. Inne rodzaje minerałów są nieefektywne. Jednym ze sposobów uwzględnienia niepewności w modelowaniu tego procesu jest uczynienie parametru kontaktu parametrem modelu mikrofizycznego. Energia związana z tworzeniem się cząstek lodu jest proporcjonalna do współczynnika (2 + m)(1? m)², gdzie m jest parametrem kontaktu. Wartości m bliskie 1 (np. dla jodku srebra) zmniejszają energię tworzenia, co prowadzi do szybkiej nukleacji. Typowe cząstki gleby lądowej mają m bliskie 0,4. Modele mikrofizyczne, które wykorzystują profil temperatury określony przez instrumenty Mars Pathfinder, znajdują tworzenie się chmur lodowych w dwóch warstwach. Najwyższa znajduje się w zakresie wysokości 30-50 km. Druga warstwa tworzy się przy minimalnej temperaturze w pobliżu 10 km wysokości. Konkurencja między wzrostem przez nukleację i kondensację oraz strata przez sedymentację definiują rozkład wielkości. Cząstki w górnej warstwie mają średni promień w pobliżu 1,5 ?m, podczas gdy te w dolnej warstwie mają średni promień w pobliżu 2,5 μm.

Tytan

Podobnie jak w przypadku Ziemi, Wenus i planet olbrzymów, chmury lub mgła w stratosferze powstają w wyniku procesów fotochemicznych, podczas gdy te w troposferze powstają w wyniku kondensacji. Na najgłębszym poziomie powinny znajdować się chmury metanowe. Inne chmury kondensatu, prawdopodobnie o różnym składzie, mogą powstawać na poziomach pośrednich. Tworzenie się chmur metanowych w pobliżu minimalnej temperatury (poniżej 40 km wysokości) jest wysoce niepewne. Widma w podczerwieni z sondy Voyager zostały zinterpretowane przez niektórych jako sugerujące, że metan jest wysoce przesycony w pobliżu minimalnej temperatury. Nie może to mieć miejsca w obecności znacznej chmury, a zatem oznaczałoby to, że kondensacja występuje rzadko, tworząc duże cząsteczki lodu (lub cieczy w najniższych kilku km), które szybko opadają na powierzchnię (deszcz bez chmur). Ten scenariusz został zaproponowany przed interpretacją wysokiego globalnego przesycenia metanem. Tytan i Ziemia mogą się znacznie różnić pod względem liczby dostępnych jąder kondensacji, które mogą zainicjować tworzenie się cząstek. Na Ziemi jest wiele CCN wymieszanych z powierzchnią. Na Tytanie jedyny dostępny CCN może pochodzić z powolnej sedymentacji nadległej mgły fotochemicznej i innych kondensatów. Uważa się, że gęstość liczbowa z tego źródła jest dość niska w porównaniu do tej na Ziemi. Niska gęstość CCN prowadziłaby do mniejszej liczby cząstek, ale te, które się tworzą, mogą rosnąć przez kondensację do dużych rozmiarów (promienie większe niż 50 μm), ponieważ ich powstawanie w niewielkim stopniu przyczynia się do wyczerpania dostępnej pary. Zarówno modele mikrofizyczne, jak i ostatnie naziemne widma bliskiej podczerwieni sugerują nierównomierne i zmienne chmury dużego lodu metanowego lub cząstek cieczy, które tworzą się na wysokości około 15 km. Stratosferyczna mgła fotochemiczna Tytana składa się ze złożonych węglowodorów i nitryli. Punktem wyjścia dla tego procesu jest fotoliza metanu i azotu wysoko w atmosferze (powyżej 300 km wysokości). Chociaż proces jest powolny, w czasie geologicznym powinno zostać przetworzone wystarczająco dużo metanu, aby wytworzyć 100-metrowej grubości powierzchniowe złoża ciekłego etanu i stałego materiału organicznego, pod warunkiem, że dostępny jest powierzchniowy zbiornik metanu, który uzupełni to, co zostało zniszczone przez miliardy lat. Cząsteczki mgły są niewątpliwie złożonymi związkami organicznymi i nitrylami, chociaż nie wiadomo wystarczająco dużo, aby być bardziej konkretnym co do składu. Mikrofizyczne modele stratosferycznej mgły Tytana grupują procesy chemiczne prowadzące do powstawania kondensowalnych związków organicznych w jeden regulowany parametr, szybkość masowej produkcji cząsteczek tworzących aerozol na szczycie warstwy mgły. Zakłada się, że nukleacja jest inicjowana przez tworzenie małych skupisk cząsteczek, które rosną poprzez zderzenia. Modele obejmują ładowanie cząstek przez UV i zdarzenia związane z promieniowaniem kosmicznym. Ładunek jest parametrem swobodnym (liczba elektronów na jednostkę promienia cząstki) i służy do hamowania wzrostu poprzez koagulację. Tradycyjne modele mikrofizyczne zakładały, że cząstki pozostają kuliste podczas wzrostu. Byłoby to oczekiwane, gdyby cząstki były cieczą. Nowsze modele uwzględniają wyniki laboratoryjne i przewidywania teoretyczne, które sprzyjają cząstkom stałym. Gdy cząstki stałe zderzają się, przyklejają się do siebie, tworząc agregaty. Gdy agregaty zderzają się ze sobą, tworzą większe agregaty o naturze fraktalnej. Agregaty klaster-klaster mają wymiar fraktalny bliski 2 (w przeciwieństwie do sfer, które mają wymiar fraktalny 3). W pobliżu szczytu warstwy mgły (∿400 km) proces wzrostu zachodzi za pośrednictwem cząsteczek, które przyklejają się do pojedynczych cząstek. Poszczególne cząstki rosną do pewnego limitu rozmiaru określonego przez ciśnienie. Zarówno teoria, jak i obserwacja wskazują, że poszczególne cząstki lub monomery mają promienie bliskie 0,066 μm. Wzajemne zderzenia między monomerami powodują powstawanie klastrów i agregatów klaster-klaster, gdy cząstki się osadzają. Idea agregatu klaster może wyjaśnić połączenie silnej polaryzacji liniowej w świetle rozproszonym w pobliżu kąta rozpraszania 90? i silnego rozpraszania światła w kierunku do przodu.

Olbrzymie planety

Mikrofizyczne badania chmur kondensatu w troposferach olbrzymich planet opierają się na znanych zasadach opisujących wzrost poprzez kondensację, koagulację i koalescencję oraz utratę poprzez parowanie i sedymentację. Jednak te modele są niezwykle prymitywne, ponieważ liczba i skład potencjalnych jąder kondensacji chmur są nieznane. Ponadto powstawanie chmur zależy w dużym stopniu od dynamiki atmosfery, która nie jest brana pod uwagę. Nie ma żadnych pomiarów in situ, z wyjątkiem sondy Galileo, która znalazła niewiele cząstek na swojej ścieżce opadania przez zubożony w substancje lotne fragment atmosfery Jowisza. Niektóre modele mikrofizyczne przewidują, że chmury metanu na Uranie i Neptunie są 10-100 razy masywniejsze niż jakiekolwiek chmury na Ziemi. Jednak obserwacje wykazują bardzo małą masę chmury metanu. Brakuje dowodów obserwacyjnych na istnienie chmury wodnej, chociaż przeszkadzają wyższe chmury. Chmura amoniaku w górnej części troposfery na Jowiszu i Saturnie jest przewidywana na podstawie modeli mikrofizycznych jako słabo opadowa chmura podobna do ziemskich pierzastych chmur, a obserwacje są zgodne z tą ideą. Sprzężone fotochemiczne/mikrofizyczne modele chmur są w stanie uwzględnić głębokość optyczną i rozkład wielkości cząstek mgły węglowodorowej w stratosferach Urana i Neptuna, pod warunkiem, że szybkość produkcji masowej i ładunek cząstek są regulowanymi parametrami. Modele uwzględniają rozmiary cząstek (wszystkie submikronowe) i profile pionowe uzyskane z danych z sondy Voyager. Dyfuzja wirowa transportuje metan do górnej atmosfery, gdzie procesy fotochemiczne prowadzą do powstawania cząstek lodu diacetylenu, acetylenu i etanu, które kondensują się odpowiednio w pobliżu 0,1 mb, 2,5 mb i 14 mb. Gdy cząstki opadają do ciśnień większych niż 600 mb, odparowują wraz ze wzrostem temperatury. Polimery organiczne mogą również powstawać, prawdopodobnie poprzez fotochemię stanu stałego w oryginalnej cząstce lodu podczas okresu osiadania. Proces ten może odpowiadać za słabą absorpcję widoczną w odbitym świetle słonecznym

Przynależność do gromady

Nasza Galaktyka Drogi Mlecznej zawiera liczne układy gwiazdowe, których członkowie mają wspólne pochodzenie i są ze sobą powiązani grawitacyjnie. Galaktyczne GROMADY KULISTE i GALAKTYCZNE GROMADY OTWARTE są najważniejszymi przedstawicielami takich układów. Mniej widoczne są asocjacje gwiazd o niskiej gęstości i niezwiązane grawitacyjnie. Istnieje ścisłe powiązanie między gromadami otwartymi, asocjacjami i dyskiem galaktycznym, które jest łatwo widoczne na rozgwieżdżonym niebie. Jednak dysk galaktyczny jest bardzo bogaty w gwiazdy, tak że gromady otwarte i asocjacje, wyświetlane na tym tle, zaczynają się z nim mieszać. To mieszanie, lub innymi słowy zanieczyszczenie gromady przez gwiazdy dysku galaktycznego, staje się poważne przy słabszych wielkościach gwiazdowych. Radzenie sobie z zanieczyszczeniem gromady jest w zasadzie częścią problemu określania przynależności do gromady. Z drugiej strony galaktyczne gromady kuliste są tak bogate w gwiazdy, że przypadkowa gwiazda tła rzadko jest przyjmowana jako członek gromady. Może tak nie być, jeśli gromada kulista jest słabo zaludniona i/lub znajduje się w pobliżu centrum Galaktyki, gdzie gęstość gwiazd tła osiąga maksimum. Dlaczego musimy identyfikować członków gromady tak pewnie, jak to możliwe? Obserwacja GROMAD GWIAZD jest ważna dla porównania teorii EWOLUCJI GWIAZD i TWORZENIA SIĘ GWIAZD z obserwacjami. W rzeczywistości teoria ewolucji gwiazd dla gwiazd młodszych niż kilka miliardów lat opiera się niemal wyłącznie na obserwacjach otwartych gromad gwiazd i Słońca. Jeśli obserwacje gromady gwiazd są zanieczyszczone przez gwiazdy tła, nieuchronnie wpłynie to na DIAGRAM HERTZSPRUNGA-RUSSELLA (HR) gromady, a wyprowadzone średnie właściwości gromady mogą być błędne. Z kolei teoria formowania się gwiazd wymaga znajomości początkowej funkcji masy gwiazd (IMF), którą w zasadzie można wywnioskować z obserwacji gromad gwiazd. Ponownie, zanieczyszczenie wraz z kompletnością członkostwa w klastrze są kluczowymi kwestiami w próbie wyprowadzenia IMF. Warunkiem wstępnym do gruntownego badania dowolnego konkretnego klastra gwiazd i asocjacji jest ustalenie członkostwa, które samo w sobie jest cenne. Ustalenie członkostwa przedstawia paradoksalną sytuację. Z jednej strony koncepcja jest łatwa do zrozumienia, ale z drugiej strony praktyczna implementacja zajęła pokolenia astronomów i z pewnością zajmie w przyszłości. Ten paradoks jest czasami pomijany nawet przez pracowników w tej dziedzinie i nie jest odpowiednio uznawany przez innych wykorzystujących wyniki badań klastrów. Poniższa dyskusja ma przelotny związek z grupą metod statystycznych znanych jako techniki klastrowania, które są często stosowane w analizie rozkładów galaktyk. W przypadku gromad gwiazd podstawowym założeniem jest to, że ich istnienie jest zwykle dobrze ustalone, podczas gdy indywidualne prawdopodobieństwa członkostwa mogą nie być znane.

Prawdopodobieństwo przynależności

Ponieważ gromady gwiazd są rzutowane na pole gwiazdowe Galaktyki, zawsze mamy do czynienia z mieszanką dwóch populacji: gwiazd gromady (c) i gwiazd pola (f). Nie ma łatwo dostępnego kryterium, które dałoby nam jasne rozróżnienie między tymi dwiema populacjami. Dlatego możemy jedynie oszacować prawdopodobieństwo, p, przynależności gwiazdy do gromady, które można zdefiniować następująco:





gdzie F_c i F_f to pewne funkcje rozkładu (często nazywane funkcjami gęstości prawdopodobieństwa, pdf) odpowiednio dla gromady i pola. Funkcje te z kolei zależą od pewnych wielkości fizycznych i ich błędów charakteryzujących gwiazdy gromady i pola. Zasadniczo każde kryterium przynależności oparte na zjawiskach fizycznych lub innych jest przydatne, o ile pozwala na oddzielenie populacji gromady i pola w pewnym stopniu. Prawdziwa gwiazda gromady prawdopodobnie przejdzie wszystkie "filtry" ustawione przez różne podejścia, jeśli założenia są poprawne i bezstronne, podczas gdy oczekuje się, że gwiazda pola zawiedzie przynajmniej na jednym z nich. Zwykle gromady gwiazd odkrywano jako lokalne, rzutowane wzmocnienia gęstości gwiazd na niebie. Jako pierwszy krok można narysować wyimaginowany okrąg na niebie wokół takiego wzmocnienia i oświadczyć, że każda gwiazda w okręgu jest członkiem gromady. Niestety, przy słabszych wielkościach gwiazdowych podejście to prowadzi do słabych wyników. Jako przykład rozważmy przypadek stosunkowo bliskiej gromady otwartej Messier 39. Uzbrojeni w wiedzę a priori o prawdziwych członkach gromady, możliwe jest oszacowanie średniego prawdopodobieństwa, że każda gwiazda jest członkiem gromady o różnych pozornych wielkościach gwiazdowych w promieniu równym 15 minut łuku wokół środka gromady. W tabeli 1 prawdopodobieństwo przynależności do gromady wynoszące 75% oznacza, że 3/4 tych gwiazd jest członkami gromady, podczas gdy 1/4 to gwiazdy pola. Ponieważ jest to prawdopodobieństwo, nie możemy powiedzieć, które konkretne gwiazdy są członkami gromady. Oczywiście, im niższe prawdopodobieństwo, tym mniejsze szanse na znalezienie gwiazdy gromady w próbce.



Jak widać z tabeli , do V ∿11 mag liczba gwiazd gromady jest wystarczająco duża, aby pozwolić nam zignorować obecność gwiazd pola. Jednak przy słabszych wielkościach gwiazd członkowie gromady praktycznie znikają w morzu gwiazd pola. Jest to bardzo powszechny obraz w badaniach gromad otwartych. Na szczęście istnieje kilka cech, które różnią się dla gwiazd w gromadach i tych w polu galaktycznym. Na przykład, ze względu na ich wspólne pochodzenie i pole grawitacyjne, gwiazdy gromady znajdują się w ograniczonej objętości, rzadko przekraczającej 20 pc średnicy. W diagramie HR lub diagramie wielkości barwnej gwiazdy gromady znajdują się głównie w wąskim pasie wzdłuż ciągu głównego, z wyjątkiem bardzo młodych gromad otwartych, w których mniej masywne gwiazdy są rozproszone znacznie powyżej tak zwanego ciągu głównego zerowego wieku. Z drugiej strony, rozkład gwiazd pola galaktycznego na diagramie wielkości barwnej tworzy jedynie szeroki i rozproszony obłok. Ta różnica w wyglądzie diagramów wielkości barwnej jest jedną z często stosowanych metod wyznaczania gwiazd gromady z pola. Chociaż nigdy nie zajmuje się ona obliczaniem prawdopodobieństw przynależności, w istocie zwiększa prawdopodobieństwo przynależności en masse. Jednak schodząc do słabszych wielkości, zawsze istnieje krytyczny obszar diagramu wielkości barwnej, w którym gwiazdy pola zanieczyszczają diagram nie do poznania. Ironicznie, w chwili obecnej ten region zajmowany przez najsłabsze członki gromad gwiazd, takie jak białe i brązowe karły, znajduje się w centrum uwagi wielu astronomów z bardzo dobrych powodów. Obiekty te mogą zapewnić niezależną skalę wieku absolutnego i mogą ujawnić pewne sekrety formowania się planet. Najwyraźniej istnieje potrzeba wyprowadzenia rzeczywistych prawdopodobieństw przynależności do gromady, a nie tylko szacunków. Ruch dowolnej gwiazdy można podzielić na dwie mierzalne wielkości - prędkość styczną na niebie, czyli tak zwany ruch własny, oraz prędkość radialną wzdłuż linii wzroku. Te dwie prędkości są szeroko stosowane przy obliczaniu prawdopodobieństw przynależności i z pewnością wymagają dokładniejszego przyjrzenia się. W przypadku typowej gromady otwartej rozrzut ruchów gwiazd polowych jest w przybliżeniu do stu razy większy niż dyspersja prędkości ruchu wewnętrznego wokół środka masy gromady. Zasadniczo ta dysproporcja jest kluczem do określenia przynależności do gromady za pomocą ruchów gwiazd. Oczywiście każda gromada ma swój własny ruch systemowy w Drodze Mlecznej. Określenie przynależności jest znacznie łatwiejsze, jeżeli ruch ten znacząco różni się od średniego ruchu gwiazd polowych.

Ruch własny jako narzędzie do przynależności

Chociaż istnienie RUCHU WŁASNEGO jest znane od czasu jego odkrycia przez Edmonda Halleya w 1718 r., niełatwo jest zmierzyć ruch własny gwiazdy. Po pierwsze, ruchy własne są bardzo małe. Typową jednostką pomiaru ruchu własnego jest milisekunda łuku na rok (mas yr?1), a bardzo niewiele gwiazd ma ruchy przekraczające 1000 mas yr^-1. W świecie gromad, członkowie gromady Hiady posiadają największy ruch własny, około 100 mas yr^-1. Po drugie, standardowa naziemna technika określania ruchu własnego wymaga skoordynowanego, długoterminowego wysiłku obserwacyjnego. Tradycyjnie pozycje gwiazd mierzy się na dwóch lub więcej zestawach płyt fotograficznych wykonanych w różnych epokach obejmujących co najmniej kilka dekad. Następnie wszystkie zmierzone współrzędne są redukowane do wspólnego układu współrzędnych w ustalonej epoce, umożliwiając liniowy zależny od czasu wyraz współrzędnych dla każdej gwiazdy (znany również jako ruch własny) oprócz konwencjonalnych globalnych wyrazów wielomianowych. Niezawodność ruchu własnego jest charakteryzowana przez stosunek ruchu własnego do jego błędu standardowego. Zasada jest taka, że im dłuższy okres czasu, tym dokładniejszy ruch własny. Relatywnie łatwo jest uzyskać ruchy własne na poziomie dokładności 1 mas yr^-1, chociaż dokładności sub-mas yr^-1 nadal stanowią wyzwanie. Co więcej, dla większości gromad otwartych praktycznie nie ma dostępnego materiału wczesnych płyt, a jeśli już jest, płyty często nie zawierają wystarczająco słabych gwiazd. Znaczenie ruchu własnego w określaniu przynależności do gromady było rozumiane dawno temu, ale dokładne wykorzystanie ruchu własnego rozpoczęło się dopiero wraz z wprowadzeniem fotografii do obserwacji astronomicznych w ostatnich dekadach XIX wieku. Od tego czasu około 100 z 1200 znanych gromad otwartych ma przynajmniej jedno określenie ruchu własnego przy użyciu metody fotograficznej, w przeciwieństwie do około 500 gromad, dla których wykonano obserwacje fotometryczne. Szczególne miejsce w badaniach nad przynależnością do gromad zajmuje niedawna, bardzo udana misja HIPPARCOS i planowane przyszłe misje astrometrii kosmicznej, takie jak SIM, FAME i GAIA. Hipparcos wywarł znaczący wpływ na pobliską gromadę otwartą i przynależność do asocjacji oraz spis. Ze względu na oczekiwane dokładności położenia na niespotykanym dotąd poziomie mikrosekund łuku, przyszłe misje kosmiczne, FAME i GAIA, będą w stanie dostarczyć doskonałych informacji o przynależności dla praktycznie wszystkich zarejestrowanych gromad otwartych. Oczekuje się, że te przyszłe misje zrewolucjonizują badania Drogi Mlecznej, w tym gromad gwiazd. Jak powiedziano wcześniej, określenie przynależności przy użyciu ruchu własnego wykorzystuje fakt zupełnie różnych rozproszeń prędkości gwiazd gromady i gwiazd polowych. W praktyce jednak każde określenie ruchu własnego ma pewien błąd. Innymi słowy, prawdziwy ruch własny jest zawsze nieco rozmyty z powodu błędów pomiarowych i innych. Jeśli błędy te są porównywalne z rozproszeniem gwiazd polowych (zwykle około 5-10 mas yr^-1), a ruch systemowy gromady nie różni się znacząco od średniego ruchu gwiazd polowych, wówczas segregacja członków gromady jest niemożliwa. Rozważmy ponownie gromadę otwartą Messier 39, która ma dość dużą próbkę gwiazd o ruchach własnych z dokładnościami nieznacznie powyżej 1 mas yr^-1. Narzędziem roboczym do analizy ruchu własnego jest tak zwany diagram wektorowo-punktowy (VPD). Na tym diagramie z osiami zwykle zorientowanymi wzdłuż rektascensji i deklinacji, każda kropka jest końcem wektora ruchu własnego. Można zauważyć dwie populacje kropek: dużą koncentrację wokół (0,0) i mniejszą wokół (?6, ?16) mas yr. Ta ostatnia zasadniczo reprezentuje gwiazdy gromady. Ponieważ błędy są głównym źródłem dyspersji gwiazd gromady w VPD, rozkład gwiazd gromady jest bardzo zbliżony do rozkładu Gaussa. Dyspersja gwiazd pola jest spowodowana głównie rzeczywistym ruchem gwiazd galaktycznych, które, ogólnie rzecz biorąc, nie podlegają żadnemu prostemu rozkładowi; jednak superpozycja wielu mniejszych rozkładów o słabo znanej naturze daje rozkład, który wydaje się rozkładem Gaussa. Ten fakt jest wykorzystywany przez astronomów do obliczania prawdopodobieństw przynależności tylko z ruchów własnych w następujący sposób. Funkcje rozkładu ruchu własnego gromady i pola, F_c i F_f, są wyrażone jawnie jako dwa oddzielne rozkłady Gaussa z własnymi parametrami. Suma tych rozkładów, F_c + F_f, zasadniczo reprezentuje rozkład punktów wektorowych w VPD. Opracowano metody matematyczne pozwalające na znalezienie parametrów tych rozkładów. Gdy są już znane, łatwo jest obliczyć indywidualne prawdopodobieństwa przynależności przy użyciu równania (1). Drugi zestaw średnich prawdopodobieństw w tabeli pokazuje, jak dramatycznie średnie prawdopodobieństwo przynależności wzrasta przy słabszych wielkościach w porównaniu z prawdopodobieństwami mniejszej centralnej próbki gwiazd. Pomimo że obszar nieba objęty badaniem jest ponad dziesięciokrotnie większy, prawdopodobieństwa oparte na ruchu własnym nadal są bardzo wiarygodne, a co ważniejsze, takie prawdopodobieństwo jest podawane dla każdej gwiazdy w próbie. Te prawdopodobieństwa są całkowicie niezależne od jakichkolwiek przewidywań teorii astrofizycznej, na przykład tego, jak powinien wyglądać diagram kolor-wielkość gromady. To zapewnienie jest krytyczne w przypadku "dziwnych" gwiazd, takich jak niebieskie marudery, gwiazdy zmienne, gwiazdy podwójne i inne egzotyczne obiekty.



Rysunek przedstawia diagram kolor-wielkość dla wszystkich gwiazd w regionie Messier 39 (rysunek (a)). Górny ciąg główny gromady jest ledwo widoczny; Jednakże, dzięki pomocy ruchu własnego praktycznie wszystkie gwiazdy pola zniknęły (rysunek b)), a ciąg główny jest pięknie zarysowany. Z drugiej strony, ruch własny nie jest absolutnym kryterium przy decydowaniu o przynależności pojedynczej gwiazdy o szczególnym znaczeniu. Nawet wysokie prawdopodobieństwo przynależności, z samej natury prawdopodobieństw, pozostawia szansę dla gwiazdy pola. Dlatego, jeśli to możliwe, należy użyć innego kryterium, takiego jak prędkość radialna.

Prędkości radialne

Określenia PRĘDKOŚCI RADIALNEJ wykonuje się poprzez pomiar przesunięcia Dopplera w widmach gwiazd, tj. przesunięcia linii widmowych, Δλ, względem ich długości fali w spoczynku, ?0, jak określono na podstawie pomiarów laboratoryjnych. W klasycznym ujęciu przesunięcie to jest proporcjonalne do prędkości wzdłuż linii wzroku



gdzie c jest prędkością światła. Prędkości radialne gwiazd gromad otwartych, mierzone z układu słonecznego, rzadko przekraczają 10-20 km s^-1, stąd wymagana dokładność prędkości radialnych do ± 1 km s^-1 lub lepsza wymaga określenia przesunięcia długości fali z dokładnością do kilku części na milion, co stanowi wyzwanie nawet dla współczesnej spektroskopii. Najczęściej stosowaną techniką pomiaru prędkości radialnej jest korelacja krzyżowa obserwowanego widma z wysokiej jakości szablonem (optycznym lub syntetycznym) widma odniesienia. W ten sposób można to zrobić bezpośrednio, podczas obserwacji, jak w spektrometrze CORAVEL, lub numerycznie, używając spektrogramów CCD wykonanych dla jednej gwiazdy na raz, jak w projektach francusko-szwajcarskich ELODIE i CORALIE oraz cyfrowych prędkościomierzy opracowanych w Harvard-Smithsonian Center for Astrophysics, USA, lub dla wielu gwiazd jednocześnie. Najdokładniejsze prędkości radialne uzyskano, umieszczając komórkę absorpcyjną (HF lub jodową) przed spektrografem, ale ta technika wymaga wysokiego poziomu strumienia światła i jest głównie stosowana w polowaniu na planety pozasłoneczne wokół jasnych gwiazd. Widma gwiazd późnego typu (F-G-K) zawierają dużą liczbę linii absorpcyjnych metali o małej szerokości, co sprawia, że stosowanie technik korelacji krzyżowej jest stosunkowo łatwe. Wyjaśnia to, dlaczego zdecydowana większość gwiazd gromady mających precyzyjne prędkości radialne jest późnego typu widmowego. Ze względu na niedobór cech widmowych połączony z ich silną zależnością od warunków fizycznych w ATMOSFERACH GWIAZDOWYCH i często dużymi prędkościami obrotowymi gorących gwiazd, znacznie trudniej jest zmierzyć prędkości radialne wczesnych gwiazd typu O, B i A, które zazwyczaj są najjaśniejsze w gromadach otwartych. Ostatnie postępy w modelowaniu atmosfer gwiazdowych i dostrajaniu tych modeli do rzeczywistych parametrów fizycznych gwiazdy obiecują wkrótce zamknąć tę lukę. Rysunek 3 przedstawia rozkład prędkości radialnych w gromadzie otwartej NGC 188. W pewnym sensie przypomina diagram wektorowo-punktowy, choć tylko w jednej współrzędnej. W zasadzie możliwe jest modelowanie rozkładów gwiazd gromady i pola, ale istnieją dwie przeszkody. Po pierwsze, pomiary prędkości radialnej są niedostępne dla teleskopu, a zatem próbki gwiazd są zawsze zoptymalizowane tak, aby obejmowały maksymalną liczbę potencjalnych członków gromady. Innymi słowy, taki wybór jest w dużym stopniu stronniczy w kierunku członków gromady. Powoduje to poważne niedoreprezentowanie gwiazd polowych i w konsekwencji podważa podstawy statystyczne do obliczania prawdopodobieństwa przynależności. Po drugie, około połowa lub nawet więcej członków gromady może być układami podwójnymi (niektóre są nawet układami potrójnymi). Ruch orbitalny wywoła zależne od czasu przesunięcie względem średniego ruchu układu podwójnego. Aby wykryć takie przesunięcie ruchu, obserwacje muszą obejmować znaczną część okresu orbitalnego. Jeśli przesunięcie nie zostanie wykryte, gwiazda może zostać błędnie sklasyfikowana jako gwiazda polowa. Chociaż może się to wydawać irytujące dla określenia przynależności do gromady, większość badaczy preferuje układy podwójne, ponieważ dostarczają one tak podstawowych danych astronomicznych, jak masy, promienie i jasności, i mają głęboki wpływ na historię formowania się gwiazd i dynamiczną ewolucję układów gwiezdnych (patrz także GWIAZDY PODWÓJNE W GROMADACH KULISTYCH). Z tych powodów ustalenie przynależności do gromady na podstawie prędkości radialnych jest jak dotąd ograniczone do prostego podziału gwiazd na członków gromady i nie-członków, w zależności od tego, czy ich prędkości radialne mieszczą się w oknie 3σ wokół średniej prędkości radialnej gromady. Niemniej jednak nawet tak prymitywne członkostwo w połączeniu z członkostwem na podstawie ruchów własnych dość skutecznie odsiewa gwiazdy polowe. Do tej pory około 200 gromad otwartych ma jakieś pomiary prędkości radialnej, głównie dla gwiazd gałęzi olbrzymów. Tylko kilkanaście z nich, głównie pobliskich gromad, ma pomiary dla gwiazd ciągu głównego, ale szybko się to poprawia dzięki nowym postępom w projektowaniu spektrografów wieloobiektowych i dostępności dużych teleskopów.

Członkostwo w asocjacjach

Członkostwo w asocjacjach gwiazdowych stanowi prawdziwe wyzwanie dla każdego, kto próbuje je określić. Najczęściej występują tzw. ASSOCJACJE OB. Asocjacje te to grawitacyjnie niezwiązane układy gwiazd, rozpoznawalne po pewnym nadmiarze gęstości gwiazd typu widmowego O i B na tle nieba i małej dyspersji prędkości wewnętrznej. Ta ostatnia nie przekracza kilku km s^-1, w związku z czym asocjację można wykryć za pomocą wspólnej kinematyki jej członków, choć w sposób mniej spójny niż w przypadku gromad gwiazd. Ponieważ asocjacje obejmują dziesiątki do setek stopni kwadratowych na niebie przy ekstremalnie niskiej gęstości (kilka gwiazd na stopień kwadratowy), przed misją Hipparcos informacje o członkostwie były ograniczone do jasnych gwiazd i nawet one nie były wiarygodne. Pomiary Hipparcos idealnie nadają się do określania członkostwa w pobliskich asocjacjach OB w odległości ≈650 pc. Duży zasięg przestrzenny asocjacji skłania badaczy do stosowania tzw. techniki ruchomych klastrów. Wszystkie gwiazdy asocjacyjne poruszają się tak, że oddalająca się asocjacja zbliża się do miejsca na niebie znanego jako punkt pokrycia. W przypadku asocjacji jest to tylko częściowo prawdą, ponieważ ruchy gwiazd są lekko rozbieżne. Najwyraźniej dyspersja prędkości prostopadła do kierunku ruchu asocjacji jest po prostu kombinacją wewnętrznej dyspersji prędkości splecionej z błędami obserwacyjnymi. Rozkład tej dyspersji prędkości jest używany do obliczania prawdopodobieństw przynależności dla asocjacji. Dzięki pojawieniu się paralaks Hipparcosa i ruchów własnych możliwe jest wyprowadzenie eliptycznego cylindra prawdopodobieństwa przynależności w trójwymiarowej przestrzeni prędkości, co stanowi tzw. metodę "spaghetti" wprowadzoną przez holenderskich astronomów. Teraz znany jest znacznie lepszy spis zawartości gwiazd w asocjacjach gwiezdnych z dokładnością do 1 kpc od Słońca.

Gromady kuliste

Głównym celem astrometrii gromad kulistych jest określenie absolutnych ruchów własnych, które pozwalają obliczyć orbity. Wiedza o orbitach jest kluczowa dla zrozumienia zawartości i właściwości przypuszczalnie dość heterogenicznego układu gromad kulistych, z których niektóre zostały prawdopodobnie uchwycone podczas zdarzeń łączenia się galaktyk. Do identyfikacji potencjalnych gwiazd pola rzutujących na gromadę wymagane są bardzo precyzyjne względne ruchy własne. W ten sposób materiał płytki refraktora Yerkesa wytworzył czyste próbki gwiazd gromad w kilkunastu gromadach kulistych. Ponieważ gromady kuliste są dość odległymi obiektami, na starych płytach fotograficznych widoczne są tylko górne części diagramu kolor-jasność gromady. Oczekuje się, że archiwalne klatki CCD Teleskopu Kosmicznego Hubble′a (HST) będą przydatne w przeprowadzaniu głębokich badań przynależności w gromadach kulistych. Dokładność położenia na klatkach HST CCD jest wystarczająco wysoka, aby osiągnąć poziom dokładności sub-mas yr^-1 dla ruchów własnych w ciągu kilku lat, co jest niemożliwe w przypadku obserwacji naziemnych.

Gromady osadzone

To klasa bardzo młodych gromad otwartych otoczonych grubymi obłokami gazu molekularnego i pyłu, prawdopodobnie pozostałościami po formowaniu się gwiazd. Zazwyczaj te obłoki blokują większość światła gwiazd. Jednak w długościach fal bliskiej podczerwieni obłoki stają się dość przezroczyste. Dzięki pojawieniu się panoramicznych detektorów bliskiej podczerwieni możliwe jest próbkowanie pobliskich (d < 1 kpc) osadzonych gromad do i znacznie poniżej granicy spalania wodoru. Takie gromady są idealnymi miejscami do badania początkowej funkcji masy gwiazd (IMF), ponieważ ewolucja gwiazd i efekty dynamiczne minimalnie zmieniły zawartość i masę osadzonych gromad. Z drugiej strony, nawet w podczerwieni wygaszanie w kierunku członków gromady może być nierównomierne, co w połączeniu z emisją spowodowaną obecnością dysków okołogwiazdowych i innych pozostałości formowania się gwiazd sprawia, że określenie masy jest dość trudne. W przypadku garstki dobrze zbadanych osadzonych gromad, przynależność do gromady nadal nie jest dostępna z kilku powodów. Po pierwsze, gęstość gwiazd w tych gromadach jest znacznie wyższa niż w otaczającym polu, co pozwala na zastosowanie prostego statystycznego odejmowania gwiazd polowych. Po drugie, przedział czasowy między pierwszymi i drugimi ramkami matrycy obrazowej epoki jest obecnie zbyt krótki, aby wyprowadzić wiarygodne ruchy własne. Ponadto całe pole ASTRONOMII PODCZERWIENI szybko ewoluuje, a przyszłe instrumenty najprawdopodobniej zapewnią nowe sposoby znajdowania przynależności do gromady. Alternatywna metoda przynależności Słaby koniec sekwencji gromad na diagramie HR jest niezmiennie zanieczyszczony gwiazdami polowymi z powodu kilku pogarszających się okoliczności. Po pierwsze, funkcja jasności gromady (w istocie liczba gwiazd na jednostkę wielkości gwiazdowej) w okolicach jasności Słońca i słabszych staje się płaska, głównie z powodu efektu dynamicznego "odparowywania" gwiazd gromady. Z drugiej strony, funkcja jasności gwiazdy pola stale rośnie. W tej sytuacji obserwowany stosunek gwiazd gromady do gwiazd pola gwałtownie spada, podobnie jak prawdopodobieństwo przynależności. Po drugie, przy słabych wielkościach przynależność jest wyraźnie niewystarczająca z powodu płytkiej granicznej wielkości starej płyty i niedopuszczalnie niskich poziomów strumienia światła dla pomiarów prędkości radialnej. Okazuje się, że większość młodych gwiazd typu widmowego A i późniejszych ma znaczną aktywność koronalną, widoczną w promieniach rentgenowskich. Satelita rentgenowski ROSAT, działający w latach 1990-1998, był głównym instrumentem do mapowania "miękkiego" (0,1-2,4 KeV) nieba rentgenowskiego. Szybko zdano sobie sprawę, że prawie wszystkie pobliskie gromady w wieku Plejad i młodsze powinny być widoczne na rentgenowskim "niebie" ROSAT, a te pozytywne identyfikacje mogą być wykorzystane jako cenne kryterium przynależności. Korzystając z danych ROSAT, prawie tuzin otwartych gromad ma swoje listy członkostwa znacznie powiększone na słabym końcu. Chociaż nie jest do końca jasne, czy wszystkie słabsze gwiazdy gromady mają taką aktywność rentgenowską, jest to mimo wszystko potężna alternatywna technika określania przynależności, uzupełniająca klasyczne metody kinematyczne. Być może jej potencjał nieco maleje w obszarach pobliskich asocjacji OB, gdzie frakcja gwiazd jasnego pola rentgenowskiego jest wyższa.

Przyszłość

Pomimo ogromnego wysiłku włożonego w określenie przynależności do gromady gwiazd i asocjacji, wciąż jest wiele do zrobienia. Nie jest znany żaden gromad, w przypadku którego rozpoznaliśmy wszystkich członków gromady. Aby jeszcze bardziej skomplikować sprawę, obserwacje Hipparcos ujawniły szereg gwiazd gromady poza promieniem pływowym najbliższych gromad otwartych. Promień pływowy to odległość, po przekroczeniu której gromada traci swoje gwiazdy z powodu galaktycznych sił pływowych grawitacyjnych. Oznacza to, że należy wykorzystać badania ruchu własnego całego nieba i paralaksy, takie jak planowana misja GAIA, aby uzyskać decydujące i kompletne członkostwo w gromadzie lub asocjacji. Paralaksa dostarczy dotychczas brakującą współrzędną pozycyjną - odległość. Przynależność do gromady można rygorystycznie wyprowadzić tylko przy użyciu pełnego zestawu trzech współrzędnych pozycyjnych i trzech składowych prędkości, które w porównaniu z energią potencjalną gromady ostatecznie określają, czy gwiazda prawdopodobnie będzie związana z gromadą. Natychmiastowa dokładność pozycyjna planowanych misji astrometrycznych jest tak wysoka, że osiągnięcie najlepszej dokładności ruchu własnego Ziemi zajęłoby zaledwie kilka miesięcy, w przeciwieństwie do kilku dekad, które były potrzebne wcześniej.

Procesy bezkolizyjne w plazmach astrofizycznych

Plazmy, zwane również czwartym stanem materii, aby odróżnić je od ciał stałych, cieczy i elektrycznie obojętnych gazów, są zjonizowanymi gazami. Oznacza to, że ich energia cieplna przekracza pierwszy potencjał jonizacji, tak że znaczna część ich atomów (lub cząsteczek) jest zjonizowana, chociaż nawet przy niższych energiach cieplnych znaczna jonizacja w gazie może być również wytwarzana przez inne procesy, na przykład przez promieniowanie zewnętrzne. Oznacza to również, że plazmy składają się z wolnych naładowanych cząstek, na ogół dodatnio naładowanych jonów i ujemnie naładowanych elektronów. Wyjątkami od tej ogólnej zasady są "plazmy grawitacyjne", które są rozcieńczonymi gazami obojętnymi wystawionymi na działanie pola grawitacyjnego lub zachowującymi się pod wpływem własnej grawitacji i wykazującymi podobieństwo do zwykłych plazm. Inne wyjątki to plazmy zbudowane z elektronów i pozytonów, dodatnio i ujemnie naładowanych jonów, pyłowe plazmy, w których ziarna pyłu mogą przenosić dowolną ilość i dowolny znak ładunku, elektrosłabe plazmy, w których oddziaływanie jest pośredniczone przez masywne bozony W i Z zamiast fotonów i wreszcie chromodynamiczne plazmy, które składają się z asymptotycznie swobodnych kwarków i gluonów. Wszystkie takie "plazmy" można znaleźć w przestrzeni kosmicznej w różnych miejscach i w różnych kosmologicznych czasach, w zależności od dostępnych oddziaływań lub energii cieplnych. Na przykład, krótko po Wielkim Wybuchu, około 10^-10 s, plazma znajdowała się w stanie elektrosłabym. Przy temperaturze przejścia poniżej 100 GeV w jednostkach energii w tym czasie bozony W, Z stały się fotonami. Podobnie, przed około 10^-4 s temperatura kosmologiczna była wystarczająco wysoka, aby umożliwić chromodynamiczny stan plazmy, czasami nazywany zupą kwarkowo-gluonową. Gdy temperatura spadła poniżej energii wiązania jąder, jądra zamarzły. W temperaturach znacznie poniżej 0,5 MeV po kilku sekundach plazma stała się zwykłą plazmą. To jest stan, z którym mamy tu do czynienia. Zwykła plazma była powszechna we wszechświecie od tamtego czasu aż do dziś. Jednak do około 300 000 lat po Wielkim Wybuchu cała zwykła materia we wszechświecie znajdowała się w stanie plazmy. Po odłączeniu materii od światła mniej więcej w tym czasie stan plazmy nadal występuje w wielu, choć tylko w zlokalizowanych regionach, i nie ma już pochodzenia kosmologicznego. Dlatego dzisiaj twierdzenie, że prawie cała materia we wszechświecie byłaby w stanie plazmy, należy traktować ostrożnie. Duża jej część jest w stanie plazmy, w szczególności większość gorącej materii, ale zdecydowanie nie cała. Jest to tym bardziej prawdziwe, że nie mamy jeszcze pojęcia, z czego tak naprawdę składa się prawdopodobnie największa ilość grawitującej materii we wszechświecie, tajemnicza ciemna materia. Quasineutralność i ekranowanie Ponieważ jonizacja wytwarza równe ładunki o przeciwnych znakach, rzeczywiste plazmy są quasineutralne. Oznacza to, że patrząc z zewnątrz, plazma niesie zerowy ładunek całkowity (elektryczny). Osadzenie plazmy w zewnętrznym polu elektrycznym lub oddzielenie jednego ze składników ładunku zmienia plazmę w plazmę nieobojętną o zupełnie innym zachowaniu. Patrząc od wewnątrz, plazma wcale nie jest elektrycznie obojętna. Wynika to z dużej ruchliwości nośników ładunku, z których jest zbudowana. Każda cząstka, elektron lub jon, znajduje się w szybkim ruchu cieplnym. Reprezentuje mikroskopijny element gęstości ładunku, mikroskopijny element prądu i ze względu na swój ruch mikroskopijny element promieniującej anteny. Jest zatem źródłem pola elektromagnetycznego. Z tego powodu plazma podlega nie tylko ruchomym ładunkom, ale także silnie fluktuującym polom elektromagnetycznym we wszystkich skalach czasowych i przestrzennych. Te pola elektromagnetyczne działają na każdy z ładunków w plazmie, nadając plazmie jej charakterystyczne właściwości, które odróżniają ją od innych stanów materii. Quasineutralność jest ważną właściwością. Oznacza to, że objętość plazmy, średnio, niesie równą liczbę przeciwnych ładunków. Jednak ze względu na ich różne masy, jony i elektrony są zwykle w zasadniczo różnych stanach ruchu, przy czym jony są prawie nieruchome, a elektrony poruszają się bardzo szybko. Oznacza to, że średnio wiele elektronów przechodzi blisko jonu, tym samym osłaniając pole elektryczne jonu od reszty plazmy. Z równania Poissona dla gęstości ładunku wynika zatem, że pole elektryczne ładunku jonu +e, z ładunkiem elementarnym e, który niesie, nie jest odczuwalne poza odległością λ_D = v_e/ω_pe = (ε₀k_BT_e/n₀e²)^1/2 od jonu. Potencjał elektryczny Φ(r) jonu jako funkcja odległości radialnej r od jonu w otaczającej chmurze elektronowej przyjmuje zależność Φ(r) = (e/4πε₀r) exp(-r/λ_D). Zależność 1/r jest zwykłym prawem Coulomba, podczas gdy wykładnik opisuje ekranowanie. Ta odległość ekranowania λ_D jest tak zwaną długością Debye′a. Można ją zapisać jako stosunek prędkości termicznej elektronu v_e = (2k_BT_e/m_e)^1/2 i częstotliwości plazmy elektronowej ω_pe = (n₀e²/ε₀m_e)^1/2 i w ten sposób zależy od temperatury elektronów T_e i średniej gęstości plazmy n₀ (k_B,m_e, ε₀ to odpowiednio stała Boltzmanna, masa elektronu i stała dielektryczna wolnej przestrzeni).

Klasyfikacja

Plazmy można klasyfikować według ich gęstości liczbowej. Im gęstsza plazma, tym większe prawdopodobieństwo, że cząstki zderzą się ze sobą. Procesy plazmowe w warunkach częstych zderzeń nazywane są kolizyjnymi. Gdy zderzenia są rzadkie lub praktycznie nie występują, nazywane są bezkolizyjnymi. Czasami tę terminologię stosuje się do samej plazmy, ale należy pamiętać, że oznacza to, że procesy zachodzące są albo wolniejsze, albo szybsze niż typowy czas między zderzeniami binarnymi w plazmie. W tym duchu stopień kolizyjności jest definiowany w odniesieniu do danej skali czasu. Dlatego nie jest to ścisła definicja. Ze względu na dostępne długie skale czasowe, wiele plazm astrofizycznych można uznać za kolizyjne. Jednak dla dużej klasy wystarczająco rozcieńczonych plazm, nawet w astrofizyce, skale czasowe są wystarczająco krótkie, aby te plazmy można było zakwalifikować jako plazmy bezkolizyjne. Bezkolizyjne procesy plazmowe zachodzą w wiatrach gwiazdowych i ośrodku międzygwiazdowym, w plazmach obłoków molekularnych, atmosferach gwiazd, różnych magnetosferach namagnesowanych gwiazd, plazmach strumieniowych i w niektórych obszarach dysków akrecyjnych. Ponadto większość procesów prowadzących do fal uderzeniowych w astrofizyce, które są widoczne w emisji optycznej lub rentgenowskiej, należy do klasy procesów bezkolizyjnych lub w skrócie do plazm bezkolizyjnych. Uważa się również, że środowisko czarnych dziur zawiera w dużej mierze plazmy, które są wolne od kolizji dla procesów tam zachodzących. Ścisła definicja procesu bezkolizyjnego w plazmie jest następująca. Biorąc pod uwagę skalę czasową ? rozpatrywanego procesu i typową częstotliwość v_c = 1/τ_c zderzeń binarnych między cząstkami tworzącymi plazmę, tj. odwrotność czasu ?_c między dwoma takimi zderzeniami, plazmę nazywamy bezkolizyjną, gdy ?v_c > 1. Aby określić stopień kolizyjności plazmy, należy zatem znać zarówno częstotliwość zderzeń Spitzera-Coulomba ?_c, jak i typową skalę czasową procesu.

Skale czasu relaksacji

Narzuć niejednorodność lub, w przeciwnym razie, jakiekolwiek odchylenie od równowagi termicznej na plazmę. Ze względu na wysoce dynamiczny stan plazmy takie odchylenia będą łatwo się relaksować, próbując pozbyć się nadmiaru energii i dążąc do powrotu do warunków równowagi. Równowagi są określane przez szczegółowy bilans sił. W plazmie, w szczególności w plazmie bezkolizyjnej, taki bilans sił nie jest trywialnie osiągany. Zgodnie z mechaniką statystyczną, w równowadze termodynamicznej funkcja rozkładu powinna mieć kanoniczną formę rozkładu energii Boltzmanna. W przestrzeni prędkości rozkład ten przyjmuje formę funkcji rozkładu w kształcie dzwonu Maxwella. Każde odchylenie od tego rozkładu będzie miało tendencję do rozmazywania się w pewnym czasie relaksacji, aż rozkład powróci do rozkładu Boltzmanna. Charakterystyczne czasy relaksacji różnych możliwych procesów relaksacji można obliczyć z równania Fokkera-Plancka, które opisuje ewolucję funkcji rozkładu nierównowagowego w kierunku równowagi termicznej. Najważniejszym czasem relaksacji jest czas zbliżania się do funkcji rozkładu równowagi Maxwella. Istnieje typowa relacja między czasami zbliżania się elektronów i jonów do takiej równowagi, którą można zapisać jako



Pokazuje to, że elektrony same w sobie, ze względu na ich wysoką ruchliwość, relaksują się po czasie τ_ee, który jest szybszy o pierwiastek stosunku masy elektronów do jonów niż czas, którego jony potrzebują, aby się zrelaksować do stanu równowagi. Podobnie, jony relaksują się szybciej o ten sam stosunek, niż cała plazma, złożona z jonów i elektronów, potrzebuje, aby osiągnąć jedną wspólną temperaturę dla jonów i elektronów. Z tego powodu elektrony często można opisać za pomocą izotropowych rozkładów Maxwella, podczas gdy elektrony i jony mogą mieć zasadniczo różne temperatury. Ta wymiana energii między różnymi składnikami plazmy zależy od liczby zderzeń, których doświadczają cząstki. Ze względu na stosunkowo długi zasięg oddziaływania Coulomba w wysoce rozrzedzonych i gorących plazmach, takich jak plazmy astrofizyczne, oraz ze względu na ogólnie długie astronomiczne skale czasowe, plazmy astrofizyczne w dużych skalach przestrzennych i czasowych mogą czasami nie być naprawdę bezkolizyjne. Częstotliwość zderzeń jest zdefiniowana jako v_c = σ_cn₀⟨v⟩ , gdzie σ_c jest przekrojem czynnym na zderzenia, a v jest średnią prędkością cząstek. Problemem jest znalezienie wyrażenia na σ_c. W rozcieńczonej plazmie, w której wszystkie cząstki oddziałują tylko za pośrednictwem sił Coulomba, reżimu stosowanego do plazm astrofizycznych, przekrój czynny na zderzenia jest odwrotnie proporcjonalny do czwartej potęgi prędkości termicznej cząstek. Stąd częstotliwość zderzeń staje się v_c ∝ n₀/T^3/2. Tak więc liczba zderzeń na sekundę szybko maleje wraz ze wzrostem temperatury T (zwykle temperatury elektronów, która w wielu przypadkach jest wyższą z dwóch, temperatur elektronów T_e i jonów T_i) i ze spadkiem gęstości. To gorące, rozcieńczone plazmy mają tendencję do bycia bezkolizyjnymi. Stąd zarówno czas relaksacji kolizyjnej τ_c = v^-1_c, jak i średnia droga swobodna cząstek, λ_mfp = ⟨v⟩ /v_c = (n₀σ_c)^-1 zwiększają się, gdy T^3/2 wraz z temperaturą. Podobnie do powyższego czasu kolizji można zdefiniować czas relaksacji dla wymiany energii τ,sub>W = W|dt/dW|, gdzie W jest energią cząstki, czas relaksacji τ_M dla powrotu małego odchylenia funkcji rozkładu do funkcji Maxwella i czas relaksacji τ_eq dla elektronów i jonów w celu osiągnięcia równowagi temperaturowej. Typowe wartości częstotliwości kolizji i skal czasu relaksacji dla różnych plazm astrofizycznych podano w tabeli 1. Są one oparte na powyższych częstotliwościach kolizji binarnych. W obecności pola elektrycznego E cząstki doświadczają przyspieszenia lub spowolnienia. W przypadku bardzo szybkich cząstek, jak wspomniano powyżej, termin tarcia nie może już zapobiec ucieczce cząstek w polu elektrycznym. Takie pola elektryczne występują w ograniczonych obszarach przestrzennych. Ułamek elektronów, które uciekają, jest podany przez



gdzie E_D ≈ ? 4 × 10sup>-10Zn_eT^-1_e jest polem elektrycznym Dreicera, innym podstawowym parametrem plazmy. W przypadku małych pól elektrycznych żadne cząstki nie uciekną, ale im większe staje się pole elektryczne, tym więcej cząstek ucieknie z kolizyjnego ograniczenia i opuści pozycję, aby utworzyć wiązki lub rozszerzone ogony na funkcji rozkładu.

Opis plazmy

Plazma bez kolizji musi być traktowana w ramach pełnej teorii kinetycznej. Oznacza to, że należy rozwiązać łączony układ równań Vlasova-Maxwella zarówno dla elektronów, jak i jonów. Ten układ równań jest niezwykle skomplikowany. Równanie Vlasova jest bezkolizyjnym równaniem Boltzmanna dla jednej cząstki, które, biorąc pod uwagę hamiltonian H(p, x, t) i definiując funkcję rozkładu prawdopodobieństwa jednej cząstki f (p, x, t), jest



gdzie nawiasy klamrowe są nawiasami Poissona, a p = mγ_rv jest pędem cząstki, γ_r relatywistycznym współczynnikiem γ, v prędkością cząstki i x położeniem. Jawna wersja tego równania zaniedbująca grawitację staje się



gdzie ∇_v ≡ ∂/∂_v jest gradientem w przestrzeni prędkości. Pola elektryczne i magnetyczne pojawiające się w równaniu są powiązane z funkcją dystrybucji f poprzez wyrażenia



dla gęstości ładunku elektrycznego ?_q i prądu j. Wchodzą one do równań elektrodynamicznych (Maxwella)



Rozwiązania tego niezwykle skomplikowanego zestawu równań można znaleźć tylko w najprostszych przypadkach. Jednak gdy jedna z fizycznych skal czasowych jest znacznie dłuższa niż czasy relaksacji, zderzenia są wystarczająco częste, aby umożliwić opis płynu. W takim opisie zmienne płynu (gęstość n, prędkość objętościowa u, tensor ciśnienia P itd.) są definiowane jako momenty wznoszące



W takich warunkach plazmę można poddać obróbce w ramach podejścia MAGNETOHYDRODYNAMIC (MHD), które jest ściśle ważne tylko w stanie silnie kolizyjnym. Bezkolizyjne MHD jest, ściśle mówiąc, sprzecznością samą w sobie, gdy jest stosowane do plazmy, mimo że znalazło szerokie zastosowanie i doprowadziło do wielu przydatnych wyników. Opis płynny może również wynikać z bezkolizyjnych plazm, gdy działa pewien proces porządkowania, który zmusza cząstki do zachowywania się jak płyn. Wirowanie wokół silnego pola magnetycznego może mieć taki efekt. Prowadzi to następnie, w pewnych warunkach, do tak zwanej anizotropowej MHD Chewa-Goldbergera-Low. Ponadto, bezkolizyjne plazmy bardzo często generują wewnętrzne korelacje, oddziaływania turbulentne i inne efekty, które zmuszają cząstki plazmy do wywierania kolektywnego zachowania. W takich przypadkach zwykłe zderzenia binarne są zastępowane przez tak zwane zderzenia "anomalne", które mogą również umożliwiać opis płynny. Zderzenia anomalne są konsekwencją turbulencji fali plazmowej.

Uogólnione prawo Ohma

Ze względu na ogromne różnice mas między elektronami i jonami m_e/m_i = 1/1836, czasami wygodnie jest brać pod uwagę tylko dynamikę jonów. Dotyczy to rozważania procesów, które zmieniają się w znacznie dłuższej skali czasu τ = ω^-1 niż czas oscylacji plazmy elektronowej ω^-1_pe lub ω << ω_pe. W tym przypadku dynamika elektronów częściowo oddziela się od dynamiki jonów. Równanie pędu elektronów można następnie wykorzystać jako równanie definicji pola elektrycznego. Przekształcając je w celu wyrażenia E poprzez wielkości elektronów otrzymujemy



które jest rozszerzoną formą prawa Ohma. Tutaj u jest prędkością objętościową, a P tensorem ciśnienia. Wprowadzając gęstość prądu j = e(u_i- u_e), równanie przyjmuje zwykłą formę



Tutaj u jest dobrym przybliżeniem prędkości środka masy, η = v_c/ε₀ω²_pe rezystywności, a drugi człon po prawej stronie jest członem Halla. W plazmie bezkolizyjnej pierwszy człon znika, a prawo Ohma jest w całości rządzone przez człon Halla, gradient ciśnienia elektronów i bezwładność elektronów w dwóch ostatnich członach, podczas gdy lewa strona równania opisuje właściwość zamrożenia szeroko stosowaną w MHD. Człony po prawej stronie prawa Ohma modyfikują ten warunek w dużym stopniu w rzeczywistej plazmie bezkolizyjnej. Człon Halla wprowadza efekty niekoplanarności, heliczności i anizotropii, podczas gdy gradienty ciśnienia, a w szczególności człony bezwładności, mogą naruszać stan zamrożenia.

Właściwości plazmy bezkolizyjnej

Zaniedbanie zderzeń w plazmie oznacza, że plazma jest idealnie przewodząca. Nie należy jednak mylić tego z plazmą nadprzewodzącą. Wręcz przeciwnie, idealne plazmy mogą zawierać pola magnetyczne, a tych pól nie można wyrzucić z plazmy, ponieważ są one zamrożone w plazmie. Aby wyciągnąć pole magnetyczne, stan zamrożenia musi zostać przerwany przynajmniej lokalnie przez generowanie anomalnych rezystywności, które niszczą niekolizyjność.

Koncepcja zamrożenia

Właściwość zamrożenia wynika z uniwersalnej ważności prawa Faradaya ∇ × E = -∂B/∂t nawet dla plazmy oraz z (uproszczonego) prawa Ohma E + u × B = ηj. To ostatnie daje proporcjonalność między polem elektrycznym E a gęstością prądu j. Współczynnik to rezystywność η = m_e?_c/n₀e², która sama wzrasta wraz z częstotliwością zderzeń. Lewa strona prawa Ohma jest prostą konsekwencją transformacji Lorentza w ruchomych ośrodkach. Wzięte razem te dwa równania prowadzą do podstawowego równania indukcji dla przewodzącego i ruchomego ośrodka, takiego jak plazma:



Równanie to pokazuje, że dla η → ∞ pole magnetyczne w plazmie poruszającej się z prędkością v jest równe zeru, co oznacza, że w poruszającym się układzie odniesienia pole magnetyczne nie zmienia się w czasie i stąd, jak argumentowano powyżej, jest zamrożone w plazmie.

Gyration

Fizycznie oznacza to, że w ruchomym układzie odniesienia same cząstki plazmy są związane z liniami pola magnetycznego, wirując wokół nich po okręgach o promieniu r_B = v_⊥/Ω ( i okresie gyration &atu;_B = 2π/Ω. Częstotliwość gyration jest podana przez ( Ω = eB/m i jest proporcjonalna do pola magnetycznego. Gyration jest po prostu narzucany ładunkom przez siłę Lorentza F_L = ±ev×B. Lokalnie jest prostopadła do pola magnetycznego B i prędkości cząstki v. Nie wykonuje pracy na cząstkach. Dlatego też oszczędza energię cząstki i po prostu zamienia składową prędkości cząstki prostopadłą do pola magnetycznego na orbitę kołową wokół B.

Przełamanie stanu zamrożenia

Aby zabrać cząstki plazmy z pola magnetycznego w plazmie bezkolizyjnej, potrzebne są zatem procesy anomalne. Generują one anomalne współczynniki transportu. Przypuszczalnie we wszystkich bezkolizyjnych plazmach astrofizycznych takie procesy zachodzą. W przeciwnym razie właściwość zamrożenia może zostać również przerwana przez niezwykle strome gradienty gęstości, temperatury, składu lub pola magnetycznego w plazmie. Ich skala długości musi być rzędu promienia gyro cząstek zaangażowanych. W porównaniu ze wszystkimi skalami astrofizycznymi są one ogromnie małe. Gradienty w tych skalach są zatem nie tylko nieobserwowalne, ale prawdopodobnie również nierealne. Głównym mechanizmem prowadzącym do anomalii transportu w bezkolizyjnej plazmie jest turbulencja. Turbulencja jest generowana poprzez wzbudzanie fal plazmowych. Wzbudzanie fal przebiega poprzez niestabilności. Istnieje ogromna liczba możliwych niestabilności w bezkolizyjnych plazmach w zależności od natury dostępnych źródeł energii swobodnej, tj. słabych niejednorodności, wiązek, strumieni, ścinania w polu i prędkości, prądów elektrycznych, sił zewnętrznych wywieranych na plazmę itd. Każda z niestabilności wzbudza ograniczony zakres częstotliwości ? i wektorów falowych k, które są wzajemnie powiązane relacją dyspersji ω = ω(k).

Fale plazmowe

Ze względu na skończoną i stosunkowo wysoką temperaturę plazma jest ośrodkiem termicznie aktywnym. Oznacza to, że prędkości cząstek tworzących plazmę obejmują szeroki zakres w przestrzeni prędkości, przy czym każda z cząstek jest w stanie absorbować lub zużywać energię w interakcji z fluktuacją pola elektrycznego. Zasadniczo cząstka poruszająca się z prędkością niższą niż prędkość fazowa takich fluktuacji będzie popychana przez falę i pochłonie energię fluktuacji. Prowadzi to do tłumienia fali. Z drugiej strony cząstka poruszająca się szybciej niż fala będzie popychać falę i zwiększać energię fluktuacji. Z uwagi na tę naturę jasne jest, że w plazmie może rozprzestrzeniać się tylko ograniczona liczba modów falowych. Są to mody, które są bardzo słabo absorbowane przez cząstki plazmy. Relacje dyspersyjne dla dozwolonych fal można znaleźć z rozwiązania wartości własnych układu podstawowych równań zlinearyzowanych wokół równowagi. Oczywiste jest, że zawsze będzie słabe tłumienie bezkolizyjne (lub Landaua), ponieważ niektóre cząstki będą zawsze wolne względem fali i będą pochłaniać energię fali. Jednak w wielu przypadkach tłumienie to jest tak słabe, że można je pominąć. Mówiąc o takich modach falowych lub fluktuacjach, nie oznacza to, że wszystkie fale są z natury elektromagnetyczne, jak w zwykłej elektrodynamice. Właściwość plazmy polegająca na byciu aktywnym ośrodkiem oznacza, że w ciele plazmy lub na jej powierzchni mogą ewoluować zupełnie nowe mody falowe. Te mody są nieznane w wolnej przestrzeni, a większość z nich nie może opuścić plazmy, ale jest ograniczona do plazmy. Duża różnorodność takich możliwych modów sięga od fal dźwiękowych i czysto elektrostatycznych fluktuacji na skalach elektronów i jonów do wszelkiego rodzaju fluktuacji elektromagnetycznych, czysto magnetycznych fluktuacji o długich długościach fal i mieszanych fal magnetoakustycznych. Prawie absolutna niewidzialność większości fal plazmowych oglądanych z odległej pozycji, co jest powszechne w astrofizyce, stwarza ogromną trudność dla astrofizyki w wyciąganiu wniosków na temat samej natury oddziaływań w bezkolizyjnej plazmie astrofizycznej. Wszelkie informacje muszą koniecznie opierać się na efektach wtórnych prowadzących do obserwacji promieniowania, które można wykryć na Ziemi. Ponieważ żadne obserwacje in situ żadnego obiektu astrofizycznego nigdy nie będą możliwe, prawdziwe procesy będą na zawsze dla nas ukryte. Dlatego też niezwykle istotne jest wyciągnięcie informacji na temat efektów, jakie bezkolizyjne procesy plazmowe mogą mieć na promieniowanie emitowane przez takie obiekty. Niestety, obecnie bardzo niewiele wiadomo na temat takich efektów.

Promieniowanie

Najbardziej pożądanym efektem jest bezpośrednia emisja promieniowania w pewnym paśmie fal, z którego można wyciągnąć wnioski na temat mechanizmu emisji, a zatem stanu bezkolizyjnej plazmy u źródła. Tutaj nie interesują nas zwykłe emisje synchrotronowe ani emisje bremsstrahlung (swobodne-swobodne). Pierwsza z nich jest emitowana przez naładowane cząstki o dużej energii, które wirują w konfiguracji pola magnetycznego. Pozwala nam to na mapowanie odległych pól magnetycznych pod względem kierunku i wielkości. Druga, będąc emitowana z bardzo gorących, słabo kolizyjnych plazm, pozwala na określenie wysokiej temperatury i gęstości w miejscu emitującego źródła. Ważne procesy zachodzące w bezkolizyjnych plazmach są bez wyjątku oparte na założeniu niestabilności, generowania fal plazmowych i interakcji tych fal między sobą lub ze składnikami cząstek. Istnieje tylko bardzo niewiele przypadków, w których te interakcje bezpośrednio prowadzą do emisji promieniowania. Takie przypadki ograniczają się głównie do dwóch procesów: wzmocnienia maserowego promieniowania w silnie namagnesowanych, bardzo rozrzedzonych plazmach zawierających słabo relatywistyczny składnik uwięzionych cząstek, tzw. mechanizm masera cyklotronowego elektronów oraz promieniowanie z szybkich wiązek elektronów przechodzących przez gęstą, gorącą, ale w innym przypadku stosunkowo słabo namagnesowaną plazmę. Emisja masera cyklotronowego jest ograniczona do plazm podgęstych spełniających warunek ω_pe/ω_ce < 1, który jest spełniony tylko w silnych polach magnetycznych. Ponieważ pola magnetyczne na dużą skalę są zwykle słabe w astrofizyce, warunek ten ogranicza ją do sąsiedztwa silnie namagnesowanych obiektów. Przykłady takich procesów można znaleźć w przestrzeni międzyplanetarnej w nietermicznych emisjach radiowych ze Słońca i planet. W astrofizyce oczekuje się, że podobne procesy będą zachodzić w bardzo silnie namagnesowanych magnetosferach pulsarów, koronach namagnesowanych gwiazd, a prawdopodobnie także w strumieniach radiowych lub rentgenowskich wyrzucanych z masywnych obiektów. Bezkolizyjne procesy plazmowe odgrywają kluczową rolę również w wielu innych efektach, takich jak przyspieszanie małych grup naładowanych cząstek w wiązki energetyczne i ewentualnie strumienie plazmy, powstawanie bezkolizyjnych fal uderzeniowych, proces ponownego łączenia magnetycznego i generowanie transportu anomalnego. Aby opisać te zjawiska, następuje krótka dyskusja na temat mechanizmów niestabilności plazmy i turbulencji.

Niestabilność i turbulencja plazmy

W szczególnych przypadkach, gdy funkcja rozkładu cząstek odbiega od rozkładu Maxwella-Boltzmanna, plazma ulega niestabilności. Ponieważ plazma jest termicznie aktywna, zawiera kąpiel spontanicznie wzbudzonego szumu termicznego o wszystkich długościach fal. W danej temperaturze T poziom fluktuacji nigdy nie spada poniżej tego poziomu termicznego, który jest podany przez prawo Stefana-Boltzmanna. Zmniejszenie poziomu fluktuacji wymaga zatem chłodzenia plazmy za pomocą adiabatycznego rozszerzania lub strat radiacyjnych w przypadkach, gdy plazma jest optycznie cienka do promieniowania lub od swojej powierzchni, jak w przypadku termicznego promieniowania hamowania.

Liniowy wzrost fali

Niestabilność wybiera określony zakres długości fal i częstotliwości z szumu termicznego i pozwala mu rosnąć w czasie i przestrzeni. Dla jednego trybu wektora falowego k₀ poza tym zakresem gęstość energii poziomu szumu termicznego wynosi w₀ ≡ ?ε₀|E₀|² + 1/2|B₀|²/μ₀. Ponieważ liniowy tryb falowy [E(t, x),B(t, x)] ∝ exp(-iωt + ik₀ ⋅ x), gęstość energii w trybie rośnie wraz z czasem, ponieważ



gdzie, dla niestabilności, szybkość wzrostu γ(k₀) jest dodatnią urojoną częścią częstotliwości fali. Głównym celem teorii liniowej plazmy jest obliczenie γ(k₀). Sama szybkość wzrostu jest funkcją częstotliwości fali, liczby falowej i właściwości źródła energii swobodnej. Wykładniczy wzrost fali podany przez szybkość wzrostu ma szereg ważnych efektów. Po pierwsze, łatwo wyczerpuje energię źródła energii swobodnej i przekształca ją w energię elektromagnetyczną, chyba że źródło jest ciągle ponownie ustanawiane. Po drugie, energia fali dla wzrostu wykładniczego łatwo osiąga poziom porównywalny z lokalnym poziomem energii kinetycznej n0kBT samej plazmy. Gdy to nastąpi, liniowość zostaje naruszona, chyba że energia fali jest transportowana przez jakiś proces, taki jak propagacja fali lub konwekcja w skali czasu szybszej niż wzrost fali. Następnie plazma wchodzi w stan nieliniowy. Przykładem niestabilności elektromagnetycznej występującej przy bezkolizyjnych wstrząsach jest niestabilność wiązki jonowo-jonowej. Kiedy dwa składniki jonowe mają prędkość dryfu vd większą od pewnego progu, odpowiadająca jej swobodna energia może prowadzić do wzrostu niestabilności. Załóżmy dla uproszczenia, że dwa składniki jonowe, w przypadku szoku, plazma w górnym biegu reprezentująca rdzeń i jony wsteczne reprezentujące wiązkę, są dryfującymi maxwellianami. Istnieją trzy niestabilności elektromagnetyczne, które mogą wynikać z takiej konfiguracji: rezonansowa prawoskrętna, nierezonansowa i rezonansowa lewoskrętna niestabilność jonowo-jonowa. Przy niskich gęstościach i niskich prędkościach dryfu niestabilność rezonansowa prawoskrętna jonowo-jonowa jest rosnącym trybem najniższego progu. Fale rozprzestrzeniają się w kierunku wiązki. W granicy zerowej prędkości dryfu ten tryb jest prawoskrętnym kołowo spolaryzowanym dodatnim trybem helikalizacji na gałęzi magnetosonic whistler. W przypadku dużych prędkości wiązki i wysokich gęstości wiązki możliwa jest nierezonansowa niestabilność. Gdy wiązka ma dużą temperaturę, możliwa jest niestabilność lewostronna, gdy fale są rezonansowe z tymi jonami wiązki, których prędkość (w układzie rdzenia) jest przeciwna do prędkości wiązki.

Efekty nieliniowe

W stanie nieliniowym fale o dużej amplitudzie zaczynają zanikać w pasma boczne, poszerzając w ten sposób widmo. Mogą oddziaływać z innymi falami, przekształcając energię w odległe części przestrzeni k. Mogą wywierać ciśnienie promieniowania na plazmę, powodując modulację ich właściwości propagacyjnych. Wprowadza to do plazmy zmarszczki. Fale mogą zostać uwięzione, odbite i zmodulowane pod względem długości fali. Mogą również oddziaływać ze składową cząstkową. Cząstki o niskiej energii w ramie falowej mogą zostać uwięzione w studniach potencjału fali i przetransportowane, w ten sposób przyspieszane przez falę, aż zostaną wstrzyknięte z fali do plazmy jako wiązki. Cząstki mogą zostać odbite od fali i przyspieszone do umiarkowanych i wysokich energii w pewnego rodzaju procesie Fermiego. Niektóre z tych procesów modyfikują właściwości plazmy bezkolizyjnej w taki sposób, że powodują anomalne zderzenia. Plazma zawierająca wysoki poziom turbulencji opisanej powyżej przedstawia dużą liczbę przeszkód dla cząstki testowej, która próbuje przejść przez plazmę. Cząstki będą rozpraszane na falach, zostaną uwięzione, uwolnione po pewnym czasie, pobudzone lub spowolnione. Wszystkie te procesy modyfikują orbitę swobodnych cząstek i prowadzą do rozproszenia cząstki w energii, ścieżce i kącie nachylenia. W bardziej makroskopowym opisie proces ten można opisać jako transport anomalny. Wszystkie aktywne plazmy bezkolizyjne wykazują zatem anomalne właściwości transportowe. W każdym pojedynczym przypadku jest jednak niezwykle trudno określić rodzaj anomalnego transportu, który jest realizowany w plazmie w określonych warunkach. W rzeczywistości cały problem anomalnego transportu pozostaje do rozwiązania. Można zatem śmiało powiedzieć, że nie wiemy, jakie są naprawdę właściwości transportowe bezkolizyjnych plazm astrofizycznych. Tylko w kilku prostych granicach, w szczególności quasiliniowej, wyprowadzono dotychczas takie bezkolizyjne "anomalne" współczynniki transportu. Należy dodać, że w długich skalach czasowych i dużych skalach przestrzennych, z którymi spotyka się w zastosowaniach astrofizycznych, każdy proces plazmowy zawsze osiągnie quasi-stacjonarny i wysoce nasycony nieliniowy stan w pełni rozwiniętej turbulencji. Ponieważ jest to naturalny fakt, należy być bardzo ostrożnym przy stosowaniu liniowej teorii plazmy w astrofizyce. Ponieważ w pełni nieliniowa teoria turbulencji plazmy nie istnieje, znacznie zaciemnia to astrofizyczne zastosowanie fizyki plazmy.

Transport anomalny

Współczynniki transportu (rezystywność, przewodnictwo cieplne itp.) wchodzące do opisu płynów plazmy muszą zostać obliczone w ramach w pełni rozwiniętej teorii turbulencji. W ramach przybliżenia pierwszego i najniższego poziomu jest to zazwyczaj robione dla wybranych przypadków w ramach teorii quasiliniowej. Filozofia tej teorii jest prosta.

Podejście Fokkera-Plancka

Rozważmy niestabilność, która wzbudza liniowo rosnące fale o częstotliwości ω(k) w pewnym paśmie fal o szerokości ω,k. Szybkość wzrostu wynosi γ (ω,k). Gdy fale te osiągną znaczną amplitudę, ich obecności nie można zaniedbać bardziej energetycznie w porównaniu z innymi źródłami energii, a w szczególności z energią swobodną napędzającą niestabilność. W takim przypadku fale zaczynają reagować na plazmę i energię swobodną. Najprostszym efektem jest wygaszenie niestabilności przez fale prowadzące do nasycenia na poziomie określonym przez równanie ze znikającą szybkością wzrostu. Sama szybkość wzrostu γ[f(v, t)] zależy funkcjonalnie od zmodyfikowanej funkcji rozkładu f (v, t), która z kolei ewoluuje zgodnie z równaniem Fokkera-Plancka. Zapisując to jako

∂_tf = ∂_v ⋅ D(W, γ, v) ⋅ ∂vf

i znając jawną formę współczynnika dyfuzji przestrzeni prędkości D(W, γ, v), wyrażenia dla W, γ, D wraz z równaniem ewolucji dla W(t) i równaniem Fokkera-Plancka tworzą zamknięty układ, z którego można wyznaczyć f(t →∞) i W(t → ∞). Gdy znana jest końcowa gęstość energii falowej W(∞), określa ona anomalną częstotliwość zderzeń. Można to zauważyć z faktu, że klasyczna częstotliwość zderzeń Coulomba



można wyrazić w kategoriach energii falowej W₀ w fluktuacjach cieplnych. Zastąpienie W₀ przez W(∞) daje oszacowanie (z α jako współczynnikiem liczbowym) v_an = αω_pe ⋅ W(∞?)/ nk_BT

dla zderzeń anomalnych.

Przypadek niemagnetyczny

W plazmach niemagnetycznych (lub w plazmach jednowymiarowych z kierunkiem prądu równoległym do pola magnetycznego B) dominującą niestabilnością prądu jest turbulencja fali akustycznej jonów. W tym przypadku znajduje się wzór Sagdeeva



Tutaj ω_pi = (m_e/m_i )^1/2ω_pe jest częstotliwością plazmy jonowej, c_ia = (k_BT_e/m_i )^1/2 jest prędkością fali akustycznej jonowej, a vd = |j/en| jest prędkością dryfu prądu. Wzór ten pokazuje, że anomalna częstotliwość zderzeń może być duża w gęstych plazmach o wysokiej częstotliwości plazmy przenoszących silne prądy i zawierających gorące elektrony.

Przypadek namagnesowany

W namagnesowanych plazmach różne inne tryby falowe mogą przyczyniać się do generowania anomalnych kolizji i transportu. W podejściu quasiliniowym najważniejsze są te niestabilności, które są spowodowane makroskopowymi gradientami gęstości, pola magnetycznego i temperatury, co prowadzi do tak zwanych niestabilności dryfu. Ich typowa częstotliwość oscylacji jest pośredniczona przez łączony ruch jonów i elektronów, rezonans niższej hybrydy ω_lh ≈ (ω_ceω_ci)^1/2 = ω_ce(m_e/m_i )^1/2, a anomalna częstotliwość kolizji staje się



Tutaj L_∇ jest odpowiednią skalą gradientu, a r_ci jest promieniem żyroskopowym jonu termicznego. Te częstotliwości zderzeń mogą stać się bardzo duże, rzędu samego ω_lh. Mogą powodować znaczną dyfuzję plazmy zbliżoną do dyfuzji Bohma D_B = k_BT_e/16eB. Mikroskopijna turbulencja plazmy jest zatem w stanie znacząco zmienić właściwości transportowe plazmy bezkolizyjnej. Teoria quasiliniowa może w wielu przypadkach zostać zastąpiona przez inne silnie nieliniowe efekty, takie jak pułapkowanie cząstek w polach fal o dużej amplitudzie, modulacja plazmy przez "ciśnienie promieniowania" fal o dużej amplitudzie, oddziaływania koherentne i nieliniowe oddziaływania fala-cząstka, które nie są uwzględnione w powyższej teorii. Ponadto w relatywistycznej plazmie chłodzenie elektronów przez promieniowanie może modyfikować warunki i indukować niestabilności o wysokiej temperaturze jonów. Prowadzi to do turbulencji elektromagnetycznej o niskiej częstotliwości, która powoduje wiry plazmy i efekty mieszania.

Rekoneksja

MAGNETYCZNE REKOMENDACJE są jednymi z najważniejszych zastosowań transportu anomalnego. Rekoneksja opisuje łączenie się dwóch przeciwnie skierowanych pól magnetycznych przez warstwę prądu, co oddziela je w silnie przewodzącej plazmie. Problem ten ma duże znaczenie dla astrofizycznej fizyki plazmy. Rekoneksja ma dwa skutki: zmienia topologię pola magnetycznego i prowadzi do przyspieszenia plazmy masowej. W próżni rekoneksja nie sprawia żadnych trudności, ponieważ strumień magnetyczny może się przegrupować w dowolny sposób. Jednak w idealnie przewodzącej plazmie bezkolizyjnej łączenie się dwóch przeciwnie skierowanych konfiguracji pól magnetycznych zbliżających się do siebie jest hamowane przez stan zamrożenia. Gdy plazma jest kolizyjna, łączenie jest możliwe w pewnym wąskim obszarze, tak zwanym obszarze dyfuzji, przez dyfuzyjny (ostatni prawy) człon w równaniu. Początkowo antyrównoległe pola dyfundują przez obszar dyfuzji i przegrupowują się w konfigurację typu X. Dwie wcześniej niepołączone linie pola nagle się łączą. Co jednak o wiele ważniejsze, plazmy po obu stronach warstwy prądu, które przed połączeniem nie mogły się mieszać po ponownym połączeniu, znajdują się na tej samej linii pola i będą się mieszać wzdłuż pola nawet poza obszarem dyfuzji. Ponadto silne wygięcie nowo połączonych linii pola w warstwie prądu powoduje naprężenia magnetyczne, które mają tendencję do relaksacji i przyspieszania plazmy masowej do prędkości przepływu rzędu prędkości Alfv éna, v_a = B/(μ₀nm_i)^1/2. W tak zwanym modelu ponownego połączenia Petscheka dwie stojące fale wolnego trybu rozciągają się od obszaru dyfuzji i definiują klinowaty przepływ o dużej prędkości region. Większość przyspieszenia faktycznie występuje w tych powolnych wstrząsach. Model Petscheka opiera się na obrazie płynu (MHD). W bezkolizyjnej plazmie nie jest jasne, czy takie powolne wstrząsy faktycznie powstają podczas procesu rekoneksji. W małym obszarze dyfuzji rozproszenie Joule′a powoduje lokalne nagrzewanie plazmy, a pole elektryczne generowane w procesie rekoneksji dodatkowo przyspiesza grupy cząstek do wysokich energii. W bezkolizyjnej plazmie odchylenie od nieidealności może wspierać rekoneksję w obszarze dyfuzji. Taką nieidealność mogą zapewnić anomalne rezystywności oparte na anomalnych częstotliwościach zderzeń. Wymaga to silnych prądów i/lub gradientów plazmy, dopóki niestabilności prądu nie przekroczą progu. Jednak bezkolizyjna rekoneksja może również przebiegać bez anomalnej rezystywności. W obszarze blisko linii X jony można uznać za niemagnetyczne. Stan zamrożenia elektronów można przełamać dzięki bezwładności elektronów i/lub dzięki braku żyrotropii funkcji rozkładu cząstek elektronów w otoczeniu linii X.

Bezkolizyjne wstrząsy

Innym ważnym obszarem zastosowania teorii plazmy bezkolizyjnej jest rozpraszanie w bezkolizyjnych wstrząsach. Składa się on z wstrząsu końcowego wiatru słonecznego wynikającego z oddziaływania między wysoce naddźwiękowym strumieniem wiatru słonecznego a ośrodkiem międzygwiazdowym. Ponadto, na zewnątrz, ale przed heliopauzą, powstaje łukowy wstrząs, który powstaje w wyniku jego ruchu przez obłok międzygwiazdowy.

Wstrząsy podkrytyczne i nadkrytyczne

W tym przypadku anomalne procesy transportu mają mniejsze znaczenie. W plazmie kolizyjnej szerokość przejścia wstrząsu jest rzędu średniej swobodnej drogi kolizyjnej. Jest ona o wiele rzędów wielkości za duża w plazmie bezkolizyjnej, gdzie przejście wstrząsu wynosi zwykle kilka długości bezwładności jonu, c/&pi. Fizyka bezkolizyjnych wstrząsów zależy zasadniczo od trzech parametrów, liczby Macha magnetosonic M = u/(v²_A + c²_ia)^1/2, kąta θ_Bn między polem magnetycznym w górę strumienia a normalną do wstrząsu oraz składu chemicznego plazmy. Zgodnie z liczbą Macha rozróżnia się wstrząsy podkrytyczne (M < M_c) i nadkrytyczne (M > M_c). Krytyczna liczba Macha Mc = u_d/c_ia,d jest definiowana jako stosunek prędkości w dół strumienia do zwykłej prędkości dźwięku w dół strumienia (indeks d). W odniesieniu do θ_Bn rozróżnia się wstrząsy quasi-prostopadłe ( θ_Bn > 45°) i quasi-równoległe ( θ_Bn < 45°). Dla wstrząsów prostopadłych krytyczna liczba Macha wynosi M_c = 2,76. Maleje ona wraz ze wzrostem kąta θ_Bn. Skład chemiczny może prowadzić do osłabienia profilu wstrząsu. W przypadku wstrząsów podkrytycznych anomalne rozpraszanie kolizyjne na froncie wstrząsu spowodowane przez mikroniestabilności tam generowane jest mniej więcej wystarczające do wymaganego wzrostu entropii, ogrzewania i generowania turbulentnego nieporządku za wstrząsem, co prowadzi do rozpraszania nadmiaru energii w górę rzeki zmagazynowanej w przepływie. W przypadku wstrząsów nadkrytycznych dostarczanie energii przepływu do wstrząsu z góry rzeki jest zbyt szybkie. Niestabilności na froncie wstrząsu nie mają wystarczająco dużo czasu, aby rozwinąć się do poziomu wystarczająco wysokiego dla skutecznego rozpraszania. W tym przypadku front wstrząsu działa jak lustro i zaczyna odbijać coraz więcej jonów i elektronów z powrotem w górę rzeki do przepływu w strumieniu. W tym przypadku staje się istotne rozróżnienie wstrząsów quasi-prostopadłych i quasi-równoległych. Jest to ważne, ponieważ w plazmie bezkolizyjnej cząstki są związane z polem magnetycznym i mogą poruszać się tylko wzdłuż pola magnetycznego. Oznacza to, że w wstrząsach quasi-prostopadłych odbite cząstki pozostają na froncie wstrząsu lub są konwekcyjne z powrotem do regionu w dół rzeki. Szerokość górnego biegu regionu zawierającego odbite cząstki jest rzędu średniego promienia gyro odbitych cząstek.

Kwasi-prostopadłe wstrząsy

Odbite lustrzanie i następnie wirujące cząstki powodują sygnaturę przypominającą stopę w każdym zapisie in situ B. Podczas tego wirowania lustrzanie odbite jony są przyspieszane w polu elektrycznym v × B do około dwukrotności prędkości głównej w górnym biegu. Ponieważ jony te pozostają związane z polem magnetycznym, stają się konwekcyjne z polem magnetycznym do dolnego biegu. Region bezpośrednio za rampą wstrząsu zawiera transmitowany rozkład plus przyspieszone i transmitowane lustrzanie odbite jony. Transmitowane lustrzanie odbite jony wirują w pęczkach wokół linii pola magnetycznego. Takie rozkłady są niestabilne w odniesieniu do generowania fal plazmowych. Wzbudzają fale, które w dolnym biegu prowadzą do rozproszenia i nagrzewania plazmy. W przypadku wstrząsów o dużej liczbie Macha, jak również wstrząsów pozostałości supernowych, oddziaływanie lustrzano odbitych jonów z elektronami tła dodatkowo wzbudza fale akustyczne jonów, co może powodować szybkie, anomalne nagrzewanie się elektronów w fazie wstrząsu.

Wstrząsy quasi-równoległe

W przypadku wstrząsu quasi-równoległego sytuacja jest diametralnie inna. Tutaj odbite cząstki mogą poruszać się daleko w górę strumienia wzdłuż pola magnetycznego do strumienia napływającego. Ponieważ w tym samym czasie pole jest konwekcyjne w dół strumienia w kierunku wstrząsu, jest to prawdą dla cząstek mających prędkości wzdłuż B wyższe niż prędkość przepływu. Takie szybkie cząstki tworzą przeciwprądową wiązkę w przepływie i wzbudzają niestabilności wiązka-wiązka w inaczej niezakłóconym supermagnetosonicowym przepływie nadkrytycznym. Te niestabilności ewoluują w turbulencje o dużej amplitudzie, które są stale konwekcyjne w kierunku wstrząsu. Obszar wypełniony tymi turbulencjami nazywa się wstrząsem wstępnym. Ponieważ wstrząs wstępny jest turbulentny, energia jest tutaj rozpraszana, a przepływ jest nieznacznie zwalniany. Tak więc wstrząs wstępny skutecznie oznacza znacznie poszerzone przejście wstrząsu. Gdy fale w górę o niskiej częstotliwości są konwekcyjne z przepływem do szoku, oddziałują one z energetycznymi cząstkami w górę i stają się strome w pulsacje o dużej amplitudzie. Sam wstrząs można postrzegać jako mozaikę takich pulsacji o dużej amplitudzie, które się kumulują i określają stan plazmy w dół. W przypadku bardziej równoległych wstrząsów oddziaływanie plazmy w górę z gorącą plazmą w dół w obszarze nakładania się na rampie szoku również powoduje niestabilność wiązki jonowo-jonowej. Fale generowane przez tę tak zwaną niestabilność interfejsu są ograniczone do obszaru w dół od przejścia szoku, gdzie przyczyniają się do rozpraszania i nagrzewania. Długość fali fal interfejsu wzrasta wraz ze wzrostem liczby Macha szoku. W zakresie od niskiej do średniej liczby Macha fale interfejsu mają małe długości fal i są tłumione w niewielkiej odległości w dół. Przy wyższych liczbach Macha wstrząsów fale interfejsu mają duże długości fal i określają turbulencje w dół. W przypadku wstrząsów równoległych stan w dół jest zatem określany przez turbulencje w górę. Wstrząsy quasiparalelne są zatem wysoce niestacjonarne i oscylacyjne, a główną dyssypację zapewnia interakcja wstrząsu z falami w górę rzeki zamiast mikroturbulencji w samej rampie wstrząsu. Pokazuje to, że w plazmach bezkolizyjnych mechanizm powstawania wstrząsu jest bardzo różny od mechanizmu powstawania płynów kolizyjnych.

Przyspieszenie cząstek

Ważnym obszarem w bezkolizyjnej astrofizyce plazmy jest mechanizm przyspieszania cząstek do wysokich energii. Bezkolizyjne wstrząsy są jednymi z głównych czynników przyspieszających jony, a także elektrony do wysokich energii, gdy tylko jest wystarczająco dużo czasu. Cząstki odbite od wstrząsu i od ośrodków rozpraszania za wstrząsem w turbulentnym obszarze ściśniętym, gdy wracają przez wstrząs do turbulentnego obszaru w górę rzeki mają duże szanse na doświadczenie wielokrotnego rozpraszania i przyspieszania przez przyspieszenie Fermiego pierwszego rzędu. Przyspieszenie Fermiego drugiego rzędu lub stochastyczne w szerokopasmowej turbulencji w dół rzeki od bezkolizyjnych wstrząsów przyczyni się do przyspieszenia. Ponadto jony mogą być uwięzione w prostopadłych wstrząsach. Siły uwięzienia są zapewniane przez potencjał elektrostatyczny wstrząsu i siłę Lorentza wywieraną na cząstkę przez pola magnetyczne i elektryczne w ruchu w obszarze w górę rzeki. Przy każdym odbiciu od wstrząsu cząstki wirują równolegle do pola elektrycznego w ruchu, zbierając energię i surfując wzdłuż powierzchni wstrząsu. Wszystkie te mechanizmy są nadal badane, ale istnieją dowody na to, że wstrząsy odgrywają niezwykle ważną rolę w przyspieszaniu promieni kosmicznych i innych cząstek do bardzo wysokich energii. Oprócz przyspieszania w wstrząsach można się spodziewać, że cząstki są również przyspieszane w obszarze rekoneksji. Pomimo wstrząsów, plazmy bezkolizyjne są zdolne do generowania dużych różnic potencjałów wzdłuż pola magnetycznego. Są one znane jako warstwy podwójne lub wstrząsy elektrostatyczne. W większości przypadków potencjał nie będzie składał się z ciągłego spadku, ale będzie składał się z niezliczonych małych mikro- lub mezoskalowych spadków potencjału ograniczonych do kawitonów, samotnych struktur falowych lub dziur przestrzeni fazowej generowanych w nieliniowej interakcji fala-cząstka. Plazma dzieli się na kilka składników, które albo podtrzymują te struktury, albo niszczą je poprzez tłumienie czasu przejścia, co prowadzi do przyspieszenia.

Uwagi końcowe

Nie ma dostępnych informacji in situ na temat plazmy astrofizycznej. Dlatego trzeba odwołać się do pośrednich metod i analogii z dostępną plazmą. Takie plazmy występują tylko w przestrzeni bliskiej Ziemi. Właściwie większość pomysłów i modeli dotyczących zachowania plazmy astrofizycznej została zapożyczona z fizyki kosmicznej i przeskalowana do skali astrofizycznej. Pomiary i modele opracowane do opisu plazmy kosmicznej często służą jako paradygmaty dla plazmy astrofizycznej. Modele te obejmują przepływy wiatru gwiazdowego, magnetosfery pulsarów, magnetosfery namagnesowanych gwiazd i innych planet, w tym planet pozasłonecznych, magnetosfery w pobliżu czarnych dziur, interakcję wiatrów gwiazdowych z otaczającą MATERIĄ MIĘDZYGWIAZDOWĄ, ekspansję POZOSTAŁOŚCI SUPERNOWYCH, całą domenę rekoneksji, bezkolizyjnych wstrząsów, strumieni plazmy i niektórych mechanizmów promieniowania nietermicznego. Jednakże duże skale przestrzenne i długie skale czasowe w astrofizyce i obserwacjach astrofizycznych nie pozwalają na rozdzielenie stanu bezkolizyjnego plazmy. Na przykład w wietrze słonecznym średnia droga swobodna kolizyjna jest rzędu kilku AU. Patrząc z zewnątrz, heliosfera , region, na który wpływa wiatr słoneczny, będzie zatem uważana za zdominowaną przez kolizje w skalach czasowych dłuższych niż typowy czas propagacji ze Słońca do Jowisza. W każdej mniejszej i krótszej skali jest to błędne, ponieważ procesy bezkolizyjne rządzą tutaj wiatrem słonecznym. Podobne argumenty dotyczą wiatrów gwiazdowych, obłoków molekularnych, magnetosfer pulsarów i gorącego gazu w gromadach galaktyk. Należy zatem zdawać sobie sprawę z samego faktu braku obserwacji na małą skalę. Procesy bezkolizyjne generują anomalne współczynniki transportu. Pomaga to w wyprowadzeniu bardziej makroskopowego opisu. Jednak w ten sposób ukryte są procesy na małą skalę, które są naprawdę bezkolizyjne. Oznacza to, że trudno, jeśli nie niemożliwe, będzie wywnioskować cokolwiek na temat rzeczywistej struktury, na przykład bezkolizyjnych astrofizycznych fal uderzeniowych. Podobnie procesy promieniowania nietermicznego i przyspieszania oraz kinetyczne zachowanie gazu w skupiskach galaktyk są dostępne tylko poprzez wykorzystanie analogii z dostępnymi bezkolizyjnymi plazmami w bliskim otoczeniu Ziemi i heliosfery. Z teoretycznego punktu widzenia bezkolizyjne procesy plazmowe wymagają rozwiązania bezkolizyjnego równania Boltzmanna (równania Własowa) połączonego z pełnym zestawem równań Maxwella. Jest to trudne zadanie; często łatwiej jest przeprowadzić symulacje cząstek w komórce takich procesów, w których makrojony i elektrony są śledzone w czasie w samospójnie obliczonych polach magnetycznych i elektrycznych. Jeśli badane są tylko procesy o niskiej częstotliwości, elektrony są często aproksymowane jako ciecz, a tylko jony są traktowane jako cząstki (metoda symulacji hybrydowej).

Gromada Coma

Coma, wraz z Virgo, jest jedną z najlepiej zbadanych GROMAD GALAKTYK. Gromada znajduje się przy rektascensji 12^h59^m48,7^s, deklinacji +27°58′50″ (J2000) i leży prawie na północnym biegunie Galaktyki, (l, b) = (58° , +88°). W głównym katalogu gromad galaktyk Abella, jej oznaczenie to Abell 1656. Średnie przesunięcie ku czerwieni gromady wynosi około 6900 km s^-1, co daje jej odległość 69h^-1 Mpc (gdzie H₀ = 100h km s^-1 Mpc^-1). Coma jest jedną z najbogatszych pobliskich gromad, mającą 650 potwierdzonych galaktyk członkowskich i, wliczając karły, prawdopodobnie łącznie 2000 galaktyk. Ma dwie centralne, dominujące galaktyki i dlatego jest klasyfikowana jako gromada binarna. Coma od dawna jest uważana za archetypową bogatą gromadę. Wydaje się regularna i mniej więcej kulista, z silnym centralnym skupieniem. Sferyczna symetria i ogólna regularność oznaczały, że była uważana za dobry (choć rzadki) przykład gromady, która osiągnęła równowagę dynamiczną i dlatego była podatna na prostą analizę teoretyczną. Prace prowadzone przez ostatnie dwie dekady stopniowo ujawniły jednak, że Coma jest daleka od rozluźnienia, z wieloma podstrukturami. Złożoność układu dynamicznego ujawnia wskazówki dotyczące procesu formowania się gromady. Całkowitą masę Coma oszacowano na podstawie obserwacji jej grawitacyjnych efektów na galaktyki i gorący gaz rentgenowski w gromadzie. Zakładając, że gromada znajduje się w równowadze dynamicznej, całkowita masa jest znacznie większa niż obserwowana masa w galaktykach i gazie rentgenowskim. Wynik ten, uzyskany po raz pierwszy przez ZWICKY′EGO w 1933 r., pozostaje jednym z najsilniejszych dowodów na to, że wszechświat składa się głównie z jakiejś formy niewidocznej CIEMNEJ MATERII.

Historia

William Herschel jako pierwszy zauważył koncentrację mgławic w gwiazdozbiorze COMA BERENICES w 1785 roku. Pierwszy katalog 108 mgławic w Coma został podany przez Wolfa w 1902 roku i rozszerzony przez Curtisa do ponad 300 obiektów w 1918 roku. Prędkości recesji kilku członków gromady zostały zmierzone przez Hubble′a i Humasona w 1931 roku. Miejsce gromady Coma jako kamienia probierczego pozagalaktycznej astronomii i kosmologii zostało ustalone, gdy Zwicky wyprowadził szacunek masy gromady w 1933 roku i stwierdził, że wynosi ona co najmniej 2 × 10¹⁴h^-1M⊙ , co było znacznie więcej, niż można by wyjaśnić widoczną materią. Był to pierwszy dowód sugerujący, że we wszechświecie istnieje jakaś forma ciemnej materii.

Galaktyki gromady

Bogactwo

Gromada Coma ma 276 galaktyk jaśniejszych niż B = 18 w odległości 0,75h^-1 Mpc (0,67°) od środka gromady i około 900 galaktyk jaśniejszych niż B = 20 do 1,5h^-1 Mpc (1,33°). Moduł odległości dla Coma wynosi 34,2?5 log h, więc B = 20 odpowiada M_B = ?14,2; około połowa galaktyk należących do Lokalnej Grupy to galaktyki karłowate o wielkościach bezwzględnych słabszych od tej, więc całkowita liczba galaktyk w Coma wynosi około 2000.

Funkcja jasności

Liczba galaktyk jako funkcja jasności została określona w Coma w zakresie długości fal optycznych, podczerwonych, ultrafioletowych i radiowych. Funkcja jasności optycznej i bliskiej podczerwieni (LF) nie jest zbyt dobrze dopasowana do standardowej formy funkcjonalnej Schechtera i wydaje się mieć trzy główne reżimy: liczba galaktyk na jednostkę jasności szybko wzrasta między najjaśniejszym członkiem gromady przy B = 12,6 i B ≈ 16 (L ≈ 3 × 10⁹h^-1L_⊙ ), a następnie stabilizuje się do B≈ 18 (L≈ 0,5 × 10⁹h^-1L_⊙α, dla galaktyk karłowatych o słabszych wielkościach. LF zmienia się w zależności od położenia w gromadzie. W regionach centralnych LF ma w rzeczywistości szczyt około B ≈ 16,5 i spadek przy B ≈ 17,5, zanim gwałtownie wzrośnie. Może to być spowodowane segregacją masy (jasności), gdy gromada zbliża się do ekwipartycji energii w centrum, lub ze względu na zwiększone scalanie w rdzeniu gromady lub ze względu na różne historie ewolucyjne galaktyk centralnych. Stromość prawa potęgowego dla galaktyk karłowatych zależy również od położenia w gromadzie, przechodząc od α ≈ ?1,3 w rdzeniu do α ≈ ?1,8 na obwodzie.

Morfologie

Jak w większości gromad, galaktyki w jądrze Coma są głównie eliptyczne i soczewkowate, podczas gdy obrzeża mają większy udział spirali. W przypadku 200 najjaśniejszych galaktyk w gromadzie mieszanka wynosi w przybliżeniu E:S0:Sp = 30%:55%:15%. Zróżnicowanie mieszanki morfologicznej znajduje odzwierciedlenie w kolorach galaktyk, przy czym czerwone galaktyki dominują w centrum, a niebieskie na obrzeżach. W regionie pomiędzy podgromadą NGC4839 a gromadą główną występuje nadmiar galaktyk wczesnego typu, które wykazują dowody niedawnego formowania się gwiazd, co mogło zostać wywołane przez interakcję z polem pływowym gromady lub ośrodkiem wewnątrzgromadowym (ICM), gdy obiekty te wpadły do Coma. Bardziej ogólnie, galaktyki E i S0 w gromadzie są silnie skoncentrowane wzdłuż osi północny wschód-południowy zachód, podczas gdy galaktyki spiralne wykazują bardziej rozproszony i izotropowy rozkład.

Galaktyki dominujące

W gromadzie Coma znajdują się trzy galaktyki dominujące (D lub cD). Dwie z nich (NGC4874 i NGC4889) leżą w jądrze gromady i powodują, że jest ona klasyfikowana jako gromada podwójna (klasa Bautza-Morgana II). NGC4874 (B = 12,8) to galaktyka cD z rozszerzonym halo i jasnością absolutną 5,8 × 10¹⁰h^-1L_⊙, która znajduje się blisko szczytu rozkładu galaktyk i gazu rentgenowskiego. NGC4889, 0,12° na wschód od NGC4874, jest jeszcze jaśniejsza (B = 12,6, 6,9×10¹⁰h^-1L_⊙), chociaż nie ma rozszerzonych halo. Szacuje się, że zarówno NGC4874, jak i NGC4889 mają masy (w zakresie 80h^-1 kpc) wynoszące 1,4×10¹³h^-1M_⊙. NGC4874 jest silnym źródłem radiowym, ale NGC4889 nie. Trzecią dominującą galaktyką jest NGC4839 (B = 13,5), która leży daleko poza rdzeniem gromady, 0,67° na południowy zachód od NGC4874. Jest to kolejna galaktyka cD o jasności 3,0 × 10¹⁰h^-1L_⊙. Jest to również źródło radiowe typu głowa-ogon, którego ogon skierowany jest na zewnątrz od środka gromady. Każda z trzech dominujących galaktyk jest wiodącym członkiem podgromady w Warkoczu.

Dynamika

REDSHIFTS zostały zmierzone dla 650 członków gromady. Rozkład prędkości w linii widzenia wewnątrz gromady można rozdzielić na dwa rozkłady maxwellowskie (gaussowskie). Jednym z nich jest główna część gromady, ze średnią prędkością 6900 km s^-1 i jednowymiarową dyspersją prędkości 1100 km s^-1. Drugim jest grupa galaktyk wokół NGC4839, ze średnią prędkością 7300 km s^-1 i dyspersją 300 km s^-1. Galaktyki E i S0, które dominują w głównej gromadzie, mają rozkład prędkości maxwellowski, co wskazuje, że są mniej więcej w równowadze dynamicznej. Jednak galaktyki spiralne w gromadzie mają szerszy i bardziej płaski rozkład prędkości, co sugeruje, że swobodnie spadają na gromadę.

Ośrodek wewnątrzgromadowy

Coma od dawna jest znany jako silne źródło emisji promieniowania rentgenowskiego. Całkowita jasność promieniowania rentgenowskiego gromady wynosi około 2,5 × 10⁴⁴h^-2erg s^-1. Emisja promieniowania rentgenowskiego pochodzi z ICM, gorącej (8 keV ≈ 9×10⁷ K) plazmy o masie co najmniej tak dużej, jak masa galaktyk. Gromada wydaje się dość regularna, poza oczywistym drugim szczytem w emisji promieniowania rentgenowskiego skupionym na NGC4839, która ma jasność 10⁴³h^-2erg s-1, typową dla jasnej grupy galaktyk. Temperatura tego podgromady jest wyższa niż oczekiwano biorąc pod uwagę jej jasność, co sugeruje, że została ona podgrzana przez interakcję z gromadą. Szczegółowa analiza rozkładu gazu rentgenowskiego pokazuje, że w gromadzie znajduje się podwójne jądro, ze szczytami związanymi z NGC4874 i NGC4889, otoczone bardziej symetrycznym rozproszonym składnikiem. Jasność i temperatura gazu w tych szczytach są bardziej zgodne z bogatą grupą lub ubogim gromadą niż z pojedynczymi galaktykami. W przeciwieństwie do wielu innych gromad, Coma nie posiada centralnego przepływu chłodzącego. Prawdopodobnie jest to spowodowane zakłóceniem centralnych regionów związanych z interakcją między podgromadami NGC4874 i NGC4889. Oprócz podwójnego jądra istnieje również wyraźny "ogon" emisji rentgenowskiej biegnący na zewnątrz od środka gromady, przechodzący przez NGC4911 i kończący się w pobliżu NGC4921. Ta cecha ma jasność 10⁴²h^-2erg s^-1 i szacowaną masę gazu kilka razy większą niż 10¹¹h^-1M_⊙. Może być ona powiązana z innym podgromadzeniem wokół NGC4911 lub z przejściem grupy NGC4874 przez gromadę. Temperatura gromady ogólnie spada od środka, ale pokazuje również gorące i chłodne obszary. Wstępne mapy temperatury gazu rentgenowskiego pokazują dowody na zmiany związane z podstrukturami w gromadzie. Mapowanie temperatury gromady za pomocą przyszłych satelitów rentgenowskich, takich jak AXAF, znacznie poprawi nasze zrozumienie warunków w ICM i dynamiki gromady. Obrazy gromady w skrajnym ultrafiolecie uzyskane za pomocą satelity EUVE wskazują, że w Komie znajduje się również znaczna ilość gazu poniżej 106 K. Koma jest jedną z zaledwie 10 gromad posiadających rozproszone halo radiowe; żadna z tych gromad nie ma PRZEPŁYWU CHŁODZĄCEGO. Halo to prawdopodobnie powstaje w wyniku in situ przyspieszenia relatywistycznych elektronów przez wielkoskalowe pole magnetyczne. Warunki wymagane do stworzenia trwałego halo radiowego obejmującego cały klaster zostały prawdopodobnie wytworzone przez trwające łączenie się podgromad NGC4874 i NGC4889, chociaż mechanizm, za pomocą którego energia kinetyczna łączenia się jest przekształcana w emisję radiową, pozostaje niejasny.

Struktura

Szczegółowa analiza rozmieszczenia i dynamiki galaktyk oraz gazu rentgenowskiego pokazuje, że w Warkoczu Komora znajdują się co najmniej cztery podgromady. Podgromady NGC4874 i NGC4889 znajdują się w końcowej fazie łączenia się w rdzeniu gromady, podczas gdy podgromada NGC4839 albo wchodzi do Warkocza Komora po raz pierwszy z kierunku pobliskiego gromady Abell 1367, albo powraca z tego kierunku, mając już za sobą pierwsze przejście przez rdzeń gromady. Fakt, że NGC4839 ma radiowy "ogon" skierowany na zewnątrz od głównej gromady, wskazuje, że podgromada jest skierowana do wewnątrz i porusza się przez dość gęsty ICM. Inna podgromada została zidentyfikowana wokół NGC4911 i istnieją pewne dowody na inne, niższego poziomu struktury. Istnieje znaczący związek między strukturami w skalach od 10h^-1 kpc do 100h^-1 Mpc. Główne osie dominujących galaktyk oraz rozkład galaktyk gromady E i S0 oraz gazu rentgenowskiego są mniej więcej wyrównane ze strukturą włóknistą (tzw. "WIELKI MURU") biegnącą przez Comę na południowy zachód do Abell 1367 przy cz = 6500 km s^-1 i na północny wschód do Abell 2197/2199 przy cz = 9100 km s^-1. Wniosek jest taki, że gromada została zbudowana głównie z materiału, zarówno podgromad, jak i pojedynczych galaktyk, które opadły wzdłuż tego włókna.

Masa i zawartość materii

Ignorując podstrukturę i traktując Comę jako układ kulisty, w którym zarówno galaktyki, jak i gaz rentgenowski znajdują się w równowadze hydrostatycznej, całkowita masa gromady szacowana jest na (3,1 ± 0,5) × 10¹⁴h^-1M_⊙ wewnątrz 1h^-1 Mpc i (6,5 ± 2,5) × 10¹⁴h -1M_⊙ wewnątrz 3h^-1Mpc. Nawet w ograniczonym kontekście tych założeń jest to szeroki zakres. W przypadku określania masy gromady przy użyciu dynamiki galaktyk wynika to częściowo z nieznanej anizotropii orbit galaktyk (czy przy danym promieniu galaktyki znajdują się głównie na orbitach izotropowych, radialnych czy kołowych); w przypadku określania opartego na obserwacjach rentgenowskich niepewność leży w nieznanym rozkładzie temperatur. Istnieje również nieznany rozkład ciemnej materii, która dominuje w całkowitej masie gromady. Wszystkie obecne obserwacje są zgodne z modelem, w którym "światło śledzi masę" (tj. ciemna materia ma taki sam rozkład jak widzialna materia), galaktyki znajdują się na izotropowych orbitach, a gromada ma jednolitą temperaturę. Są one jednak również zgodne z modelami, które znacznie odbiegają od tego najprostszego przypadku. Najlepiej dopasowane modele sugerują, że ICM i galaktyki mają nieco bardziej rozciągnięte rozkłady niż ciemna materia. Podstawowe założenie wszystkich tych modeli, a mianowicie, że Coma znajduje się w równowadze hydrostatycznej, jest wyraźnie naruszone na pewnym poziomie. Zakres, w jakim obserwowana podstruktura unieważnia wnioski modeli równowagowych, nie jest jeszcze jasny, chociaż wczesne wskazówki wskazują, że szacunki masy są dość dokładne. Oszacowanie Zwicky′ego z 1933 r. dotyczące stosunku masy do światła (M/L) w paśmie V w gromadzie Coma wynosiło około 100 hM_⊙ /L_⊙; dzisiejsze szacunki masy odpowiadają wartościom w zakresie 300-400 hM_⊙/L_⊙. Przekracza to M/L dla pojedynczych galaktyk o czynnik 10 lub więcej, co oznacza, że w ciemnej materii jest około 10 razy więcej masy niż w galaktykach. Jednakże, M/L gromady jest znacznie poniżej M/L wszechświata o gęstości krytycznej (Ω=1), dla którego M/L ≈1600hM_⊙ /L_⊙. Stosunek jasnej masy barionowej (tj. masy w galaktykach i gazie rentgenowskim) do całkowitej masy gromady wynosi około 0,15 wewnątrz 1h^-1 Mpc i 0,2-0,4 wewnątrz 3h^-1 Mpc. Jest to znacznie więcej niż frakcja barionowa Ω_Bh² = 0,012 ± 0,002 przewidywana przez nukleosyntezę Wielkiego Wybuchu dla wszechświata Ω = 1 (nawet dla h = 0,5). Jeśli przyjąć, że stosunek masy do światła i frakcja barionowa w Warkoczu wskazują na istnienie wszechświata o &Omegal-niskim poziomie promieniowania.

Kometa Hale′a-Boppa (C/1995 O1)

Kometa C/1995 O1 (Hale-Bopp) została odkryta jednocześnie przez dwóch amerykańskich astronomów amatorów Alana Hale′a i Thomasa Boppa 23 lipca 1995 r. W tym czasie znajdowała się w odległości 7,1 AU od Słońca i miała już całkowitą jasność wizualną 10, co jest ponad 100 razy jaśniejsze niż KOMETA HALLEYA w tej samej odległości. Przeszła przez peryhelium 1 kwietnia 1997 r. w odległości 0,91 AU od Słońca. Orbita komety Hale′a-Boppa jest nachylona pod kątem 89? względem ekliptyki. Jej okres orbitalny wynosił około 4200 lat przed wejściem do wewnętrznego układu słonecznego i zmienił się na 2400 lat po zaburzeniu grawitacyjnym przez Jowisza. Jest to zatem kometa długookresowa, prawdopodobnie pochodząca z OORT CLOUD. Gdy tylko odkryto kometę Hale′a-Boppa i wyznaczono jej orbitę, było jasne, że będzie ona bardzo jasnym obiektem w peryhelium, jedną z najjaśniejszych kiedykolwiek zarejestrowanych komet. Rzeczywiście, osiągnęła całkowitą jasność wizualną -1 w pobliżu peryhelium. Przy sprzyjających warunkach obserwacji była obiektem widocznym gołym okiem na półkuli północnej przez ponad 2 miesiące. W tym momencie produkcja gazu osiągnęła 1031 cząsteczek wody s^-1 (około 300 t s^-1, 10 razy więcej niż kometa Halleya). Można ją zatem zaliczyć do "Wielkich komet" naszej epoki.

Kampania obserwacji komety Hale′a-Boppa

Wczesne odkrycie komety Hale′a-Boppa dało mnóstwo czasu na zorganizowanie ogólnoświatowych obserwacji za pomocą głównych instrumentów. Komety Hyakutake i Hale′a-Boppa były pierwszymi kometami o wyjątkowej jasności (przewyższającej pojawienie się komety West w 1976 r. i komety P/Halley w 1986 r.), które zaobserwowano za pomocą potężnych środków astronomii pod koniec XX wieku: wszechstronnych możliwości obrazowania CCD, nowych spektroskopowych urządzeń naziemnych w zakresie podczerwieni, milimetrów i submilimetrów oraz obserwatoriów kosmicznych, takich jak Infrared Space Observatory (ISO), Hubble Space Telescope (HST) i satelitów rentgenowskich. Nic więc dziwnego, że pojawiło się mnóstwo nowych wyników. Wzory pyłu komy, obrót jądra i rozmiar W wewnętrznej komie zaobserwowano złożony wzór strumieni pyłu (do siedmiu). Strumienie te wykazywały albo spirale, albo wzór promieniowy, w zależności od geometrii obserwacji w danym momencie. Blisko peryhelium wzór rozszerzających się powłok był widoczny nawet dla obserwatorów z przyrządami o skromnych rozmiarach. Zjawisko to śledzi nierównomierną aktywność powierzchni jądra: "obszary aktywne" są okresowo narażone na ogrzewanie słoneczne, gdy jądro komety obraca się. Obserwacja ewolucji czasowej wzoru strumienia (lub powłoki) pozwoliła na dokładne określenie okresu 11,4 h obrotu jądra i ocenę jego osi. Średnicę jądra wynoszącą 40-80 km określono na podstawie obserwacji za pomocą Kosmicznego Teleskopu Hubble′a, Podczerwonego Obserwatorium Kosmicznego i naziemnej radiometrii przy długościach fal milimetrowych. Jest to największe JĄDRO KOMETY spośród tych, których wielkość udało się oszacować (kometa P/Halley miała wydłużone jądro o wymiarach "zaledwie" 8 km × 8 km × 16 km).

Ogon sodowy

Jednym z najważniejszych wydarzeń obserwacji komety Hale-Bopp było wykrycie trzeciego rodzaju OGONA KOMETARYCZNEGO (oprócz ogonów pyłowych i jonowych): cienkiego, prostego ogona ujawnionego przez żółte linie D atomowego sodu przy 589 nm, który pojawia się pod kątem od drugiego prostego ogona jonowego i różni się od szerokiego, zakrzywionego ogona pyłowego. Emisję linii sodowych zaobserwowano już w wielu kometach, a w kilku z nich sugerowano wskazówki dotyczące ogona sodowego, ale po raz pierwszy obecność ogona sodowego była tak widoczna. Linie D sodu są emitowane przez fluorescencję: fotony ze Słońca są pochłaniane i ponownie emitowane izotropowo; następuje przeniesienie pędu, przyspieszając atomy sodu od Słońca z prędkościami, które mogą przekraczać 80 km s^-1. Pochodzenie kometarnego sodu jest słabo poznane. Rozkład macierzystej cząsteczki w fazie gazowej wydaje się wykluczony. Sód jest raczej uwalniany z cząstek pyłu kometarnego.

Ewolucja z odległością heliocentryczną

Wczesne wykrycie komety pozwoliło obserwatorom na zbadanie ewolucji tej wyjątkowej komety na bardzo dużym obszarze odległości heliocentrycznych i zaobserwowanie "włączenia" sublimacji różnych cząsteczek z lodu jądra, gdy kometa zbliżała się do Słońca. Zaraz po odkryciu, w odległości 7 AU, zidentyfikowano już tlenek węgla (w zakresie fal radiowych) i rodnik CN (w widmie widzialnym). Woda (śledzona przez rodnik OH obserwowany w bliskim ultrafiolecie lub w zakresie fal radiowych) pojawiła się w odległości zaledwie 4,8 AU. Aktywność komety, która jest napędzana przez sublimację lodu wodnego w krótkich odległościach heliocentrycznych, jest regulowana przez sublimację bardziej lotnych związków, zwłaszcza tlenku węgla, w dużych odległościach. Gdy kometa zbliżyła się do Słońca, kolejno obserwowano pojawienie się metanolu (CH₃OH), cyjanowodoru (HCN), siarkowodoru (H₂S), formaldehydu (H₂CO) i cyjanku metylu (CH₃CN). Ten sam wzór obserwowano w odwrotnej kolejności, gdy różne cząsteczki "wyłączały się", gdy kometa oddalała się od Słońca. W 2001 roku, w odległości około 14 AU od Słońca, kometa Hale′a-Boppa była nadal obserwowana jako aktywna. Obrazy uzyskane za pomocą teleskopu MPG/ESO o średnicy 2,2 m w La Silla nadal pokazują widoczną, zakrzywioną strukturę przypominającą dżet w komie, którą zaobserwowano wcześniej, przy czym całkowity rozmiar komy wynosił około 2 milionów km. Tlenek węgla jest nadal silnie odgazowywany, co widać w obserwacjach radiospektroskopowych za pomocą radioteleskopu SEST o średnicy 15 m, również w La Silla.

Nowe cząsteczki

Rozległe badanie spektroskopowe komety Hale-Bopp na wszystkich długościach fal, przy użyciu najnowocześniejszych instrumentów, doprowadziło do wykrycia wielu nowych gatunków cząsteczek. Kometa Hale-Bopp jest zatem obecnie kometą, której skład chemiczny jest najlepiej znany. Lista cząsteczek kometarnych nie jest jednak zamknięta, ponieważ zaobserwowano wiele niezidentyfikowanych cech widmowych. Skład substancji lotnych w komecie Hale-Bopp jest uderzająco podobny do składu chemicznego lodów międzygwiazdowych (jak niedawno zaobserwowano za pomocą ISO) oraz do składu obserwowanego w międzygwiazdowych gorących rdzeniach molekularnych i dwubiegunowych wypływach wokół protogwiazd.

Obserwacje radiowe

Oprócz znanych już cząsteczek macierzystych komety (H₂O, CO, CO₂, CH₃OH, H₂CO, HCN, H₂S) i tych dopiero co odkrytych w komecie Hyakutake (NH₃, HNCO, CH3CN, HNC, OCS), kilka cząsteczek zostało zidentyfikowanych metodą radiospektroskopii: stosunkowo złożone cząsteczki organiczne kwas mrówkowy (HCOOH), aldehyd octowy (CH₃CHO), mrówczan metylu (HCOOCH₃) i formamid (NH₂CHO), nitryl HC₃N, tioformaldehyd (H₂CS), wszystkie o zawartości rzędu 10^-4 w stosunku do wody. Tlenki siarki SO i SO₂ zostały zaobserwowane w zawartości około 0,3%, co czyni je ważnym repozytorium siarki. Odkryto rodnik NS, którego pochodzenie (z jądra lodu lub z nieznanej cząsteczki macierzystej) nadal pozostaje zagadką. Kilka jonów zaobserwowano również po raz pierwszy metodą radiospektroskopii: CO⁺, HCO⁺, H³O⁺. Deuterowaną wodę (HDO) zaobserwowano z jednego z jej submilimetrowych przejść, ze stosunkiem D/H wynoszącym 3 × 10^-4, jak w kometach 1P/Halley i Hyakutake. Deuterowaną odmianę DCN cyjanku wodoru zaobserwowano również ze stosunkiem D/H wynoszącym 2,5 × 10^-3. Jak omówiono w COMET HYAKUTAKE, wartości te są pośrednie między kosmicznym stosunkiem D/H a stosunkami obserwowanymi w cząsteczkach międzygwiazdowych i stanowią kluczowy test dla teorii formowania się Układu Słonecznego.

Obserwacje w podczerwieni

Naziemne obserwacje spektroskopowe w podczerwieni za pomocą kriogenicznego spektrometru Echelle (CSHELL) na teleskopie podczerwieni NASA (IRTF) w zakresie 2,8-4,8 μm pozwoliły na obserwację CO, CH₄, C₂H₂, C₂H₆, OCS, NH₃, kilku rodników przez ich podstawowe pasma drgań oraz wody przez pasma "gorące", na które nie wpływa absorpcja telluryczna. Pojawienie się komety Hale-Bopp zbiegło się również z działaniem Infrared Space Observatory, które po raz pierwszy mogło zabezpieczyć widmo komet w zakresie podczerwieni od 2,5 do 190 μm. Cząsteczkę wody, którą tak trudno zaobserwować z ziemi ze względu na absorpcję tellurową, można było zaobserwować w wielu szczegółach poprzez jej podstawowe pasma drgań przy długościach fal 2,7 i 6,5 μm oraz jej linie rotacyjne w dalekiej podczerwieni (180 μm). Dwutlenek węgla (CO₂) zaobserwowano poprzez jego pasmo drgań przy 4,25 μm: była to druga kometa, w której tę cząsteczkę (której nie można badać z ziemi ze względu na silną absorpcję tellurową) zaobserwowano bezpośrednio, po P/Halley, gdzie zaobserwowano ją in situ za pomocą spektrometru podczerwieni na pokładzie sondy VEGA. Jej obfitość wynosiła około 20% w stosunku do wody (w odległości 2,9 AU od Słońca, gdy wykonywano obserwację ISO), co czyni ją głównym lotnym kometą

Rozproszone źródła cząsteczek

Przed obserwacjami komety Hale′a-Boppa wiadomo było już, że niektóre "macierzyste" cząsteczki nie pochodzą z sublimacji lodu jądra, ale z wciąż słabo znanego "rozproszonego źródła" w komie. Zostało to wykazane dla CO i H₂CO, np. przez obserwacje in situ komety P/Halleya przez sondę kosmiczną Giotto. Spektroskopowe obserwacje komety Hale′a-Boppa w podczerwieni przy użyciu długiej szczeliny wykazały, że CO powstawało w połowie ze źródła rozproszonego, a w połowie z jądra, gdy kometa znajdowała się w odległości mniejszej niż 2 AU od Słońca. Znaleziono również rozproszone źródło OCS. Interferometr Institut de Radioastronomie Millimétrique (IRAM) na Plateau de Bure (Francja) oraz Berkeley Illinois Maryland Array (BIMA) i Owens Valley Radio Observatory (OVRO), oba w Kalifornii, mogły zmapować na falach radiowych milimetrowych emisję radiową niektórych cząsteczek, wykorzystując technikę z powodzeniem zastosowaną wcześniej w przypadku komety Hyakutake. Pozwoliło to na zbadanie rozkładu przestrzennego niektórych gatunków, takich jak CO, H2CO, SO, HNC, HCO⁺, i uzyskanie wskazówek dotyczących ich pochodzenia. Dokładna natura tych "rozproszonych źródeł" cząsteczek wciąż pozostaje zagadką. Wydaje się prawdopodobne, że mogą to być ziarna organiczne obserwowane in situ przez sondy kosmiczne, które badały kometę Halleya (tzw. "cząstki CHON"), ale mechanizm desorpcji cząsteczek z tych ziaren wciąż nie został wyjaśniony. Stwierdzono, że cząsteczka HNC (niestabilny izomer cyjanku wodoru HCN) ma stosunek obfitości w stosunku do HCN wahający się od 0,03 do ponad 0,20, gdy kometa zbliżała się do Słońca. Nie jest to oczekiwane, jeśli HNC były dobrze wymieszane z HCN w lodach kometarnych. Istnieje możliwość, że HCN jest przekształcany w HNC poprzez reakcje chemiczne wymiany ładunku w komie, przy czym szybkość reakcji staje się ważniejsza, gdy gęstość jest wyższa, tj. gdy kometa jest bardziej produktywna, bliżej Słońca. Obserwacje interferometryczne w IRAM rzeczywiście sugerowały, że HNC ma rozproszone źródło.

Charakterystyka pyłu kometarnego

Już wiadomo było, że pył kometarny zawiera krzemiany z obserwacji naziemnych ich charakterystycznego pasma około 10 μm i że część z nich może być krystaliczna w niektórych kometach. Zapis pełnego widma w podczerwieni komety Hale-Bopp przez ISO natychmiast ujawnił szereg dodatkowych cech widmowych przy 16, 19,5, 23,5, 27,5 i 33,5 μm, które zostały zidentyfikowane jako bogaty w magnez oliwin (forsteryt Mg₂SiO₄), specjalny rodzaj krzemianu . Bardziej ilościowa analiza naziemnych i ISO widm komety Hale-Bopp wykazała, że jej pył składał się zasadniczo z forsterytu, piroksenów (innej klasy krzemianów, takich jak MgSiO₃), amorficznych krzemianów i materiału bez cech widmowych, który mógł być ziarnami pokrytymi powłoką organiczną, wcześniej zaobserwowanymi przez sondy kosmiczne, które badały kometę Halleya. Widmo komety Hale-Bopp w tej domenie widmowej jest bardzo podobne do widma dysków pyłowych wokół niektórych młodych lub nawet rozwiniętych gwiazd, takich jak HD 100546, gwiazda pośrednia między obiektami β Pictoris lub Vegalike a gwiazdami Herbig Ae-Be, które również zostały zaobserwowane przez ISO. Zatem pył zawarty w takich dyskach wydaje się być podobny do pyłu kometarnego. Natomiast pył międzygwiazdowy wykazuje tylko krzemiany, które są w fazie amorficznej. Przekształcenie krzemianów z fazy amorficznej w krystaliczną, według naszej wiedzy, może nastąpić jedynie poprzez proces wyżarzania w stosunkowo wysokiej temperaturze (>1000 K). Nadal musimy zrozumieć, w jaki sposób komety takie jak Hale-Bopp mogły włączyć pozornie nieprzetworzone międzygwiazdowe substancje lotne z jednej strony i rozwinięte, krystaliczne krzemiany z drugiej strony.

Kometa Halleya (1P/Halley)

Kometa Halleya jest prawdopodobnie najsłynniejszą kometą, jaka kiedykolwiek została odnotowana. Powodem jest to, że jest to jedyna jasna kometa, łatwo widoczna gołym okiem, która powraca tak często, mianowicie z częstotliwością, która nigdy nie różni się zbytnio od 76 lat. Ponieważ taka częstotliwość jest mniej więcej porównywalna z długością życia człowieka, dziadkowie opowiadają o niej wnukom, a tradycja ustna ugruntowała jej sławę.

Przelot komety Halleya w 1682 roku

Do czasu przelotu komety Halleya w 1682 roku, żadnego z poprzednich przelotów nie zidentyfikowano jako pochodzącego od tego samego obiektu. W tym czasie nie znano żadnej komety okresowej, a kształt trajektorii komet był nieznany. W szczególności Johannes Kepler założył, że są to linie proste. Jednak kilka lat przed przelotem komety Halleya, Sir Isaac Newton po raz pierwszy ustalił, że parabola pasuje do obserwowanej trajektorii Wielkiej Komety z 1680 roku znacznie lepiej niż linia prosta. Parabola została zasugerowana jako jedno z możliwych rozwiązań podanych przez jego nową teorię powszechnego ciążenia. W 1703 roku przyjaciel Isaaca Newtona, EDMOND HALLEY, podjął się obliczenia orbit parabolicznych dla tych 24 historycznych komet, dla których dostępne były wystarczająco dokładne dane. Spośród 24 parabol, trzy z nich nie tylko miały ten sam rozmiar, ale także nałożyły się na siebie w przestrzeni. Daty ich przejścia były oddzielone 75 i 76 latami. Doszedł do wniosku, że trzy parabole były w rzeczywistości krańcem niezwykle wydłużonej elipsy. Trzy anonimowe komety były zatem trzema przejściami tej samej komety powracającej okresowo. Halley, słusznie dumny ze swoich wyników, napisał (po łacinie): Jeśli zgodnie z naszymi przewidywaniami kometa ta powróci w 1758 roku, uczciwa potomność rozpozna, że jej powrót został po raz pierwszy przewidziany przez Anglika.

Powrót w 1759 roku

Kometę odnalazł w Boże Narodzenie 1758 roku niemiecki amator; minęła peryhelium w marcu 1759 roku. Ponieważ powrót przewidziany przez Halleya został zweryfikowany, dotychczas anonimowa kometa została nazwana po raz pierwszy kometą Halleya. Jej przejście w 1758 roku odegrało kluczową rolę w Europie kontynentalnej, przekonując ludzi, że prawo powszechnego ciążenia Newtona jest poprawne. Powodem jest to, że Alexis Clairaut, wykorzystując istnienie zaburzeń planetarnych do skorygowania orbity komety po raz pierwszy, przewidział przejście przez peryhelium w 1759 roku z dokładnością jednego miesiąca.

Powrót w 1835 roku

Podczas powrotu komety Halleya w 1835 roku, ulepszenia instrumentów optycznych ujawniły po raz pierwszy istnienie zjawisk fizycznych zachodzących w głowie komety. W szczególności rysunki Friedricha Bessela pokazują strumienie, promienie i wachlarze, które wydają się być wyrzucane w kierunku Słońca, zanim zostaną odrzucone od Słońca. Bessel zinterpretował swoje rysunki za pomocą swojego klasycznego już "modelu fontanny", sugerującego już parujące gazy odciągające pył w kierunku Słońca od jądra. Wyglądało to na potwierdzenie idei Laplace′a, napisanych w 1803 roku, na temat istnienia stałego zamrożonego jądra.

Powrót w 1910 r.

Fotografia i spektroskopia po raz pierwszy przyniosły bardzo dużą ilość danych. W 1931 r. Bobrovnikoff opublikował ważną monografię przelotu z 1910 r., w której wykorzystał 709 fotografii i kilkadziesiąt spektrogramów. Rodniki i jony, które zostały zidentyfikowane w głowach i ogonach dawnych komet, pochodziły tylko z trzech pierwiastków: węgla, azotu i tlenu. Przelot komety Halleya w 1910 r. dodał wodór do tej listy (pasmo Fortrat CH w pobliżu 4300 ?). Bobrovnikoff założył, że cztery zidentyfikowane pierwiastki (H, C, N, O) pochodziły z trzech "macierzystych" cząsteczek odparowujących z jądra, a mianowicie dwutlenku węgla CO₂, amoniaku NH₃ i wody H₂O. Fragmentacja i jonizacja tych trzech cząsteczek były w stanie wyjaśnić wszystkie obserwowane widma: CN, C₂, C₃, CH, OH, NH, NH₂ i jony CH⁺, OH⁺, N₂⁺, CO^{+ i CO₂>sup>+} (w tym późniejsze identyfikacje). Dane te stanowią podstawę, na której Fred Whipple zbudował swój lodowy model konglomeratu JĄDRA KOMETY w 1950 r. Potrzeba większej liczby cząsteczek macierzystych stała się oczywista dopiero później, ponieważ brak zderzeń molekularnych w większości komet nie był wcześniej obserwowany.

Powrót w 1986 r.: obfitość atomów

Dzięki misjom kosmicznym przejście komety Halleya w 1986 r. przyniosło bogactwo nowych danych, koordynowanych przez International Halley Watch i zachowanych na dyskach kompaktowych w Comet Halley Archives. Średnie stosunki liczby atomów lekkich pierwiastków znalezionych w lotnej frakcji komety Halleya wyniosły:



Stwierdzono, że stosunek masy pyłu do gazu wynosi M = 0,8±0,2 dla komety Halleya. Stwierdzono, że jej obfitość pierwiastków jest quasi-słoneczna dla 17 zmierzonych pierwiastków, z wyjątkiem wodoru, który został zubożony o czynnik około 500 w komecie w stosunku do Słońca. Występowała również mniejsza rozbieżność dla Si, dwukrotnie bardziej obfitego, i Fe, o połowę mniej obfitego w komecie niż w Słońcu, tak że stosunek Fe/Si jest czterokrotnie mniejszy w komecie Halleya niż w Słońcu. Ten anomalny stosunek przypomina ten sam typ anomalii w chondrytach węglistych, gdzie stosunek Fe/Si waha się od 25% do 75% słonecznego. Uważa się, że KOMETY i CHONDRYTY mają podobne pochodzenie, chociaż nieco inną historię termiczną (chondryty były bardziej nagrzewane niż komety). Skład planet skalistych sugeruje również, że w wewnętrznym układzie słonecznym występuje zmienny niedobór żelaza w stosunku do Słońca.

Powrót z 1986 r.: dane molekularne

Wszystkie gatunki chemiczne zidentyfikowane w poprzednich kometach, plus kilka innych, zostały zidentyfikowane w komecie Halleya podczas jej przejścia w 1986 r. Średni skład chemiczny pyłu w komecie Halleya został również ustalony w procentach masowych. Pył zawiera 33% substancji organicznych i 67% nieorganicznych. Frakcja organiczna składa się w połowie z nienasyconych węglowodorów i w połowie z bardziej złożonych cząsteczek zawierających również tlen, azot i siarkę. Frakcja nieorganiczna składa się w trzech czwartych z krzemianów, a resztę stanowią FeS, grafit i siarka; obie frakcje zawierają również wodę związaną, prawdopodobnie wodę hydratacyjną. Lotna frakcja komety Halleya zawierała (w liczbie atomów) około 78,5% H₂O, 4,5% HCO-OH, 4,2% H₂CO, 3,5% CO₂, 1,0% CO; 2,5% N₂, 1,0% HCN, 0,8% NH₃, 0,8/ N₂H₄, 0,4% C₄H₄N₂; 1,5% C₂H₂, 0,5% CH₄, 0,2% C₃H₂; 0,1% H₂S, 0,05% CS₂ i 0,05% S₂. Skład poszczególnych ziaren pyłu z komety Halleya wykazał duże rozproszenie obfitości pierwiastków od ziarna do ziarna, chociaż wydaje się możliwe sklasyfikowanie ich do czterech odrębnych rodzin:

Grupa A (bogata w węgiel) oznacza 54% C, 12% O, 10% metali (37 ziaren).
Grupa B (bogata w tlen) oznacza 54% O, 10% C, 15% metali (18 ziaren).
Grupa C (bogata w Mg-Si) oznacza 81% metali (ale 5% Fe), 2% C, 2% O (10 ziaren).
Grupa D (bogata w żelazo) oznacza 33% Fe, ale 9% Mg, 5% Si, 8% C, 4% O (11 ziaren).

Te submikroskopowe ziarna wydają się reprezentować ziarna pyłu międzygwiazdowego z czterech różnych źródeł, pochodzące początkowo z różnych środowisk gwiezdnych i które nigdy nie zostały poddane obróbce termicznej przed osadzeniem się razem w środkowej płaszczyźnie mgławicy protosłonecznej, przed akrecją w komety.

Halo parujących ziaren

Istnienie rozszerzonego halo parujących lodowych cząstek zostało wykryte wokół jądra komety Halleya, w szczególności poprzez produkcję CO, prawdopodobnie pochodzącego z fotodysocjacji przez światło słoneczne cząsteczek kwasu mrówkowego HCO-OH i formaldehydu H₂CO, które zostały wykryte w organicznych ziarnach nazwanych przez astronomów CHON. Inne lodowe halo ziaren zostały wykryte wcześniej w innych kometach.

Stosunek izotopowy

Przed przejściem komety Halleya w 1986 r. jedynym stosunkiem izotopowym mierzonym w kometach był stosunek ¹²C/¹³C mierzony z widm rodnika C₂. Widma były trudne do zmierzenia ze względu na mieszanie się pasma C₂ z NH₂. Przypuszczano, że przybliżone stosunki od 70 do 140 są zgodne ze stosunkiem ziemskim 89, a nie ze stosunkiem międzygwiazdowym 43±4. Jednak analiza linii widmowych ¹³CN w komecie Halleya wykazała stosunek izotopowy węgla w rodniku CN wynoszący 65±9. Ten stosunek izotopowy zależy od rozważanej cząsteczki, ponieważ pochodzi z różnych efektów frakcjonowania. Stosunek międzygwiazdowy również waha się od 40 do 90 w różnych cząsteczkach. Fakt, że niektóre ziarna pyłu w komecie Halleya miały różne stosunki izotopowe węgla, można interpretować jako wynik różnego pochodzenia tych ziaren w przestrzeni międzygwiazdowej, co potwierdza interpretację ich dużego rozproszenia w obfitościach pierwiastków, o której wspomniano wcześniej. Stosunek izotopów D/H został również zmierzony w komecie Halleya; pierwsze pomiary miały duże paski błędów, ale ostatnio zostały znacznie poprawione. Deuter daje obecnie 320 części na milion (ppm) w wodzie komety Halleya, co jest około dwa razy więcej niż stężenie deuteru w naszych oceanach (około 156 ppm). To duże wzbogacenie deuterem zostało potwierdzone w dwóch ostatnich jasnych kometach (Hyakutake i Hale-Bopp). w porównaniu z deuterem w atmosferze Jowisza, co stanowi uczciwą ocenę jego zawartości w pierwotnym gazie mgławicowym, wzbogacenie deuterem w cząsteczkach wody komety Halleya, jak również w dwóch innych jasnych kometach, wynosi czynnik 16, podczas gdy wzbogacenie w wodzie naszych oceanów wynosi czynnik 8.

Orbita komety Halleya

Obecna orbita komety Halleya jest ekstremalnie wydłużoną orbitą o mimośrodzie e = 0,967. Przy 76-letnim okresie, jej odległość peryhelium wynosząca 0,587 jednostek astronomicznych (AU) ustala jej aphelium na prawie 35 AU. Jej nachylenie do ekliptyki wynosi 17,8°, ale ponieważ orbituje w kierunku wstecznym, jej nachylenie zwykle określa się jako 162,2°. Ponad 30 poprzednich przejść zostało obliczonych wstecz z niezwykłą dokładnością, co pozwoliło na jednoznaczne odnalezienie 30 przejść w dokumentach historycznych. Jej okres wahał się nieregularnie od 79,6 lat (od 451 do 530 r. n.e.) do 74,4 lat (od 1835 do 1910 r.). Zmiany w jej okresie wynikają z różnych pozycji planet olbrzymów, których przyciąganie nieznacznie zmienia jej orbitę. Natomiast jej orientacja w przestrzeni prawie się nie zmienia.

Los komety Halleya

Wszystkie obserwowane komety żyją krótko, ponieważ wielokrotnie wpadają do wewnętrznego układu słonecznego, gdzie rozpadają się w cieple słonecznym; okresowe komety zwykle znikają po dwustu lub trzystu przejściach. Kometa Halleya nie jest wyjątkiem. Jej zamarznięte jądro odparowuje gazy, które unoszą pył; powoduje to te przejściowe zjawiska, z których komety są tak dobrze znane. Ich głowy i ogony, stale gubione w przestrzeni, są najlepszym dowodem ich rozpadu. Taki rozpad często kończy się rozszczepieniem jądra. Ostatecznie wszystkie komety stają się niewidzialne. Mniejsze fragmenty mogą pozostać na zawsze na swoich orbitach lub mogą rozpaść się na coraz drobniejszy pył, jeśli nie uderzą w którąś z planet. Ponieważ nadal widzimy komety miliardy lat po powstaniu Układu Słonecznego, musi istnieć stałe źródło nowych komet.

Źródła dziewiczych komet

Rzeczywiście, znaleziono dwa rezerwuary dziewiczych komet, w których pozostała duża liczba komet od początku istnienia Układu Słonecznego. Jednym z nich jest PAS KUIPERA, pierścień milionów komet na quasi-kołowych orbitach poza orbitą Neptuna; drugim jest OBŁOK OORT, gigantyczna kula skupiona na Słońcu, której średnica jest tysiąc razy większa od rozmiaru układu planetarnego; zawiera miliardy komet. Te dwa zbiorniki utrzymują komety w ich pierwotnym stanie w głębokim zimnie kosmosu. Pas Kuipera jest nieco zaburzony przez rezonanse z orbitą Neptuna; powoduje to KRÓTKOKRESOWE KOMETY (okresy od 3 do 30 lat), podczas gdy pływy galaktyczne i czasami działanie pobliskiej gwiazdy zaburzają Obłok Oorta i powodują DŁUGOOKRESOWE KOMETY (okresy ponad 200 lat). Kometa Halleya jest przypadkiem szczególnym: wraz z kilkoma innymi kometami jej okres leży w przerwie między kometami krótko- i długookresowymi; z tego powodu prawdopodobnie powinna być nazywana kometą "średniookresową". W związku z tym jej pochodzenie nie jest do końca pewne.

Pochodzenie komety Halleya

Sam fakt, że kometa Halleya znajduje się na orbicie wstecznej sprawia, że bardziej prawdopodobne jest, że została przechwycona z Obłoku Oorta. Powodem jest to, że wszystkie komety Pasa Kuipera obracają się w kierunku progradowym, podobnie jak wszystkie planety. Bliskie spotkanie z planetą, które drastycznie zmieniłoby swój kierunek, jest wysoce nieprawdopodobnym wydarzeniem. Jeśli kometa Halleya pochodziła z Obłoku Oorta kilka tysięcy lat temu, to miała wspólne pochodzenie ze wszystkimi innymi kometami z tego obłoku. Obłok Oorta powstał podczas akrecji planet olbrzymów. Wzrost tych bardzo masywnych obiektów wyrzucił dużą część lodowych PLANETOZYMALI, które powstały w ich strefach, do Obłoku Oorta. Uran i Neptun były najbardziej skuteczne; Jowisz i Saturn stały się zbyt masywne i rozwinęły pole grawitacyjne, które wyrzuciło większość lodowych ciał zbyt daleko w przestrzeń, aby mogły być utrzymane przez grawitację Słońca wewnątrz Obłoku Oorta. Tak więc ostateczne pochodzenie komety Halleya leży prawdopodobnie wśród lodowych planetozymali, które akreowały w strefach Urana i Neptuna. Liczne anomalie izotopowe wspomniane wcześniej w ziarnach pyłu komety Halleya potwierdzają, że ziarna międzygwiazdowe, które akreowały w taki lodowy planetozymal, nigdy wcześniej nie były podgrzewane; gdyby powstał w strefie Jowisza, wyższa temperatura PROTOPLANETARNEGO DYSKU (blisko 220 K) wywołałaby neutralne reakcje wymiany izotopowej z wodorem mgławicowym, co również zmniejszyłoby wzbogacenie jego wody deuterem z 16 do 6. Ponieważ tak nie było, wydaje się to najlepszym dowodem na ostateczne pochodzenie komety Halleya. Jego wzbogacenie deuterem odpowiada niezmodyfikowanym warunkom międzygwiazdowym. W zewnętrznym układzie słonecznym było zbyt zimno, aby reakcje wymiany izotopów neutralnych mogły działać.

Jądro komety Halleya

Choć bardzo małe, jądro komety jest jedyną stałą cechą komety. Głowa i ogon to zjawiska przejściowe, które pojawiają się tylko w pobliżu Słońca. Są to pozostałości rozpadu jądra na pył i gaz. Wiadomo było pośrednio, że jądra komet są obiektami o wielkości od kilku do kilkudziesięciu kilometrów, ale jądro komety Halleya jest pierwszym jądrem, które zostało sfotografowane z bliska. Zrobiono to w 1986 roku podczas przelotu statku kosmicznego GIOTTO (Europejska Agencja Kosmiczna). Zdjęcia ujawniły, że ma ono dość nieregularny kształt; 90% jego powierzchni pokrywa czarna skorupa, która prawdopodobnie składa się z ziaren krzemianu sklejonych czarnym materiałem organicznym wyglądającym jak sadza i wyraźnie zawierającym dużą ilość węgla. Utrata lodu wodnego i bardziej lotnych lodów w skorupie nie sięga zbyt głęboko; skorupa jest przebita wieloma otworami, które działają jak wybuchające kratery lub fontanny, z których odparowuje wewnętrzny śnieg. To, co teraz widzimy, jest wyraźnie wynikiem wielu przejść blisko Słońca, gdzie powierzchnia jądra została wystarczająco ogrzana, aby stracić swoje substancje lotne i zespawać swoje ziarna. Jednak przewodzenie ciepła przez skorupę pozwala pobliskim warstwom substancji lotnych na odparowanie podczas każdego przejścia do peryhelium, a ich ciśnienie musi stać się wystarczająco duże, aby utrzymać otwarte wiele "fontann", które zasilają komę i ogony, dopóki kometa nie ostygnie wystarczająco, oddalając się od ciepła słonecznego. Jądro komety Halleya jest wydłużonym ciałem o wymiarach około 8 na 15 km, które wydaje się być wynikiem dwóch mniej więcej kulistych lodowych planetozymali, które się ze sobą zlepiły. Przejście komety Halleya w 1986 r. odegrało ważną rolę w wyjaśnieniu wielu cech i właściwości komet, w tym ich pochodzenia. Obecnie wydaje się, że jest dość dobrze ugruntowane, że jądra komet powstały z lodowych ziaren międzygwiazdowych, które najpierw osiadły w środkowej płaszczyźnie mgławicy protosolarnej. Nadal istniejące komety są mniej lub bardziej dziewiczymi pozostałościami materiału, który nie został użyty do stworzenia planet.

Kometa Hyakutake (C/1996 B2)

Kometa C/1996 B2 (Hyakutake) została odkryta 30 stycznia 1996 roku przez japońskiego astronoma amatora Yuji Hyakutake. (Nie należy jej mylić z inną "kometą Hyakutake" odkrytą przez tę samą osobę 5 tygodni wcześniej, C/1995 Y1, która była znacznie mniej spektakularna). Wkrótce odkryto, że kometa Hyakutake miała zbliżyć się do Ziemi 25 marca 1996 roku, w odległości zaledwie 0,102 AU (15 300 000 km). Przeszła przez peryhelium 1 maja 1996 roku w odległości 0,230 AU od Słońca. To ciało niebieskie jest kometą długookresową (około 9000 lat) z płaszczyzną orbity nachyloną pod kątem 125? nad ekliptyką; przypuszczalnie pochodzi z OORT CLOUD.

Bliskie podejścia komet do Ziemi

Wiadomo, że kilka KOMET przeszło wyjątkowo blisko Ziemi. Spośród tych o dobrze znanych orbitach, najbliższe podejście miała kometa D/1770 L1 (Lexell) w 1770 r.: zaledwie 0,015 AU (tj. 2 400 000 km, siedem razy więcej niż odległość Księżyc-Ziemia). W XX wieku komety 7P/Pons-Winnecke minęły w odległości 0,039 AU w 1927 r., 73P/Schwassmann-Wachmann 3 w odległości 0,062 AU w 1930 r., C/1983 H1 (IRAS-Araki-Alcock) w odległości 0,031 AU i C/1983 J1 (Sugano-Saigusa-Fujikawa) w odległości 0,063 AU w 1983 r. Bliskie przejście komety Hyakutake w odległości 0,102 AU jest zatem rzadkie, ale nie wyjątkowe. Kometa ta jednak była stosunkowo wysoce produktywna, wyrzucając około 2 × 1029 cząsteczek wody s^-1 (około 5 t s^-1), gdy znajdowała się w odległości około 1 AU od Słońca: to nie mniej niż 1/5 produkcji KOMETY HALLEYA w tej samej odległości. To sprawiło, że kometa stała się bardzo jasnym obiektem pod koniec marca 1996 r., osiągając zerową całkowitą wielkość gwiazdową, gdy była najjaśniejsza. Była widocznym gołym okiem obiektem przez kilka dni z ogonem rozciągającym się do 90°.

Kampania obserwacji komety Hyakutake

Kampania obserwacji, w której wykorzystano większość dużych instrumentów astronomicznych, musiała zostać zorganizowana w krótkim czasie. Zebrano wiele nowych wyników dotyczących nauki o kometach, tuż przed równie udanymi obserwacjami komety C/1995 O1 (Hale-Bopp).

Jądro, rozmiar i obrót

Echo radarowe komety można było uzyskać za pomocą 70-metrowej anteny Goldstone w Kalifornii. Ponieważ sygnał radarowy jest proporcjonalny do Δ^-4 (Δ jest odległością obserwatora od celu), można było zaobserwować tylko komety znajdujące się w bliskiej odległości, a do tej pory tylko garstka z nich mogła zostać wykryta za pomocą technik radarowych: 2P/Encke, 26P/Grigg-Skjellerup, C/1983 H1 (IRAS-Araki-Alcock) i 1P/Halley. Na podstawie tych obserwacji ustalono, że JĄDRO KOMETY komety Hyakutake ma średnicę 2-3 km. W porównaniu z wysokim poziomem aktywności komety, ten niewielki rozmiar wskazuje, że większość powierzchni jest pokryta odsłoniętym, sublimującym lodem. Pomimo niewielkiej odległości od obserwatorów, jądro było zbyt małe, aby można je było rozróżnić za pomocą środków optycznych. Okres rotacji jądra komety określono na około 6,3 godziny na podstawie obrazowania w pobliżu jądra i krzywej blasku komety. Kilka jąder wtórnych zaobserwowano na zdjęciach wykonanych tuż po bliskim zbliżeniu komety do Ziemi. Każdy fragment był otoczony własną komą. Cofały się w kierunku antysłonecznym z prędkością około 12 m s^-1 i stopniowo znikały. Oczywiste jest, że nie były one spowodowane poważnym rozpadem jądra, takim jak te, które miały miejsce w przypadku komet C/1975 V1 (West) lub D/Shoemaker-Levy 9, ale raczej fragmentami zewnętrznej skorupy jądra oderwanymi przez aktywność kometarną. Prawdopodobnie takie zjawisko jest powszechne wśród aktywnych komet, ale można je zaobserwować tylko w przypadku bliskiego przelotu.

Nowe cząsteczki

Przed obserwacjami komety Hyakutake zidentyfikowano w niej tylko kilka cząsteczek macierzystych: H₂O, CO, CO₂, CH₃OH, H₂CO, HCN, H₂S. Obserwacje spektroskopowe, głównie w zakresie radiowym i podczerwonym, pozwoliły na identyfikację wielu innych gatunków. Amoniak (NH₃), podejrzewany o bycie prekursorem rodników NH i NH₂, został zaobserwowany przez jego linie centymetrowe z obfitością w stosunku do wody wynoszącą około 0,7%. To czyni tę cząsteczkę głównym składowiskiem kometarnego azotu. Inne związki azotu zostały zaobserwowane jako drugorzędne gatunki przez ich milimetrowe linie radiowe: kwas izocyjanowy (HNCO), cyjanek metylu (CH₃CN) i izocyjanian wodoru (HNC, izomer cyjanku wodoru HCN niestabilny w warunkach laboratoriów naziemnych). Za pomocą spektroskopii radiowej wykryto również cząsteczkę siarkowaną, siarczek karbonylu (OCS). Deuterowaną wodę (HDO) zaobserwowano przez jej linię radiową przy 465 GHz. Odpowiedni stosunek [D]/[H] wynosi 3 × 10^-4, wartość zbliżona do tej obserwowanej przez spektrometry masowe Giotto podczas przelotu obok komety Halleya. Wartość ta pokazuje wzbogacenie około 10 razy większe od "kosmicznej" obfitości deuteru w pierwotnej mgławicy słonecznej ([D]/[H] = 2,5 × 10^-5), gdzie deuter był zawarty głównie w cząsteczce HD. Nie jest jednak tak duże, jak obserwowane w niektórych cząsteczkach międzygwiazdowych ([D]/[H] = kilka 10^-3). Wzbogacenie deuterem może być naturalnym wynikiem reakcji chemicznych w niskiej temperaturze, takich jak te zachodzące w ośrodku międzygwiazdowym. Wzbogacenie obserwowane w kometach sugeruje, że deuter nie został ponownie zrównoważony w wodzie kometarnej i że materiał kometarny zachował, przynajmniej częściowo, sygnaturę materii międzygwiazdowej. Pojawienie się komety Hyakutake dało również okazję do przeprowadzenia pierwszych udanych obserwacji interferometrycznych komety w milimetrowych długościach fal, wkrótce ocenionych przez dalsze obserwacje KOMETY HALE-BOPP. Obserwacje w podczerwieni wykorzystywały nową generację spektrometrów o wysokiej rozdzielczości i czułości, takich jak Cryogenic Echelle Spectrometer (CSHELL) w NASA Infrared Telescope Facility (IRTF). CO i HCN zostały zaobserwowane po raz pierwszy w podczerwieni i ujawniono kilka węglowodorów. Metan (CH₄), podejrzewany od dawna o bycie cząsteczką macierzystą odpowiedzialną za obecność rodnika CH, ale nigdy jeszcze nie zidentyfikowany, został zaobserwowany w ilości około 1% w stosunku do wody. Etan (C₂H₆) został również zaobserwowany w prawie takiej samej ilości, a także acetylen (C₂H₂), który jest nienasyconym węglowodorem. Obecność zarówno nasyconych, jak i nienasyconych węglowodorów pokazuje, że cząsteczki komet nie są wynikiem chemii równowagowej. W podczerwieni wykryto również siarczek karbonylu (OCS). Obserwacje w ultrafiolecie za pomocą Teleskopu Kosmicznego Hubble′a ujawniły cząsteczkę S₂, widzianą po raz drugi w komecie, pierwszą z nich była C/1983 H1 (IRAS-Araki-Alcock) podczas jej bardzo bliskiego zbliżenia do Ziemi. Oczywiste jest, że tę cząsteczkę, która ma bardzo krótki czas życia, można wykryć jedynie za pomocą obserwacji bliskich komet o wysokiej rozdzielczości przestrzennej. W jaki sposób ta cząsteczka mogłaby zostać włączona do materii kometarnej lub stworzona przez chemiczną obróbkę lodów kometarnych lub wewnątrz wewnętrznej komy, nie jest jeszcze jasne.

Obserwacje rentgenowskie

Całkowicie nieoczekiwanym rezultatem było wykrycie emisji rentgenowskiej z komety Hyakutake. Jest to wynik wykorzystania trzech satelitarnych obserwatoriów rentgenowskich, początkowo poświęconych obserwacji wysokoenergetycznych emisji ze Słońca lub źródeł galaktycznych i pozagalaktycznych: Röntgen X-ray Satellite (ROSAT), który dokonał pierwszego wykrycia komety, Rossi X-ray Timing Explorer (XTE) i satelity Extreme Ultraviolet Explorer .Odkrycie to zostało wkrótce potwierdzone w przypadku komety Hale-Bopp, a emisję kilku innych komet można było również odzyskać z danych archiwalnych satelitów rentgenowskich. Zjawisko to nie jest zatem rzadkie i można je było zaobserwować nawet w przypadku niektórych słabych komet. Otwiera ono zupełnie nowe perspektywy dla obserwacji komet, a jego interpretacja stanowi nowe wyzwanie dla fizyki komet. Wysokoenergetyczne promieniowanie, takie jak promienie rentgenowskie, nie może być emitowane przez kometę, która jest bezwładnym, zimnym ciałem. Emisja ta pochodzi raczej z interakcji materii kometarnej z wysokoenergetycznym promieniowaniem słonecznym lub cząsteczkami słonecznymi. Dokładna natura tej interakcji została niedawno wyjaśniona przez ponowne zbadanie danych EUVE dotyczących komety Hyakutake i niezależnych obserwacji komety C/1999 S4 (LINEAR) przez Obserwatorium Rentgenowskie Chandra, które pokazują linie emisyjne silnie wzbudzonych jonów. Przeniesienie ładunku z ciężkich jonów w wietrze słonecznym do atomów neutralnych w atmosferze komety wzbudza atomy komet do wysokich poziomów elektronowych, a ich deekscytacja skutkuje emisją promieni rentgenowskich. Wyklucza to inne proponowane mechanizmy, takie jak rozpraszanie emisji promieni rentgenowskich przez bardzo małe (attogramowe) ziarna komet.

Kometa Ikeya-Seki (C/1965 S1)

Spośród małych ciał Układu Słonecznego kometa Ikeya-Seki - Wielka Kometa 1965 roku - jest wyjątkowym obiektem z więcej niż jednego powodu. Należy do wyjątkowej klasy komet, grupy Kreutza sungrazing, zespołu tak nazwanego, ponieważ jej członkowie mają niezwykle małe odległości najbliższego podejścia, ocierając się tym samym o Słońce w peryhelium. Ikeya-Seki jest jednym z najjaśniejszych członków rodziny, z pewnością najjaśniejszym i najlepiej obserwowanym w naszej epoce. W bliskiej odległości od Słońca część ogniotrwałego składnika materiału komety ("pyłu") odparowuje z powodu bardzo intensywnego ciepła, dzięki czemu ciężkie, metaliczne pierwiastki, których nie widać z większych odległości, uwalniają się i można je wykryć. Liczne emisje spowodowane takimi pierwiastkami zostały rzeczywiście sfotografowane i zidentyfikowane szczegółowo po raz pierwszy w widmach optycznych komety Ikeya-Seki. Podobnie, to właśnie na tej komecie wykonano pierwsze obserwacje wielopasmowe w podczerwieni i wykorzystano je do uzyskania dalszych informacji na temat pyłu kometarnego. Ikeya-Seki zostanie również zapamiętana jako jedna z najbardziej spektakularnych komet tego stulecia, z jedną na początku (Wielka Kometa Dzienna ze stycznia 1910 r.) i drugą pod koniec (Hale-Bopp, Wielka Kometa z 1997 r.); te dwie ostatnie komety nie były muskającymi słońce kometami Kreutza, ale były dość jasne, szczególnie KOMETA HALE-BOPP.

Odkrycie: oznaczenia

Kometa Ikeya-Seki została odkryta 18 września 1965 roku, niezależnie przez dwóch japońskich astronomów amatorów, Kaoru Ikeya i Tsutomu Seki. Nosi więc imiona dwóch bardzo pracowitych i skutecznych "łowców komet", którzy systematycznie i cierpliwie badają niebo każdej bezchmurnej nocy w poszukiwaniu nowych, rozmytych, ruchomych obiektów. Do nazwy dodano oznaczenie roku. Tak więc kometa ta jest znana w literaturze jako Ikeya-Seki (1965f) lub (1965 VIII). Zgodnie z nowym systemem przyjętym niedawno jest ona również oznaczana jako C/1965 S1 (Ikeya-Seki). Należy zauważyć, że nasza słynna kometa nie powinna być mylona z inną kometą Ikeya-Seki odkrytą około dwa lata później, 1967n=1968 I=C/1967 Y1.

Orbita: znak pochodzenia

Zaledwie kilka dni po odkryciu zdano sobie sprawę, że kometa przejdzie bardzo blisko Słońca, a gdy nieco później zabezpieczono wystarczającą liczbę obserwacji, aby określić wiarygodną trajektorię, elementy orbity nie pozostawiły wątpliwości: w rzeczywistości nadchodził nowy członek rodziny sungrazerów. Był to właściwie ósmy członek, który był wówczas dość dobrze znany. Wszystkie te obiekty zbliżają się do wewnętrznego układu słonecznego z niemal dokładnie tego samego kierunku w przestrzeni i podążają niemal identycznymi ścieżkami, przy czym główną różnicą jest okres rewolucji (500-1100 lat, dla tych, które są znane), a zatem czas ich pojawienia się. Pomysł, że niektóre komety tworzą grupę lub rodzinę, oznacza, że uważa się, że istnieje fizyczny lub genetyczny związek między tymi pojedynczymi obiektami. Ta koncepcja zastosowana do szeregu komet o bardzo podobnych orbitach i niezwykle małych odległościach peryhelium sięga końca XIX wieku. KIRKWOOD, a po nim Kreutz, który jako pierwszy szczegółowo badał orbity komet muskających słońce, twierdził, że komety te powstały w wyniku rozpadu starożytnej, gigantycznej komety macierzystej. Rodzina komet muskających słońce była omawiana szerzej w XX wieku, szczególnie przez Marsdena i Öpika, po przejściu komety Ikeya-Seki. Niedawno Bailey i jego współpracownicy zaproponowali, że długoterminowe świeckie zaburzenia grawitacyjne w Układzie Słonecznym powodują stopniowe zmiany w elementach orbitalnych niektórych komet, co prowadzi do trajektorii muskających słońce; sugerują, że takie transformacje w fazę muskającą słońce nie są rzadkie w dynamicznej ewolucji komet długookresowych. Wspomnijmy tu pokrótce o szczególnym powiązaniu rodzicielskim między dwoma członkami rodziny: elementy orbitalne komety Ikeya-Seki są tak bardzo podobne do elementów Wielkiej Komety Wrześniowej z 1882 r. (1882 II lub C/1882 R1), na przykład ich odległości peryhelium różnią się tylko o 0,000 04 AU (1 AU, jedna jednostka astronomiczna, to średnia odległość Ziemi od Słońca), mniej niż 1% promienia słonecznego, że te komety prawdopodobnie narodziły się razem, gdy ich bezpośredni rodzic rozdzielił się w peryhelium (może to być Wielka Kometa z 1106 r., jak wskazuje Marsden). Tak więc 1882 II i 1965 VIII są siostrami bliźniaczkami - nie są jednak identycznymi bliźniaczkami, ponieważ pierwsza była zauważalnie większa i jaśniejsza od drugiej. Orbita samego Ikeya-Seki jest pokazana schematycznie na rysunku 1. Jest to niezwykle wydłużona elipsa, która przeprowadza kometę prosto przez koronę słoneczną w peryhelium: znajduje się ona wówczas w odległości od powierzchni Słońca wynoszącej zaledwie dwie trzecie promienia słonecznego, czyli nieco mniej niż 500 000 km, podczas gdy na drugim końcu orbity (w aphelium) jest oddalona o około 30 miliardów kilometrów. Kometa muskająca Słońce zazwyczaj składa nam błyskawiczną wizytę i stanowi uderzający przykład drugiego prawa Keplera, zgodnie z którym linia między Słońcem a orbitującym ciałem (wektor promienia) przebiega przez równe obszary w równych odstępach czasu (patrz PRAWA KEPLERA). Tak więc Ikeya-Seki wykonała pół obrotu wokół Słońca w mniej niż cztery godziny (jej prędkość w peryhelium wynosiła 480 km s_-1), podczas gdy wykonanie pełnego obrotu zajmuje jej około 900 lat! Z jasności komety w chwili odkrycia i wkrótce potem przewidywano i szeroko ogłaszano, że Ikeya-Seki będzie imponującym widokiem, gdy znajdzie się blisko Słońca. Spektakularny był rzeczywiście, osiągając astronomiczną wielkość około -10 do -11 w najjaśniejszym momencie (tj. porównywalną jasnością do Księżyca, gdzieś pomiędzy kwadrą a pełnią Księżyca lub kilkaset razy jaśniejszy niż Wenus w momencie największej jasności) i ukazując wspaniały ogon (czasami o długości 30°) przez kilka tygodni wokół peryhelium . Niestety jednak kształt i orientacja orbity obiektu sungrazer sprawiają, że jego obserwacja jest dość trudna. Tak więc, ze względu na niewielką odległość kątową komety Ikeya-Seki od Słońca i jej położenie na niebie, zawsze na południe od równika niebieskiego, wspaniały pokaz, jaki dała, był zarezerwowany zasadniczo dla astronomów amatorów i profesjonalistów w uprzywilejowanych miejscach o bardzo czystym niebie, na niezbyt dużych szerokościach geograficznych. Była dobrze obserwowana w Japonii, Australii i Nowej Zelandii, Afryce Południowej, południowej Europie, Ameryce Południowej, Meksyku i południowo-zachodniej części Stanów Zjednoczonych. Podobnie jak wiele innych muskających słońce komet, Ikeya-Seki zniknęła dość szybko; była obserwowana przez mniej niż cztery miesiące po peryhelium.

Cechy fizyczne: rozmiar, struktura

Fragmentacja jest częstym zjawiskiem wśród obiektów muskających słońce. Na przykład zaobserwowano, że kometa 1882 II rozpadła się na ponad pięć części w pobliżu peryhelium; podobnie, kilka raportów wskazywało, że co najmniej trzy podjądra (jedno znacznie jaśniejsze od pozostałych) pojawiły się tuż po najbliższym zbliżeniu się Ikeya-Seki do Słońca. Obiekty muskające słońce powstają, jak sądzimy, w wieloetapowym procesie, który zaczyna się od rozpadu przodka, wiele stuleci lub tysiącleci wcześniej, a następnie rozbicia kolejnych potomków, gdy wracają w okolice Słońca. Najprawdopodobniej powoduje to bardzo dużą liczbę małych obiektów muskających słońce, co potwierdza obecne odkrycie coraz większej liczby takich "karłowatych" obiektów muskających słońce (jak ujął to J. E. Bortle) za pomocą koronografów na pokładzie Solar and Heliospheric Observatory (SOHO). Pytanie, które nasuwa się, gdy kometa muskająca słońce jest widziana przed peryhelium, brzmi: czy przetrwa? Krótko mówiąc, odpowiedź brzmi, że większe osobniki się rozpadną (nawet jeśli zostaną złamane), a pigmeje nie. Rozmiar i wewnętrzna wytrzymałość to czynniki decydujące o uniknięciu rozpadu lub całkowitego rozproszenia. Gdy przelatują tak blisko pieca słonecznego, komety te są poddawane bardzo intensywnym naprężeniom cieplnym, a mniej lub bardziej istotna część ich masy zostanie odparowana. Poza tym doświadczają innego fizycznego wpływu Słońca, efektu pływowego. Ponieważ centralne przyciąganie grawitacyjne jest odwrotnie proporcjonalne do kwadratu odległości, działanie Słońca jest silniejsze na części ciała przechodzącego najbliżej niego niż na części najbardziej odległe. Ta różnica może być znacząca, jeśli ciało stałe jest większe niż pewna granica krytyczna i dodatkowo nie jest wystarczająco silnie ustrukturyzowane, nie będzie w stanie oprzeć się różnicowej sile grawitacyjnej i rozszczepi się lub rozpadnie: nazywa się to rozerwaniem pływowym. Na podstawie argumentów dynamicznych, ewolucyjnych i statystycznych oraz wykorzystując dane obserwacyjne dotyczące najbardziej znanych komet muskających słońce, w szczególności Ikeya-Seki, kilku astronomów było w stanie wyciągnąć wnioski dotyczące pochodzenia i stabilności orbitalnej tej klasy komet, a także niektórych ich właściwości fizycznych. Rozważmy na przykład prędkości różnicowe uzyskane przez fragmenty komety muskającej słońce po przejściu przez peryhelium. Jeśli, jak zrobił to Öpik, przypiszemy te różnice różnicom w radialnym opóźnieniu lub "efektowi rakiety" wytwarzanym na podjądrach o różnych rozmiarach, gdy wyrzucają gazy w ogólnym kierunku słonecznym, możemy oszacować wymiary tych różnych fragmentów. Stosując tę metodę do Ikeya-Seki i wykorzystując obserwowane kolejne separacje dwóch głównych towarzyszy, można ustalić, że jaśniejszy z nich miał średnicę od 5 do 10 km, a słabszy był około dwa razy mniejszy. Wymiary te są zgodne z dolną granicą uzyskaną przez Sekaninę dla średnicy jądra macierzystego (3-5 km) na podstawie innego założenia, a mianowicie, że względne ruchy podjąder są przypisywane prędkości separacji nadanej przy rozpadzie (jest to utożsamiane z równikową prędkością obrotową komety macierzystej, obrót jest również możliwą przyczyną przyczyniającą się do rozerwania). Przy założonej gęstości 1 g cm^-3 masa komety Ikeya-Seki mogła być rzędu 1014 kg (około pięć razy mniej niż masa KOMETY HALLEYA). Masa siostry bliźniaczki 1882 II była prawdopodobnie 100 razy większa, masa "gigantycznego" przodka sungrazerów była jeszcze o około dwa rzędy wielkości większa, tj. masa powiedzmy 10¹⁸ kg. Tę ogromną liczbę należy umieścić w perspektywie astronomicznej: stanowi ona zaledwie około jedną dziesięciomilionową masy Ziemi! Ponieważ siła spójności i rozmiar są ściśle powiązane w rozpadzie pływowym, wiedza o tym drugim (w danej odległości od ciała centralnego) może być wykorzystana do wyprowadzenia pewnych informacji dotyczących tego pierwszego. Mimo że wywnioskowane wartości są przybliżone, są one raczej pouczające. Za pomocą uproszczonego modelu (nieobrotowego, jednorodnego, kulistego jądra), zastosowanego do danych dostępnych dla Ikeya-Seki i niektórych innych członków jego rodziny, Öpik wykazał, że siły spójności, które Ponieważ siła spójności i rozmiar są ściśle powiązane w rozpadzie pływowym, wiedza o tym drugim (w danej odległości od ciała centralnego) może być wykorzystana do wyprowadzenia pewnych informacji dotyczących tego pierwszego. Mimo że wywnioskowane wartości są przybliżone, są one raczej pouczające. Za pomocą uproszczonego modelu (nieobrotowego, jednorodnego, kulistego jądra), zastosowanego do danych dostępnych dla Ikea-Seki i niektórych innych członków tej rodziny, Öpik wykazał, że siły spójności, które utrzymują te ciała razem, są znacznie słabsze niż siły spójności wszelkich znanych materiałów (takich jak skały ziemskie lub rodzice meteorytów), z wyjątkiem meteorycznych "kul pyłu" (luźno związanych zespołów ziaren pyłu obserwowanych jako meteoryty, gdy wchodzą w naszą atmosferę), które charakteryzują się wytrzymałością na zgniatanie rzędu 104 dyn cm^-2, około cztery (odpowiednio pięć) rzędów wielkości niższą niż wytrzymałość na rozciąganie (odpowiednio na ściskanie) skał. Odkrycia te są zasadniczo zgodne z modelem komet WHIPPLE′A, który opisuje jądro jako luźny, porowaty agregat materii lodowej i mineralnej. Niska wytrzymałość kohezyjna jest również zgodna z faktem, że fragmentacja komet jest często obserwowana nawet w dużej odległości od masywnego ciała, takiego jak Słońce lub Jowisz, a zatem przy braku jakiegokolwiek działania pływowego. Na koniec warto przypomnieć, że chociaż dość kruche, jądra komet są jednak wystarczająco odporne, aby przetrwać muskające podejście do Słońca, przy czym większe z nich są w każdym przypadku obserwowane w formie kilku trwałych komponentów po ich doświadczeniu rozszczepienia.

Wskazówki dotyczące natury i składu pyłu kometarnego

Pomimo wielkich trudności związanych z obserwacją obiektu znajdującego się zaledwie kilka stopni od Słońca na niebie, poświęcono znaczne wysiłki na uzyskanie danych na temat komety Ikeya-Seki w okolicach peryhelium, w szczególności danych spektroskopowych. Silna zachęta wynikała z faktu, że ten obiekt muskający słońce oferował bardzo rzadką - jak dotąd wyjątkową - okazję do uzyskania bezpośrednich dowodów na skład pyłu kometarnego za pomocą zdalnych obserwacji. Nasza bardzo ograniczona wiedza na temat względnej obfitości ciężkich pierwiastków w kometach pochodzi w zasadzie z badania meteoroidów pochodzenia kometarnego lub z pomiarów in situ (do tej pory możliwe tylko w przypadku komety Halleya). W ten sposób całkiem sporo widm Ikeya-Seki zostało zabezpieczonych 20 i 21 października 1965 r. w kilku obserwatoriach (Ratcliffe, Republika Południowej Afryki; Sacramento Peak, Nowy Meksyk; Lick, Kalifornia; Kitt Peak, Arizona; Haute-Provence, Francja). Parowanie (a raczej sublimacja) nielotnych substancji, które stanowią pył kometarny, wymaga stosunkowo wysokich temperatur, powyżej około 1000 K, osiąganych tylko wtedy, gdy kometa znajduje się wystarczająco blisko Słońca. Huebner badał sublimację składników ogniotrwałych pod wpływem promieniowania słonecznego i określił szybkość parowania i czas życia cząstek pyłu jako funkcję ich wielkości, ciepła utajonego ich materiałów składowych i odległości heliocentrycznej (r). Jest oczywiste, że pierwiastki metaliczne, które są chemicznie związane w materiale "skalnym", w postaci krzemianów lub tlenków, mogą zostać uwolnione tylko wtedy, gdy r jest mniejsze niż 0,1-0,2 AU. Kilka fragmentów tych niezwykłych widm komety Ikeya-Seki zilustrowano na rycinach 4 i 5. Zaobserwowano liczne linie emisyjne, głównie z powodu neutralnych atomów grupy żelaza, V, Cr, Mn, Fe, Co, Ni i Cu, ale także K, Ca i Ca⁺, oprócz Na, który pojawia się po raz pierwszy w pobliżu 1 AU od Słońca. Potwierdziło to w szczególności obecność kilku linii żelaza i niklu, o których donieśli Copeland i Lohse po ich obserwacjach komety 1882 II za pomocą wizualnego spektroskopu. Ta identyfikacja została w międzyczasie zakwestionowana na podstawie bezpodstawnej krytyki ignorującej szczególne warunki fizyczne panujące w atmosferze komety, ośrodku o niskiej gęstości bardzo dalekim od równowagi termodynamicznej, powszechnie występującej w eksperymentach laboratoryjnych. Obserwowane emisje atomowe powstają, podobnie jak emisje molekularne widziane dalej od Słońca, poprzez rezonans-fluorescencję (absorpcję promieniowania słonecznego przez atomy lub cząsteczki, a następnie emisję różnych możliwych przejść pochodzących z wyższych stanów energetycznych wzbudzonych w ten sposób). Analizując szereg widm Ikeya-Seki, Arpigny wykorzystał zmierzone natężenia linii do oszacowania względnych obfitości różnych atomów. Godnym uwagi wynikiem było to, że niektóre pierwiastki, zwłaszcza Al, Si, Ca i Ti, okazały się być zauważalnie niedoborowe w odniesieniu do Fe i w porównaniu z obfitością w Układzie Słonecznym. Mg był przypadkiem marginalnym. Ponieważ te pierwiastki są atomami składowymi kondensatów wysokotemperaturowych (np. korund, perowskit, melilit, rdzeń), możliwą interpretacją niedociągnięć jest to, że temperatura w komie Ikeya-Seki nie była wystarczająco wysoka, gdy analizowane widma zostały pobrane (około 14 promieni słonecznych lub 0,065 AU od Słońca), aby takie oporne materiały uległy rozkładowi w jakimkolwiek znaczącym stopniu. Nie przeprowadzono żadnych rzeczywistych pomiarów temperatury pyłu, T_d, w tej odległości heliocentrycznej ani bliżej peryhelium, ale pośrednie dowody sugerują, że T_d prawdopodobnie mieściło się w zakresie 1000-1500 K w pobliżu 0,065 AU. Można zauważyć, że bogate w Mg oliwiny i pirokseny, ostatnio uważane za ważne składniki krzemianowe ziaren pyłu kometarnego, również zawierają niektóre z niedoborowych pierwiastków. Niestety, nie udało się uzyskać bardziej szczegółowych wartości ilościowych, gdyż dostępne dane były niewystarczające. Mimo to można było bezpiecznie wyciągnąć wniosek, że skład pierwiastkowy pyłu w komecie był podobny do składu Słońca i meteorytów chondrytowych. Z drugiej strony, przestrzenne rozszerzenie emisji Na D na duże odległości od środka komety , pomimo bardzo krótkiego czasu życia sodu w obliczu jonizacji (rzędu 50 s przy r = 0,04 AU lub 8,6 promienia słonecznego) wskazuje, jak wskazali Spinrad i Miner oraz Huebner, że atomy Na muszą być osadzone w związku (lub związkach) o wysokim utajonym cieple parowania i w związku z tym być wytwarzane w rozproszonym źródle, a nie bezpośrednio z jądra. Z badania pola prędkości sodu wywnioskowano również, że ziarna pyłu prekursorowego musiały być dość duże, o promieniu ponad 20 μm. Jednocześnie wydaje się, że kometarny sód widziany w pobliżu 0,5-1 AU koniecznie pochodzi z cząstek o innej naturze, zawierających mniej opornych substancji bogatych w Na. Oprócz tych obserwacji spektroskopowych, pierwsze obserwacje komety w podczerwieni zostały przeprowadzone na Ikeya-Seki przez Becklina i Westphala, którzy wykryli emisję cieplną z ziaren pyłu i śledzili jej ewolucję jako funkcję r, od 0,2 do 0,5 AU zarówno przed, jak i po peryhelium. Na podstawie rozkładu energii przy 1,6, 2,0, 3,4 i 10 μm autorzy ci odkryli, że temperatura ziaren była wyższa niż temperatura, którą osiągnęłoby szare lub czarne ciało w równowadze z promieniowaniem słonecznym w odległości heliocentrycznej komety; wywnioskowali również pewne informacje na temat zależności długości fali emisyjności materiału ziarna, która okazała się znacznie niższa w podczerwieni niż w świetle widzialnym. Odkrycia te zostały potwierdzone w wielu późniejszych kometach. Obecnie ustalono, że cząstki odpowiedzialne za emisję cieplną to bardzo małe (rozmiaru submikronowego do mikronowego) ziarna wykonane z krzemianów zmieszanych z materiałami pochłaniającymi (prawdopodobnie węglowymi). Te maleńkie cząstki Y skutecznie pochłaniają silne widzialne promieniowanie słoneczne, ale nie mogą łatwo promieniować w podczerwieni; są więc przegrzane. Pomiary polaryzacji zostały wykonane w ogonie komety, ujawniając nagłą zmianę stopnia polaryzacji, odwrócenie od +20% do ?40%, co zostało zinterpretowane jako spowodowane segregacją według wielkości ziaren wzdłuż ogona, ziarna były prawdopodobnie złożone z lekko absorbujących krzemianów. Podejmowano próby obserwacji komety Ikeya-Seki w ultrafiolecie z rakiet, a także w długościach fal radiowych, ale niestety z różnych powodów się to nie udało.

Wniosek

Zaczęliśmy od stwierdzenia, że kometa Ikeya-Seki była wyjątkowym obiektem, co jest prawdą pod pewnymi ważnymi względami, ale jednocześnie mamy powody, aby sądzić, że wykazuje ona wyraźne podobieństwo do innych komet niemuskających Słońca. Oprócz obecności bardzo małych, gorących ziaren pyłu, o których właśnie wspomniano i które można znaleźć w wielu kometach, zauważamy również, że poza r = 0,4 AU, jego widmo wykazywało zwykłe pasma emisji cząsteczkowej spowodowane CN, C₃, CH, C₂ itd. Stąd niektóre z jego właściwości fizycznych i chemicznych można uznać za typowe dla komet w ogóle. Aby poznać te wspólne cechy znacznie bardziej szczegółowo, zwłaszcza w odniesieniu do obfitości ciężkich pierwiastków i składu chemicznego pyłu, oczekujemy pojawienia się kolejnego jasnego członka grupy muskającej słońce Kreutza. Będziemy wtedy jeszcze lepiej przygotowani, dzięki dzisiejszym wysoce wydajnym instrumentom, do badania muskającego słońce obiektu, w szczególności za pomocą wielodługościowych, dobrze skalibrowanych pomiarów, obserwując gościa w zakresie ultrafioletowym, optycznym, podczerwonym i radiowym, gdy znajduje się blisko Słońca i z daleka. W fazie bliskiej peryhelium niezwykle ważne będzie zaplanowanie dość ścisłych sekwencji czasowych i przygotowanie się na badanie rozkładu przestrzennego różnych emisji: wszystkie te obserwacje trzeba będzie przeprowadzić w przeciągu kilku godzin!

Promienie kosmiczne: propagacja w heliosferze

Promienie kosmiczne składają się głównie z jąder atomowych pozbawionych elektronów, z niewielką domieszką, rzędu 1%, elektronów i pozytonów. Ich energie wahają się od kilku MeV do ponad 1020 eV, ale tylko promienie kosmiczne o energiach poniżej kilku 10 GeV są znacząco dotknięte procesami heliosferycznymi. Ponieważ wszystkie promienie kosmiczne niosą ładunek elektryczny, propagacja promieni kosmicznych w heliosferze jest kontrolowana przez ich interakcję z międzyplanetarnym polem magnetycznym. Gdyby nie było pola magnetycznego, promienie kosmiczne przechodziłyby przez układ słoneczny bez przeszkód. Procesy, które wpływają na propagację promieni kosmicznych przez pole to (1) wirowanie wokół linii sił pola magnetycznego, (2) rozpraszanie z powodu nieregularności pola, (3) ruchy dryftowe narzucone przez gradienty na dużą skalę i krzywiznę pola oraz (4) adiabatyczne zwalnianie, które powstaje w wyniku ich sprzężenia przez pole z ekspansją promieniowo wypływającego WIATRU SŁONECZNEGO. Ruch wirowy pozwala cząstkom na łatwą propagację wzdłuż linii pola, która odpowiada tak zwanemu środkowi przewodniemu ruchu cząstki, ale zapobiega znacznemu przepływowi prostopadłemu do pola. Rozpraszanie spowalnia ruch wzdłuż pól, ale może również powodować transport prostopadły do pola poprzez zmianę środka przewodniego cząstki z jednej linii pola na sąsiednią. Dryfty są określane przez globalną geometrię pola międzyplanetarnego i zapewniają zorganizowane, w przeciwieństwie do dyfuzyjnych, przepływy poprzeczne. Adiabatyczne spowolnienie zmienia energię cząstek w wietrze słonecznym i jest głównym źródłem strumienia cząstek obserwowanych przy energiach poniżej kilkuset MeV/nukleon w wewnętrznej heliosferze. Ponieważ cząstki o tych niskich energiach w ośrodku międzygwiazdowym są wykluczane z wewnętrznej heliosfery przez wiatr słoneczny i międzyplanetarne pole magnetyczne, niskoenergetyczne promienie kosmiczne obserwowane w pobliżu Ziemi weszły do heliosfery przy wyższych energiach i zostały spowolnione do obserwowanych energii. Promień kosmiczny może stracić kilkaset MeV na adiabatyczne spowolnienie podczas propagacji z granicy heliosfery na orbitę Ziemi, przy szerokim rozkładzie strat energii zależnym od rzeczywistej ścieżki obranej przez poszczególne cząstki. Kompleksowy opis obecnego stanu teorii i obserwacji propagacji promieni kosmicznych w heliosferze można znaleźć w książce "Cosmic Rays in the Heliosphere". Ten krótki artykuł może jedynie podsumować najważniejsze punkty. Międzyplanetarne pole magnetyczne, które kontroluje propagację, ma swój początek w Słońcu i jest przenoszone na zewnątrz przez przewodzącą elektryczność plazmę wiatru słonecznego. Ponieważ źródłem heliosferycznego pola magnetycznego jest pole słoneczne, ogólna struktura magnetyczna heliosfery jest determinowana przez strukturę magnetyczną Słońca. Struktura ta nie jest statyczna, ale ulega drastycznym zmianom w trakcie 11-letniego cyklu aktywności słonecznej. Zmiany te silnie wpływają na propagację promieni kosmicznych. W minimum słonecznym ogólne pole słoneczne jest głównie polem dipola z niewielkim nachyleniem, rzędu 10° lub podobnym, od osi obrotu Słońca. Jak omówiono w artykule na temat pola magnetycznego wiatru słonecznego, linie pola z otwartych polarnych dziur koronalnych rozszerzają się w pobliżu Słońca i są rozciągane przez wiatr słoneczny, aby wypełnić każdą półkulę heliosfery. Tak więc międzyplanetarne pola magnetyczne w północnej i południowej półkuli heliosfery mają przeciwną biegunowość magnetyczną. Przeciwne bieguny są rozdzielone cienką, prawie równikową warstwą prądu. W wyniku obrotu Słońca pod wpływem promieniowo rozszerzającego się wiatru słonecznego, poszczególne linie pola wyznaczają spirale Archimedesa w przestrzeni międzyplanetarnej. Wiatr słoneczny ma typowe prędkości ∿400 km/s^-1 w pobliżu równika i 800 km/s^-1 na dużych szerokościach geograficznych. Szybkość obrotu Słońca około 13,8° dzień^-1 w pobliżu równika i prędkość wiatru słonecznego V_sw określają kąt Φ spirali do kierunku promieniowego poprzez zależność

Φ=tan^-1(r cosθΩ/V_sw

gdzie r jest promieniem, a θ szerokością geograficzną. W pobliżu ekliptyki kąt ten wynosi około 45° na orbicie Ziemi i wzrasta do ∿80° w pobliżu orbity Jowisza. Ponieważ heliosfera najprawdopodobniej ma promień rzędu 100 AU, pole jest zasadniczo styczne przez większość heliosfery. Gdyby promienie kosmiczne podążały za polem, ich długość ścieżki od szoku końcowego wiatru słonecznego w odległości około 100 AU do Ziemi w odległości 1 AU mogłaby wynosić nawet ∿5000 AU. W rzeczywistości promienie kosmiczne ulegają rozpraszaniu z powodu nieregularności pola podczas propagacji, a skutki rozpraszania i ciągłej konwekcji pola na zewnątrz przez wiatr słoneczny powodują znaczną redukcję intensywności promieni kosmicznych w wewnętrznej heliosferze w porównaniu z pobliską przestrzenią międzygwiazdową. Ta redukcja intensywności nazywana jest modulacją słoneczną i jest skuteczna przez cały czas, nawet w minimum słonecznym. W trakcie CYKLU SŁONECZNEGO, efektywne nachylenie pola dipola słonecznego wzrasta wraz ze wzrostem aktywności słonecznej, a duże lokalne pola związane z aktywnymi regionami zaczynają wnosić znaczący wkład do ogólnego pola, w efekcie zwiększając znaczenie multipoli wyższego rzędu w polu. W maksimum słonecznym składnik dipolowy nie jest już dominującym składnikiem, a pole przy Słońcu i, co za tym idzie, w przestrzeni międzyplanetarnej, staje się bardzo skomplikowane. Ponadto, zwiększona aktywność słoneczna powoduje zwiększone generowanie przejściowych zaburzeń, takich jak WYRZUT MASY KORONALNEJ SŁONECZNEJ, w wietrze słonecznym, które dodatkowo zniekształcają pole magnetyczne. W odpowiedzi na ten wzrost złożoności pola, intensywność promieniowania kosmicznego w całej heliosferze jest wyraźnie zmniejszona w stosunku do poziomów minimum słonecznego. W miarę jak aktywność maleje po maksimum słonecznym, pole zaczyna się upraszczać i, gdy minimum słoneczne zbliża się do nowego składnika dipola, ze znakiem przeciwnym do znaku poprzedniego minimum słonecznego, staje się dominujący. Tak więc pole słoneczne, a wraz z nim pole heliosferyczne, odwracają znak co 11 lat. W przypadku promieni kosmicznych wynikiem tej ewolucji jest obserwowana 11-letnia zmiana intensywności promieni kosmicznych, znana jako modulacja cyklu słonecznego. Jako przykład, rysunek 1 pokazuje efekty tej modulacji mierzonej na Ziemi i na PIONEER 10 do odległości przekraczających 60 AU od Słońca podczas dwóch cykli aktywności słonecznej. Rozprzestrzenianie się zmian modulacji na zewnątrz, reprezentujące konwekcję zmienionej struktury magnetycznej przez wiatr słoneczny, jest wyraźnie widoczne, szczególnie w przypadku krótkiego minimum słonecznego w 1987 r., kiedy modulacja na Ziemi zaczęła wzrastać, nawet gdy nadal spadała na Pioneer 10. Ponieważ średnia prędkość wiatru słonecznego w pobliżu ekliptyki wynosi około 400 km s^-1, czyli 0,23 AU dzień^-1, zmiany obserwowane w odległości 1 AU mogą nie być obserwowane przez wiele miesięcy później w zewnętrznej heliosferze. Wzrost wynika z radialnego gradientu intensywności promieniowania kosmicznego, odzwierciedlając fakt, że promienie kosmiczne w zewnętrznej heliosferze podlegają mniejszej modulacji niż te w wewnętrznej heliosferze. Wielkość gradientu wynosi kilka procent na AU, w zależności od energii cząstek i gatunku, i jest największa w wewnętrznej heliosferze. Największe zaobserwowane gradienty, aż do 15-20% AU^-1 w wewnętrznej heliosferze, dotyczą niskoenergetycznych anomalnych składników, które są przyspieszane w szoku końcowym wiatru słonecznego. Badanie modulacji cyklu słonecznego dostarcza nam niektórych z naszych najlepszych informacji dotyczących propagacji promieni kosmicznych w heliosferze. Również widoczne jest stopniowo zwiększający się strumień mierzony w Pioneer 10 w porównaniu z tym w IMP-8. Ten wzrost wynika z radialnego gradientu intensywności promieniowania kosmicznego, odzwierciedlając fakt, że promienie kosmiczne w zewnętrznej heliosferze podlegają mniejszej modulacji niż te w wewnętrznej heliosferze. Wielkość gradientu wynosi kilka procent na AU, w zależności od energii cząstek i gatunku, i jest największa w wewnętrznej heliosferze. Największe zaobserwowane gradienty, aż do 15-20% AU^-1 w wewnętrznej heliosferze, dotyczą składowych normalnych o niskiej energii, które są przyspieszane w szoku końcowym wiatru słonecznego. Badanie modulacji cyklu słonecznego dostarcza niektórych z naszych najlepszych informacji dotyczących propagacji promieni kosmicznych w heliosferze. Inne informacje, które mają kluczowe znaczenie dla określenia natury transportu naładowanych cząstek w heliosferze, pochodzą z badania zdarzeń z energetycznymi cząstkami słonecznymi, tak zwanych słonecznych promieni kosmicznych. Ten aspekt został dokładnie przeanalizowany przez Kunowa (1990). Podczas początku zdarzenia cząstek słonecznych, pierwsze przybywające cząstki zazwyczaj przybywają w bardzo anizotropowym przepływie wzdłuż kierunku pola magnetycznego. Profil czasowy przybywających cząstek dostarcza informacji dotyczących właściwości rozpraszania międzyplanetarnego pola magnetycznego. Rysunek 2 przedstawia profil czasowo-intensywny dla jednego z największych zdarzeń cząstek energetycznych słonecznych, jakie kiedykolwiek zarejestrowano, które zostało zaobserwowane przez naziemne detektory promieniowania atmosferycznego wywołanego przez promienie kosmiczne w lutym 1956 r.



Zdarzenie to ma cechy typowe dla wielu zdarzeń cząstek słonecznych. Szybki początek oznacza, że cząstki wstrzyknięte w wybuchu do Słońca przybywają z niewielkim rozproszeniem między Słońcem a Ziemią, co sugeruje średnią swobodną ścieżkę między rozproszeniami rzędu 1AU. Wolniejszy wykładniczy rozpad oznacza istnienie znacznego rozproszenia poza orbitą Ziemi, co działa w celu ograniczenia cząstek w heliosferze i opóźnienia ich ucieczki do ośrodka międzygwiazdowego. Obserwacje odtworzone tutaj w rzeczywistości dostarczyły pierwszego dowodu na istnienie heliosfery. Przy wysokich energiach, takich jak pokazano na rysunku, skala czasowa typowego zdarzenia wynosi godziny. Przy niższych energiach rzędu kilku MeV, które można obserwować tylko z kosmosu, skala czasowa zdarzenia od początku do powrotu do normalnych, spokojnych natężeń czasu może wynosić wiele dni, a nawet tygodni w przypadku dużych zdarzeń. Rozpraszanie promieni kosmicznych przez międzyplanetarne pole magnetyczne jest wynikiem oddziaływania między naładowanymi cząstkami spiralnie poruszającymi się wzdłuż linii pola i nieregularnościami w polu. Jeśli nieregularności są reprezentowane przez widmo fal przez transformatę Fouriera, najsilniejsze rozpraszanie jest wytwarzane przez fale, których długość fali jest rezonansowa ze spiralnym ruchem cząstek, gdy poruszają się wzdłuż pola. Tak więc efekt rozpraszania zależy od energii i kąta pochylenia (kąta wektora prędkości względem pola magnetycznego) cząstek oraz od średniej siły pola. Efektem rozpraszania jest modyfikacja kąta pochylenia i/lub przesunięcie środka prowadzącego ruchu obrotowego cząstki prostopadle do pola, średnio o około jeden promień żyroskopu. Istnieje obszerna literatura dotycząca prób wyprowadzenia właściwości rozpraszania cząstek pola z obserwacji widma nieregularności w polu. Niestety, wysiłki te nadal nie zakończyły się pełnym sukcesem. Podczas modelowania efektów rozpraszania na modulację promieni kosmicznych i propagację energetycznych cząstek słonecznych, zwykle opisuje się rozpraszanie poprzez wprowadzenie współczynnika dyfuzji, ?, który można rozbić na składowe κ_|| równoległe do pola i κ_⊥ prostopadłe do pola. W szczególności modele obliczeniowe do modulacji promieni kosmicznych zazwyczaj wykorzystują współczynnik dyfuzji radialnej.



jako parametr, gdzie Φ jest kątem spiralnym pola międzyplanetarnego względem promienia wektora od Słońca. Przez większą część heliosfery cos²Φ jest w przybliżeniu równe zeru, tak że wartości współczynnika dyfuzji odzwierciedlają przede wszystkim dyfuzję w średnim polu. Typowe formy współczynnika dyfuzji to κ = AβPα(B₀/B), gdzie β jest prędkością cząstki jako ułamkiem prędkości światła, P jest sztywnością magnetyczną cząstki lub pędem na jednostkę ładunku, A jest stałą, a B jest natężeniem pola magnetycznego odniesionym do pola odniesienia B₀. Wartość wykładnika α mieści się w zakresie 0-1, a wartości κ_τ znalezione w celu dopasowania obserwacji wynoszą zazwyczaj kilka razy 10²² cm² s^-1 na orbicie Ziemi dla protonów o energiach około 1 GeV. Wartości rosną wraz z promieniem w wyniku spadku B, który, gdy pole staje się prawie styczne, maleje jako 1/r. Wywnioskowane wartości κ_rr stanowią szczególne wyzwanie dla teorii propagacji, ponieważ trudno było osiągnąć wystarczająco szybki transport przez kierunek średniego pola, aby dopasować się do obserwacji. W przypadku propagacji przez pole spowodowanej jedynie rozpraszaniem, przybliżona górna granica współczynnika dyfuzji prostopadłej wynika z założenia translacji o jeden promień gyro w okresie jednego gyracji wokół pola. Dla cząstek ∿1 GeV w pobliżu orbity Ziemi granica ta wynosi około 10²⁰ cm² s^-1, czyli mniej niż 1% rozmiaru współczynnika dyfuzji wywnioskowanego z obserwacji. Bezpośrednie obserwacje wyraźnie wymagają również znacznie bardziej wydajnego transportu. Jako przykład obserwacji, które wymagają szybkiego transportu szerokości geograficznej, rysunek



pokazuje trwałość na szerokościach heliosferycznych ∿70°-80° zmian intensywności promieniowania kosmicznego z 26-dniowym okresem obrotu Słońca, które zostały wywołane przez interakcje strumieni wiatru słonecznego w pobliżu równika. Jak pokazano na rysunku, szybki wiatr słoneczny wyprzedzający wolny wiatr wytwarza obszar skompresowanego pola, co daje obniżony współczynnik dyfuzji, który lokalnie zwiększa siłę modulacji promieni kosmicznych. Ponadto, wstrząsy, które przyspieszają cząstki do energii kilku MeV, mogą tworzyć się na krawędziach wiodących i spływowych obszaru interakcji. Ponieważ strumienie są zakorzenione w Słońcu, cała struktura obraca się wraz ze Słońcem, co dało początek nazwie współobrotowych obszarów interakcji (CIR). W pobliżu minimum słonecznego CIR-y ograniczają się głównie do heliosferycznej strefy równikowej, gdzie szybki wiatr na wysokich szerokościach geograficznych i powolny wiatr równikowy mogą oddziaływać na siebie. Obserwacja zmian intensywności promieniowania kosmicznego spowodowanych przez CIR-y na wysokich szerokościach geograficznych wymaga, aby transport przez pole miał miejsce w czasie krótkim w porównaniu z 26-dniowym okresem obrotu Słońca. W przeciwnym razie zmiany zostałyby wymazane. Wymaga to współczynników dyfuzji przez pole rzędu 10-20% wielkości współczynników dyfuzji równoległych do pola lub więcej niż czynnik 10 większy niż ten, który można wyjaśnić teorią rozpraszania. Przy niższych energiach kilku MeV, powtarzające się wzrosty przypisywane cząstkom przyspieszanym w szokach CIR były również obserwowane na wysokich szerokościach geograficznych, co jeszcze bardziej utrudnia teorię transportu. Transport przez średnie pole może być znacznie wzmocniony przez systematyczne ruchy linii pola względem kierunku średniego pola. Zidentyfikowano dwa mechanizmy, które mogą znacząco przyczyniać się do propagacji energetycznych cząstek przez pole. Pierwszy, rozpoznany po raz pierwszy przez Jokipii i Parkera (1969), polega na tym, że pole magnetyczne Słońca jest ciągnięte po powierzchni Słońca przez wielkoskalowe ruchy konwekcyjne, które tworzą sieć supergranulacji. Ponieważ pole międzyplanetarne jest zakorzenione w polu słonecznym, ruchy poprzeczne narzucone przez tę konwekcyjną turbulencję są przenoszone do ośrodka międzyplanetarnego. W rezultacie linie pola międzyplanetarnego same w sobie podlegają losowemu spacerowi zarówno pod względem długości, jak i szerokości geograficznej. To splatanie się linii pola międzyplanetarnego zapewnia następnie skuteczny sposób zwiększania efektu rozpraszania w transporcie cząstek przez pole średnie, ponieważ pojedyncze rozproszenie może przenieść środek prowadzący cząstki na linię pola, która szybko odbiega od linii pola pierwotnego. Bardziej uporządkowany ruch linii pola został zasugerowany przez Fiska (1996), który rozważał implikacje dla linii pola obserwacji, że (a) oś magnetyczna Słońca jest nachylona do osi obrotu i, w koronie, wydaje się obracać sztywno z równikową prędkością obrotu Słońca i (b) fotosfera, w której zakorzenione są poszczególne linie pola, wykazuje różnicową rotację, obracając się znacznie wolniej na szerokościach biegunowych niż na równiku. Rezultatem jest znaczące mieszanie się linii pola na szerokości geograficznej, zapewniające bezpośrednie połączenia magnetyczne między równikowymi i biegunowymi regionami heliosfery w promieniowym zakresie rzędu 15 AU. Mieszanie wzdłużne byłoby również oczekiwane, ale model został zaproponowany i został najdokładniej zbadany jako sposób wyjaśnienia szybkiego transportu cząstek na szerokości geograficznej, który wydaje się być wymagany przez obserwacje Ulyssesa. Mimo wielu lat pracy, nadal nie udało się uzyskać przekonującego zrozumienia transportu dyfuzyjnego między polami. W szczególności bardzo trudno jest przeprowadzić testy eksperymentalne w celu wyizolowania efektów losowego spaceru linii pola lub mieszania napędzanego przez rotację różnicową. Pewne jest tylko to, że cząstki, choć kierowane przez linie pola, wykazują zaskakującą zdolność do dyfuzji również w kierunku prostopadłym do średniego pola. Bardziej systematyczny ruch w polu jest wytwarzany przez gradient i dryft krzywizny w heliosferycznym polu magnetycznym. Spiralna natura średniego pola międzyplanetarnego zapewnia krzywiznę w skali globalnej, a postępujące osłabienie pola, gdy wiatr słoneczny przenosi je na zewnątrz przez heliosferę, zapewnia globalny gradient w polu. Zatem, dzięki podstawowej fizyce ruchu cząstek naładowanych w polu niejednorodnym, generowany jest globalnie zorganizowany dryf promieni kosmicznych przez heliosferę. Sens dryfu jest taki, że gdy biegun północny Słońca jest dodatnim biegunem magnetycznym, dodatnio naładowane promienie kosmiczne (nukleony) dryfują z obszarów polarnych heliosfery w kierunku równika, a następnie szybko na zewnątrz wzdłuż równikowej warstwy prądowej. Elektrony z drugiej strony dryfują do wewnątrz wzdłuż warstwy prądowej i w kierunku biegunów powyżej i poniżej warstwy prądowej. 11 lat później, gdy bieguny magnetyczne Słońca mają odwrotną biegunowość, wzory dryfu również ulegają odwróceniu. Prędkości dryfu mogą być znaczne. W przypadku cząstek o sztywności magnetycznej P, ładunku q i prędkości β, prędkość dryfu jest podana przez



gdzie B jest wektorowym polem międzyplanetarnym. Dla protonów o masie 0,1 GeV w pobliżu orbity Ziemi w idealnym polu spiralnym Parkera prędkość ta wynosi około 300 km s^-1, co jest porównywalne z prędkością wiatru słonecznego. Przy wyższych energiach idealna prędkość dryfu może znacznie przekraczać prędkość wiatru słonecznego w większości heliosfery. Jednak prędkości te są skierowane, a nie dyfuzyjne. Tak więc, ponieważ w okresie pokazanym na rysunku 3 prędkości dryfu protonów były skierowane od biegunów w stronę równika, trudno byłoby powoływać się na dryfy, aby wyjaśnić obserwację zmian intensywności na dużych szerokościach geograficznych wywieranych przez CIR na małych szerokościach geograficznych. Wpływ dryfów jest znacznie zmniejszony w rzeczywistym polu heliosfery przez nieregularności w polu narzucone zarówno przez Słońce, jak i przez ewolucję struktur w wietrze słonecznym. CIR-y, wyrzuty masy koronalnej, przepływy ścinające w wietrze słonecznym, fale i turbulencje w przepływie wiatru słonecznego i wiele innych nierównomierności zniekształcają pola i przerywają przepływ dryfu. Na niskich szerokościach geograficznych zmienne nachylenie równika heliomagnetycznego przekłada się na falistość heliosferycznej równikowej warstwy prądu, gdy Słońce obraca się, a pole jest przenoszone na zewnątrz. Ta falistość, która zmienia się w trakcie cyklu słonecznego, zwiększa długość ścieżki dryfu wzdłuż warstwy, a także prawdopodobieństwo utraty cząstek z obszaru warstwy prądu. Na wysokich szerokościach geograficznych, gdzie z równania (1) można by oczekiwać prawie radialnych pól, gdy cos θ zbliża się do 0, wpływ małych poprzecznych fluktuacji narzuconych przez ruchy konwekcyjne na Słońcu niszczy spójność pola niezbędną do pełnego efektu dryfu. Jak zauważyli Jokipii i Kota (1989), fluktuacje wytwarzają poprzeczne składowe w polu, które zmieniają się wraz z promieniem o 1/r, podczas gdy składowe radialne zmieniają się o 1/r². Tak więc poza kilkoma AU od Słońca dominują poprzeczne składowe, a pole jest zasadniczo styczne. W rezultacie promieniom kosmicznym równie trudno jest przeniknąć do obszarów polarnych heliosfery, jak i do obszarów równikowych. Potwierdziły to obserwacje z misji Ulysses, które pokazują zarówno poprzeczne fluktuacje w polu, jak i zmianę intensywności promieni kosmicznych o mniej niż czynnik 2 od równika do bieguna w pobliżu minimum słonecznego. Niemniej jednak wpływ dryftów, choć ograniczony, został wykazany przez obserwację zmian w modulacji zależnych od znaku ładunku cząstki, na które wszystkie główne procesy modulacji, z wyjątkiem dryftów, są niewrażliwe, oraz przez potwierdzenie wielu przewidywań modeli dryftu, które są trudne do zrozumienia w przypadku braku dryftów, takich jak naprzemienne szerokie i wąskie kształty profili intensywności promieniowania kosmicznego przy kolejnych minimach słonecznych, odzwierciedlające zmianę ścieżek dryftu przez heliosferę narzuconą przez odwrócenie pola dipola słonecznego. Obecny stan zrozumienia propagacji cząstek naładowanych w heliosferze jest mieszany. Ważne procesy zostały scharakteryzowane w kategoriach ogólnych, a modele zostały opracowane, które przy użyciu szeregu regulowanych lub zdefiniowanych obserwacyjnie parametrów, dają rozsądne i spójne opisy obserwowanych zjawisk. Jednak szczegółowe fizyczne zrozumienie cech propagacji pozostaje w toku.

Standardowy Model Kosmologii

KOSMOLOGIA we współczesnym rozumieniu ilościowego badania wielkoskalowych właściwości wszechświata jest zaskakująco nowym zjawiskiem. Pierwsza galaktyka PRĘDKOŚĆ RADIALNA (przesunięcie ku fioletowi, jak się okazało) została zmierzona dopiero w 1912 roku przez Sliphera. Dopiero w 1924 roku Hubble był w stanie udowodnić, że "mgławice" były rzeczywiście dużymi układami gwiazd w ogromnych odległościach, w którym to czasie stało się jasne, że prawie wszystkie galaktyki miały linie widmowe przesunięte do dłuższych długości fal. Późniejsze obserwacje coraz bardziej potwierdzały liniową zależność Hubble′a (1929) między odległością d a prędkością recesji wywnioskowaną, jeśli przesunięcie ku czerwieni zinterpretowano jako przesunięcie Dopplera:

v= Hd

Teoretyczne podstawy opisu wszechświata za pomocą OGÓLNEJ TEORII WZGLĘDNOŚCI były już gotowe w połowie lat dwudziestych XX wieku, więc nie minęło dużo czasu, zanim podstawowy fakt obserwacyjny rozszerzającego się wszechświata mógł zostać poddany stosunkowo standardowej interpretacji. Główne niepewności obserwacyjne i teoretyczne w tej interpretacji dotyczą zawartości materii i energii we wszechświecie. Różne możliwości tej zawartości generują bardzo różne MODELE KOSMOLOGICZNE. Celem tego artykułu jest nakreślenie kluczowych pojęć i praktycznych wzorów ważnych dla zrozumienia tych modeli oraz pokazanie, jak stosować je do obserwacji astronomicznych.

Izotropowa czasoprzestrzeń

Nowoczesna kosmologia obserwacyjna wykazała, że rzeczywisty wszechświat jest wysoce symetryczny w swoich właściwościach na dużą skalę, ale w każdym razie sensowne byłoby rozpoczęcie od rozważenia najprostszego możliwego rozkładu masy: takiego, którego właściwości są jednorodne (równomierna gęstość) i izotropowe (takie same we wszystkich kierunkach). Następnym krokiem jest rozwiązanie równań pola grawitacyjnego w celu znalezienia odpowiadającej metryki. Wiele cech metryki można wywnioskować z samej symetrii - i rzeczywiście będą miały zastosowanie nawet jeśli równania Einsteina zostaną zastąpione czymś bardziej skomplikowanym. Te ogólne argumenty zostały przedstawione niezależnie przez H.P. Robertsona i A.G. Walkera w 1936 roku. Rozważmy zbiór "fundamentalnych obserwatorów" w różnych lokalizacjach, z których wszyscy są w spoczynku względem materii w ich pobliżu. Możemy sobie wyobrazić, że każda z nich znajduje się w innej galaktyce, a zatem oddala się od siebie wraz z ogólną ekspansją (chociaż rzeczywiste galaktyki mają dodatkowo losowe prędkości rzędu 100 km s^-1, a zatem nie są ściśle fundamentalnymi obserwatorami). Globalna współrzędna czasu t jest dostarczana przez czas mierzony zegarami tych obserwatorów - tj. t jest właściwym czasem mierzonym przez obserwatora w spoczynku względem lokalnego rozkładu materii. Współrzędna jest przydatna globalnie, a nie lokalnie, ponieważ zegary można zsynchronizować poprzez wymianę sygnałów świetlnych między obserwatorami, którzy zgadzają się ustawić swoje zegary na czas standardowy, gdy na przykład uniwersalna jednorodna gęstość osiągnie pewną daną wartość. Korzystając z tej współrzędnej czasu plus izotropii, mamy już wystarczająco dużo informacji, aby wywnioskować, że metryka musi przyjąć następującą formę:



Tutaj zastosowaliśmy zasadę równoważności, aby stwierdzić, że właściwy przedział czasu dτ między dwoma odległymi zdarzeniami wyglądałby lokalnie jak szczególna teoria względności dla fundamentalnego obserwatora na miejscu: dla nich c² dτ² = c² dt² - dx² - dy² - dz². Ponieważ używamy tej samej współrzędnej czasu co oni, nasza jedyna trudność dotyczy przestrzennej części metryki: powiązania ich dx itd. ze współrzędnymi przestrzennymi, których środkiem jest my. Odległości zostały rozłożone na iloczyn zależnego od czasu współczynnika skali R(t) i niezależnej od czasu współporuszającej się współrzędnej r. Oczywiste jest, że ta metryka dobrze uwzględnia ideę równomiernie rozszerzającego się modelu bez środka. W przypadku małych separacji, gdzie przestrzeń jest euklidesowa, mamy proste skalowanie separacji wektorowych: x(t) :R(t) x(t₀). To samo prawo obowiązuje niezależnie od wybranego przez nas początku: x₁(t) - x₂(t) :R(t) [x₁(t₀) - x₂(t₀)], więc każdy obserwator wywnioskuje v = H r Ze względu na symetrię sferyczną część przestrzenną metryki można rozłożyć na część radialną i poprzeczną (w biegunach sferycznych kąt na niebie między dwoma zdarzeniami wynosi dΨ² = dθ² + sin²θ dΦ²). Funkcje f i g są dowolne; możemy jednak wybrać naszą współrzędną radialną tak, aby f = 1 lub g = r², aby wszystko wyglądało jak najbardziej jak przestrzeń euklidesowa. Ponadto pozostała funkcja jest określana przez argumenty symetrii. Rozważmy najpierw prosty przypadek metryki na powierzchni kuli. Nadmuchanie balonu jest powszechną popularną analogią dla rozszerzającego się wszechświata i posłuży jako dwuwymiarowy przykład przestrzeni o stałej krzywiźnie. Jeżeli kąt biegunowy w biegunach sferycznych nazwiemy r zamiast bardziej powszechnego ?, to element długości d? na powierzchni kuli o promieniu R jest

dσ² = R²(dr² + sin²rdΦ²

Można to przekształcić na metrykę dla przestrzeni 2-wymiarowej o stałej ujemnej krzywiźnie, stosując metodę rozważenia urojonego promienia krzywizny, R→_iR. Jeżeli jednocześnie pozwolimy r→_ir, otrzymamy

dσ² = R²(dr² + sinh²rdΦ²

Te dwie formy można połączyć, definiując nową współrzędną radialną, która sprawi, że poprzeczna część metryki będzie wyglądać jak euklidesowa:



gdzie k = +1 dla dodatniej krzywizny i k = -1 dla ujemnej krzywizny. Jest to w rzeczywistości ogólna postać przestrzennej części metryki Robertsona-Walkera. Aby udowodnić to w 3D, rozważmy 3-sferę osadzoną w czterowymiarowej przestrzeni euklidesowej, która jest zdefiniowana za pomocą relacji współrzędnych x² + y² + z² + w² = R². Teraz zdefiniuj odpowiednik sferycznych biegunów i zapisz w = R cos α, z = R sin α cos β, γ = R sin α sin β cos γ, x = R sin α sin β sin γ, gdzie α, β i γ to trzy dowolne kąty. Różniczkowanie względem kątów daje czterowymiarowy wektor (dx, dy, dz, dw) i jest to proste ćwiczenie, aby pokazać, że kwadratowa długość tego wektora



która jest metryką Robertsona-Walkera dla przypadku dodatniej krzywizny przestrzennej. Ta metryka k = +1 opisuje zamknięty wszechświat, w którym podróżnik, który wyrusza wzdłuż trajektorii ustalonych β i γ, ostatecznie powróci do punktu początkowego (gdy α = 2π). Pod tym względem dodatnio zakrzywiony wszechświat 3D jest identyczny z przypadkiem powierzchni kuli: jest skończony, ale nieograniczony. Natomiast metryka k = -1 opisuje otwarty wszechświat o nieskończonym zasięgu; jak poprzednio, zmiana na ujemną krzywiznę przestrzenną zastępuje sin α sinh α, a α można uczynić tak dużym, jak chcemy, bez powrotu do punktu początkowego. Model k = 0 opisuje płaski wszechświat, który jest również nieskończony w zasięgu. Można to postrzegać jako granicę każdego z przypadków k = ±1, w których skala krzywizny R dąży do nieskończoności. Metrykę Robertsona-Walkera można zapisać na wiele różnych sposobów. Najbardziej zwarte formy to te, w których współporuszające się współrzędne są bezwymiarowe. Pod względem funkcji



metrykę można zapisać jako



Najbardziej powszechną alternatywą jest użycie innej definicji współporuszającej się odległości, S_k(r)→r, tak aby metryka przybrała postać



Oczywiście powinny istnieć dwa różne symbole dla różnych współporuszających się promieni, ale każdy z nich jest często nazywany r w literaturze. Wreszcie, powszechną alternatywną formą współczynnika skali jest taka, w której jego wartość bieżąca jest ustawiona na t)\equiv

a(t) ≡ R(t) / R₀

Przesunięcie ku czerwieni

Jak ta dyskusja odnosi się do PRAWA HUBBLE′A: v = Hr? Współrzędne współporuszające się są niezależne od czasu, więc właściwe rozdzielenie dwóch fundamentalnych obserwatorów to po prostu R(t) dr, a różniczkowanie daje prawo Hubble′a, v = H(R dr), z



Przy małych odstępach prędkość recesji powoduje przesunięcie Dopplera



Definiuje to REDSHIFT z w kategoriach przesunięcia linii widmowych. Jaki jest odpowiednik tej relacji na większych odległościach? Ponieważ fotony poruszają się po zerowych geodezyjnych o zerowym czasie właściwym, widzimy bezpośrednio z metryki, że



Współporuszająca się odległość jest stała, podczas gdy dziedzina całkowania w czasie rozciąga się od t_emit do t_obs; są to czasy emisji i odbioru fotonu. Fotony emitowane w późniejszych momentach będą odbierane w późniejszych momentach, ale te zmiany wt_emit i t_obs nie mogą zmienić całki, ponieważ r jest wielkością współporuszającą się. Wymaga to warunku dt_emit / dt_obs = R(t_emit) / R(t_obs), co oznacza, że zdarzenia w odległych galaktykach rozszerzają się w czasie w zależności od tego, jak bardzo wszechświat rozszerzył się od czasu wyemitowania fotonów, które teraz widzimy. Oczywiste jest (pomyśl o zdarzeniach oddzielonych jednym okresem), że to rozszerzenie dotyczy również częstotliwości, dlatego otrzymujemy



W odniesieniu do znormalizowanego współczynnika skali a(t) a(t) = (1 + z)^-1. Długości fal fotonów rozciągają się zatem wraz z wszechświatem, co jest intuicyjnie rozsądne.

Znaczenie przesunięcia ku czerwieni

W przypadku małych przesunięć ku czerwieni interpretacja przesunięcia ku czerwieni jako przesunięcia Dopplera (z = v/c) jest całkiem jasna. Nie jest jednak tak jasne, co zrobić, gdy przesunięcie ku czerwieni stanie się duże. Częstym, ale niepoprawnym podejściem jest użycie specjalnego wzoru Dopplera relatywistycznego i zapisanie



To jest błędne w ogólności, ale zbyt często się zdarza, że najnowszy KWAZAR o dużym przesunięciu ku czerwieni odczytuje się jako "oddalający się z prędkością 95% prędkości światła". Powodem, dla którego przesunięcia ku czerwieni nie można interpretować w ten sposób, jest to, że gęstość masy różna od zera musi powodować przesunięcia ku czerwieni grawitacyjne. Chociaż przesunięcia ku czerwieni nie można uważać za globalne przesunięcie Dopplera, to jednak lepiej jest postrzegać ten efekt jako akumulację nieskończenie małych przesunięć Dopplera spowodowanych przez fotony przechodzące między fundamentalnymi obserwatorami oddalonymi od siebie o niewielką odległość:



(gdzie δ… jest radialnym przyrostem właściwej odległości). To wyrażenie można zweryfikować, zastępując standardowe wyrażenia dla H(z) i d…/dz. Fajne w tym sposobie patrzenia na wynik jest to, że podkreśla on, że to pęd jest przesunięty ku czerwieni; długości fal cząstek de Broglie′a skalują się zatem wraz z ekspansją, co jest wynikiem niezależnym od tego, czy ich masa spoczynkowa jest różna od zera. Niezdolność dostrzeżenia, że ekspansja jest lokalnie tylko kinematyczna, leży również u podstaw być może najgorszego nieporozumienia dotyczącego TEORII WIELKIEGO WYBUCHU. Wiele półpopularnych opisów kosmologii zawiera stwierdzenia, że "sama przestrzeń puchnie", powodując rozdzielanie się galaktyk. W rzeczywistości obiekty rozdzielają się teraz tylko dlatego, że zrobiły to w przeszłości; para bezmasowych obiektów ustawiona w stanie spoczynku względem siebie w jednolitym modelu nie będzie wykazywać tendencji do rozdzielania się (w rzeczywistości siła grawitacyjna masy leżącej między nimi spowoduje względne przyspieszenie do wewnątrz). W powszechnym, podstawowym przedstawieniu rozszerzania się za pomocą nadmuchania balonu, galaktyki powinny być reprezentowane przez naklejone monety, a nie rysunki tuszem (które będą fałszywie rozszerzać się wraz z wszechświatem).

Dynamika ekspansji

Równanie ruchu dla współczynnika skali można uzyskać w sposób quasi-newtonowski. Rozważmy sferę wokół dowolnego punktu i niech promień będzie R(trr), gdzie r jest dowolny. Ruch punktu na krawędzi sfery będzie, w grawitacji newtonowskiej, pod wpływem tylko masy wewnętrznej. Możemy zatem najwyraźniej natychmiast zapisać równanie różniczkowe (równanie Friedmanna), które wyraża zasadę zachowania energii: (Rr)²/2-GM/Rr = constant. W rzeczywistości równanie to naprawdę wymaga ogólnej teorii względności: grawitacja z powłok masowych na dużych odległościach nie jest newtonowska, ponieważ przestrzeń jest zakrzywiona, więc nie możemy zastosować zwykłego argumentu o ich zerowym wpływie. Niemniej jednak wynik, że pole grawitacyjne wewnątrz jednolitej powłoki jest równe zero, obowiązuje w ogólnej teorii względności i jest znany jako twierdzenie Birkhoffa. Ogólna teoria względności staje się jeszcze ważniejsza, podając stałą całkowania w równaniu Friedmanna:



Należy zauważyć, że równanie to obejmuje wszystkie wkłady do ρ, tj. te pochodzące z materii, promieniowania i próżni; jest ono niezależne od równania stanu. Czasami wygodnie jest pracować z pochodną czasową równania Friedmanna, z tego samego powodu, dla którego argumenty dotyczące przyspieszenia w dynamice są czasami bardziej przejrzyste niż argumenty dotyczące energii. Różniczkowanie względem czasu wymaga znajomości ρ ., ale można to wyeliminować za pomocą zasady zachowania energii: d(ρc²R³) = -ρ d(R³). Następnie otrzymujemy



Zarówno to równanie, jak i równanie Friedmanna w rzeczywistości powstają jako niezależne równania z różnych składników równań Einsteina dla metryki Robertsona-Walkera. Równanie Friedmanna zostało tak nazwane, ponieważ FRIEDMANN jako pierwszy w 1922 r. zauważył, że równania Einsteina dopuszczają rozwiązania kosmologiczne zawierające wyłącznie materię (chociaż to Lemaître w 1927 r. zarówno uzyskał rozwiązanie, jak i docenił, że prowadzi ono do liniowej relacji odległość-przesunięcie ku czerwieni). Termin model Friedmanna jest zatem często używany do wskazania kosmologii zawierającej wyłącznie materię, mimo że jego równanie obejmuje wkłady ze wszystkich równań stanu. Częstym skrótem dla relatywistycznych modeli kosmologicznych, które są opisywane przez metrykę Robertsona-Walkera i które podlegają równaniu Friedmanna, jest mówienie o modelach FRW.

Parametry gęstości itp.

Zgodnie z równaniem Friedmanna, "płaski" wszechświat z k = 0 powstaje dla określonej gęstości krytycznej. W związku z tym jesteśmy skłonni zdefiniować parametr gęstości jako stosunek gęstości do gęstości krytycznej:



Ponieważ ρ i H zmieniają się w czasie, definiuje to zależny od epoki parametr gęstości. Bieżąca wartość parametru powinna być ściśle oznaczona przez Ω₀. Ponieważ jest to tak powszechny symbol, normalne jest zachowanie przejrzystości formuł poprzez normalne pominięcie indeksu dolnego; parametr gęstości w innych epokach będzie oznaczany przez Ω_z. Jeśli teraz zdefiniujemy również bezwymiarowy (bieżący) parametr Hubble′a jako

h ≡ H₀ / 100 km s^-1Mpc^-1 wówczas gęstość prądu we wszechświecie można wyrazić jako



Potężny przybliżony model zawartości energii we wszechświecie polega na podzieleniu jej na materię bez ciśnienia (ρ :R^-3), promieniowanie (ρ :R^-4) i energię próżni (ρ niezależną od czasu - tj. istnieje niezerowa stała kosmologiczna). Pierwsze dwie relacje mówią po prostu, że gęstość liczbowa cząstek jest rozcieńczana przez ekspansję, a fotony również mają swoją energię zmniejszoną przez przesunięcie ku czerwieni; trzecia relacja dotyczy stałej kosmologicznej Einsteina. W kategoriach obserwowalnych oznacza to, że gęstość jest zapisywana jako (gdzie znormalizowany współczynnik skali wynosi a = R/R₀).



Pod względem parametru opóźnienia

forma równania Friedmanna mówi, że

q = Ω_m / 2 + Ω_r = Ω_v

Na koniec często konieczna jest znajomość wartości obecnej współczynnika skali, którą można odczytać bezpośrednio z równania Friedmanna:



Stała Hubble′a ustala zatem długość krzywizny, która staje się nieskończenie duża, gdy Ω zbliża się do jedności z obu kierunków. Tylko w granicy zerowej gęstości długość ta staje się równa innej powszechnej mierze rozmiaru wszechświata - długości Hubble′a, c/H₀.

Rozwiązania równania Friedmanna

Równanie Friedmanna można rozwiązać najprościej w formie "parametrycznej", przekształcając je w zależności od czasu konforemnego d? = c dt/R (oznaczając pochodne względem η liczbami pierwszymi):



Ponieważ H₀₂R₀₂ = kc₂/(Ω01), równanie Friedmanna przyjmuje postać



co jest proste do zintegrowania pod warunkiem, że Ω_v = 0. Rozwiązanie równania Friedmanna dla R(t) w ten sposób jest ważne dla określenia globalnych wielkości, takich jak obecny wiek wszechświata, a jawne rozwiązania dla konkretnych przypadków są rozważane poniżej. Jednak z punktu widzenia obserwacji, a w szczególności relacji odległość-przesunięcie ku czerwieni, nie jest konieczne postępowanie bezpośrednią drogą określania R(t). Dla obserwatora ewolucja współczynnika skali jest najbardziej bezpośrednio charakteryzowana przez zmianę wraz z przesunięciem ku czerwieni parametru Hubble′a i parametru gęstości; ewolucja H(z) i Ω(z) jest dana bezpośrednio przez równanie Friedmanna w postaci H² = 8πGρ/3-kc²/R². Wstawienie zależności modelu ρ od a daje



To jest kluczowe równanie, które można wykorzystać do uzyskania relacji między przesunięciem ku czerwieni a odległością współporuszającą się. Radialne równanie ruchu fotonu to R dr = c dt = c dR/R.= c dR/RH. Przy R = R₀/(1+z) daje to



Ta relacja jest prawdopodobnie najważniejszym równaniem w kosmologii, ponieważ pokazuje, jak powiązać odległość współporuszającą się z obserwowalnymi parametrami przesunięcia ku czerwieni, stałej Hubble′a i gęstości. Odległość współporuszająca się określa pozorną jasność odległych obiektów, a element objętości współporuszającej się określa liczbę obserwowanych obiektów. Te aspekty kosmologii obserwacyjnej omówiono bardziej szczegółowo poniżej. Na koniec, użycie wyrażenia dla H(z) z Ω(a)-1 =kc²/H²R² daje zależność przesunięcia ku czerwieni parametru całkowitej gęstości:



To ostatnie równanie jest bardzo ważne. Mówi nam, że przy dużym przesunięciu ku czerwieni wszystkie wszechświaty modelowe, poza tymi z energią próżni, będą miały tendencję do wyglądania jak model Ω = 1. Nie jest to zaskakujące, biorąc pod uwagę formę równania Friedmanna: pod warunkiem, że ρR² →∞, gdy R→0, człon krzywizny -kc² stanie się nieistotny we wczesnych czasach. Jeśli Ω≠1, to w odległej przeszłości Ω(z) musiało różnić się od jedności o niewielką wartość: gęstość i tempo ekspansji musiały być dokładnie zrównoważone, aby wszechświat mógł się rozszerzać do chwili obecnej. To dostrojenie warunków początkowych nazywa się problemem płaskości i jest jedną z motywacji do zastosowań teorii kwantowej we wczesnym wszechświecie.

Wszechświat zdominowany przez materię

Z obserwowanej temperatury mikrofalowego promieniowania tła (2,73 K) i założenia trzech gatunków neutrin w nieco niższej temperaturze, wnioskujemy, że całkowity parametr gęstości relatywistycznej wynosi Ω_rh² ≈ 4,2-10^-5, więc obecnie dobrym przybliżeniem powinno być zignorowanie promieniowania. Jednak różne zależności gęstości materii i promieniowania od przesunięcia ku czerwieni oznaczają, że założenie to zawodzi we wczesnych czasach: ρ_mr : (1 + z)^-1. Jedną z krytycznych epok w kosmologii jest zatem punkt, w którym te wkłady były równe: równość przesunięcia ku czerwieni materii i promieniowania



Przy przesunięciach ku czerwieni wyższych niż to, dynamika uniwersalna była zdominowana przez zawartość cząstek relatywistycznych. Ciekawym zbiegiem okoliczności, epoka ta jest bliska innemu ważnemu wydarzeniu w historii kosmologicznej: rekombinacji. Gdy temperatura spadnie poniżej ≈ 10⁴ K, zjonizowany materiał może utworzyć neutralny wodór. Astronomia obserwacyjna jest możliwa dopiero od tego momentu, ponieważ rozpraszanie Thomsona elektronów w zjonizowanym materiale zapobiega rozprzestrzenianiu się fotonów. W praktyce ogranicza to maksymalne przesunięcie ku czerwieni będące przedmiotem zainteresowania obserwacyjnego do około 1100; chyba że Ω jest bardzo niskie lub energia próżni jest ważna, model zdominowany przez materię jest zatem dobrym przybliżeniem rzeczywistości. Poprzez zachowanie materii możemy wprowadzić charakterystyczną masę M_*, a z niej charakterystyczny promień R_*:



gdzie w pierwszym kroku użyliśmy wyrażenia dla R₀. Gdy obecna jest tylko materia, wersja równania Friedmanna w czasie konforemnym jest prosta do zintegrowania dla R(η), a integracja dt = dη/R daje t(η):



Ewolucję R(t) w tym rozwiązaniu przedstawiono na rysunku 1. Należy zwrócić szczególną uwagę na to, że zachowanie we wczesnych momentach jest zawsze takie samo: energia potencjalna i kinetyczna znacznie przekraczają całkowitą energię i zawsze mamy postać k = 0 R:t^2/3.

Wszechświat zdominowany przez promieniowanie

Przy wystarczająco dużych przesunięciach ku czerwieni prawo R:t^2/3 zawiedzie, ponieważ ciśnienie promieniowania stanie się ważne. Przy tych przesunięciach ku czerwieni doskonałym przybliżeniem jest zignorowanie efektów krzywizny przestrzennej, tak że równanie Friedmanna dla mieszanki materii i promieniowania jest



Można to zintegrować, aby uzyskać czas jako funkcję współczynnika skali:



co idzie do 2/3a^3/2 dla modelu tylko materii i do a²/2 dla samego promieniowania. We wczesnych czasach współczynnik skali rośnie w miarę jak R: t^1/2. Innym sposobem przedstawienia zależności modelu od czasu jest gęstość. Postępując zgodnie z powyższym, łatwo pokazać, że



Modele z energią próżni

Rozwiązanie równania Friedmanna staje się bardziej skomplikowane, jeśli dopuścimy znaczący wkład energii próżni - tj. stałą kosmologiczną różną od zera. Samo równanie Friedmanna jest niezależne od równania stanu i po prostu mówi H²R² = kc²/(Ω-1), niezależnie od formy wkładów do Ω. Jeśli chodzi o samą stałą kosmologiczną, mamy



Powodem, dla którego stała kosmologiczna została po raz pierwszy wprowadzona przez Einsteina, nie było po prostu to, że nie było ogólnego powodu, aby oczekiwać, że pusta przestrzeń będzie miała gęstość zerową, ale to, że pozwala ona na skonstruowanie kosmologii nierozszerzającej się. Być może nie jest to tak oczywiste w przypadku niektórych form równania Friedmanna, ponieważ teraz H = 0 i Ω = ∞; jeśli rzucimy równanie w jego pierwotnej formie bez definiowania tych parametrów, wówczas zerowe rozszerzenie implikuje

ρ = 3kc² / 8πGR²

Ponieważ Λ może mieć dowolny znak, wydaje się, że nie ogranicza to k. Jednak chcemy również uzyskać zerowe przyspieszenie dla tego modelu, a zatem potrzebujemy pochodnej czasowej równania Friedmanna: Dalszym warunkiem dla modelu statycznego jest zatem to, że

ρ = -3p

Ponieważ ρ = -p dla energii próżni, a jest to jedyne źródło ciśnienia, jeśli zignorujemy promieniowanie, mówi nam to, że ρ = 3ρvac, a zatem gęstość masy jest dwukrotnie większa od gęstości próżni. Całkowita gęstość jest zatem dodatnia, a k = 1; mamy zamknięty model. Zauważ, że to oznacza, że dodatnia energia próżni działa w sposób odpychający, równoważąc przyciąganie normalnej materii. Pokazuje to, że model statyczny nie może być stabilny: jeśli zaburzymy współczynnik skali o niewielką dodatnią wartość, odpychanie próżni pozostaje niezmienione, podczas gdy "normalne" przyciąganie grawitacyjne zostaje zmniejszone, tak że model będzie miał tendencję do dalszego rozszerzania się (lub kurczenia, jeśli początkowe zaburzenie było ujemne).

Przestrzeń de Sittera

Punkt końcowy zewnętrznego zaburzenia statycznego modelu Einsteina został po raz pierwszy zbadany przez DE SITTERA. Ten wszechświat jest całkowicie zdominowany przez energię próżni i jest wyraźnie granicą niestabilnej ekspansji, ponieważ gęstość materii przesuwa się ku czerwieni do zera, podczas gdy energia próżni pozostaje stała. Rozważmy ponownie równanie Friedmanna w jego ogólnej formie : ponieważ gęstość jest stała, a R będzie rosło bez ograniczeń, dwa człony po lewej stronie muszą ostatecznie stać się niemal dokładnie równe, a człon krzywizny po prawej stronie będzie pomijalny. Tak więc, nawet jeśli k≠0, wszechświat będzie miał gęstość różniącą się tylko nieskończenie mało od krytycznej, tak że możemy rozwiązać równanie, ustawiając k = 0, w którym to przypadku



Ciekawą interpretację tego zachowania promował na początku kosmologii Eddington: stała kosmologiczna jest tym, co spowodowało ekspansję. W modelach bez Λ ekspansja jest jedynie warunkiem początkowym: każdy, kto pyta, dlaczego wszechświat rozszerza się w danej epoce, otrzymuje niezadowalającą odpowiedź, że dzieje się tak, ponieważ rozszerzał się w jakimś wcześniejszym czasie. Bardziej satysfakcjonujące byłoby posiadanie jakiegoś mechanizmu, który wprawia ekspansję w ruch, a to właśnie zapewnia odpychanie próżni. Ta tendencja modeli z dodatnim ? do przechodzenia w fazę wykładniczą ekspansji (a co więcej, modelu z Ω = 1) jest dokładnie tym, co jest wykorzystywane w kosmologii inflacyjnej do generowania warunków początkowych dla Wielkiego Wybuchu.

Model stanu stacjonarnego

Zachowanie przestrzeni de Sittera przypomina pod pewnymi względami wszechświat stanu stacjonarnego, który był popularny w latach 60-tych ta TEORIA STANU STAŁEGO czerpała swoją motywację z problemów filozoficznych modeli Wielkiego Wybuchu - które zaczynają się w osobliwości przy t = 0 i dla których wcześniejsze czasy nie mają znaczenia. Zamiast tego Hoyle, Bondi i Gold zasugerowali doskonałą zasadę kosmologiczną, w której wszechświat jest jednorodny nie tylko w przestrzeni, ale także w czasie: poza lokalnymi fluktuacjami wszechświat wydaje się taki sam dla wszystkich obserwatorów w każdym czasie. Mówi nam to, że stała Hubble&prome;a jest naprawdę stała, a zatem model koniecznie ma ekspansję wykładniczą, R : exp (Ht), dokładnie tak jak w przypadku przestrzeni de Sittera. Rzeczywiście, przestrzeń de Sittera jest wszechświatem stanu stacjonarnego: zawiera stałą gęstość energii próżni i ma nieskończony wiek, pozbawiony jakiejkolwiek osobliwości Wielkiego Wybuchu. Jednak przestrzeń de Sittera jest raczej nieciekawym modelem, ponieważ nie zawiera materii. Wprowadzenie materii do wszechświata stanu stacjonarnego narusza zasadę zachowania energii, ponieważ materia nie ma równania stanu p = -ρc², które pozwala, aby gęstość pozostała stała. To jest najbardziej radykalny aspekt modeli stanu stacjonarnego: wymagają one ciągłego tworzenia materii. Energia do osiągnięcia tego musi pochodzić skądś, a równania Einsteina są modyfikowane przez dodanie pewnego terminu "tworzenia" lub "pola C" do tensora energii-pędu:

T′^μv = T^μv + C^μv T′^μv_v = 0

Efektem tego dodatkowego członu musi być anulowanie gęstości materii i ciśnienia, pozostawiając jedynie ogólną efektywną formę tensora próżni, która jest wymagana do wytworzenia przestrzeni de Sittera i wykładniczej ekspansji. To pole ad hoc i brak jakiejkolwiek fizycznej motywacji dla niego poza kosmologicznym problemem, który zostało zaprojektowane, aby rozwiązać, zawsze było najbardziej niezadowalającą cechą modelu stanu stacjonarnego i może wyjaśniać silne reakcje generowane przez teorię.

Modele odbijające się i krążące

Powracając do ogólnego przypadku modeli z mieszanką energii w próżni i normalnych składników, musimy rozróżnić trzy przypadki. W przypadku modeli, które zaczynają się od wielkiego wybuchu (w którym to przypadku promieniowanie całkowicie dominuje w najwcześniejszych czasach), wszechświat albo ponownie się zapadnie, albo rozszerzy na zawsze. Ten drugi wynik staje się bardziej prawdopodobny w przypadku niskich gęstości materii i promieniowania, ale wysokiej gęstości próżni. Możliwe są jednak również modele, w których nie ma Wielkiego Wybuchu: wszechświat zapadał się w odległej przeszłości, ale został spowolniony przez odpychanie dodatniego członu Λ i przeszedł "odbicie", aby osiągnąć obecny stan ekspansji. Obliczenie warunków dla tych różnych zdarzeń jest kwestią zintegrowania równania Friedmanna. W przypadku dodawania ? można to zrobić tylko numerycznie. Możemy jednak znaleźć warunki dla różnych zachowań opisanych powyżej analitycznie, przynajmniej jeśli uprościmy rzeczy, ignorując promieniowanie. Równanie w postaci zależnego od czasu parametru Hubble′a wygląda następująco:



i interesują nas warunki, w których lhs znika, definiując punkt zwrotny w rozwinięciu. Ustawienie rhs na zero daje równanie sześcienne i możliwe jest podanie warunków, w których ma ono rozwiązanie, które są następujące.

(1) Po pierwsze, ujemne Λ zawsze implikuje ponowne zapadnięcie, co jest intuicyjnie rozsądne (albo masa powoduje ponowne zapadnięcie zanim Λ zacznie dominować, albo gęstość jest wystarczająco niska, że Λ zaczyna dominować, co nie może prowadzić do nieskończonej ekspansji, chyba że Λ jest dodatnie).

(2) Jeśli Λ jest dodatnie i Ω_m < 1, model zawsze rozszerza się do nieskończoności.

(3) Jeśli Ω_m > 1, ponowne zapadnięcie jest unikane tylko wtedy, gdy Ω_v przekroczy wartość krytyczną.



(4) Jeśli Λ jest wystarczająco duże, punkt stacjonarny ekspansji znajduje się w a < 1 i mamy kosmologię odbicia. Ta krytyczna wartość to



gdzie funkcja f jest cosh jeśli Ω_m < 0,5, w przeciwnym wypadku cos. Jeśli wszechświat leży dokładnie na linii krytycznej, odbicie następuje w nieskończenie wczesnych momentach i mamy rozwiązanie, które jest wynikiem zaburzenia statycznego modelu Einsteina. W rzeczywistości modele odbicia można wykluczyć dość mocno. Te same równania sześcienne, które definiują krytyczne warunki odbicia, dają również nierówność dla maksymalnego możliwego przesunięcia ku czerwieni (odbicia):



Rozsądny dolny limit dla Ω_m wynoszący 0,1 wyklucza odbicie, gdy obiekty są widoczne przy z>2. Ponieważ gęstość promieniowania jest obecnie bardzo mała, głównym zadaniem kosmologii relatywistycznej jest ustalenie, gdzie na płaszczyźnie Ω_materia-Ω_próżnia leży prawdziwy wszechświat. Istnienie obiektów o dużym przesunięciu ku czerwieni wyklucza modele odbicia, więc nie można uniknąć idei gorącego wielkiego wybuchu. W tym momencie odtworzyliśmy jeden z wielkich wniosków kosmologii relatywistycznej: wszechświat ma skończony wiek i swój początek miał w osobliwości matematycznej, w której współczynnik skali osiągnął zero, co doprowadziło do rozbieżnej krzywizny czasoprzestrzeni. Ponieważ zerowy współczynnik skali oznacza również nieskończoną gęstość (i temperaturę), wywnioskowany obraz wczesnego wszechświata to obraz niewyobrażalnej przemocy. Termin wielki wybuch został ukuty przez FREDA HOYLE′A, aby opisać ten początek, chociaż miał on nieco krytyczny wydźwięk. Problem z osobliwością polega na tym, że oznacza ona załamanie się praw fizyki; nie możemy ekstrapolować rozwiązania dla R(t) do t<0, więc początek ekspansji staje się niewyjaśnionym warunkiem brzegowym. Dopiero po około 1980 r. pojawił się spójny zbiór idei na sposoby uniknięcia tej bariery w postaci kosmologii inflacyjnej.

Płaski wszechświat

Najważniejszym modelem w badaniach kosmologicznych jest ten, w którym k = 0 ⇒ Ω_total = 1; gdy dominuje materia, jest on często nazywany modelem Einsteina-de Sittera. Paradoksalnie, znaczenie to wynika z faktu, że jest to stan niestabilny: jak widzieliśmy wcześniej, wszechświat będzie ewoluował od Ω = 1, przy niewielkim zaburzeniu. To, że wszechświat rozszerzył się o tak wiele e-fałdowań (czynników ekspansji e), a mimo to nadal miał Ωd1, oznacza, że był bardzo blisko bycia przestrzennie płaskim w dawnych czasach. Wielu badaczy przypuszczało zatem, że byłoby to sztuczne, gdyby ta płaskość była inna niż doskonała. Alternatywny model k = 0 o większym zainteresowaniu obserwacyjnym ma znaczącą stałą kosmologiczną, tak że Ω_m + Ω_v = 1 (promieniowanie jest pomijane dla uproszczenia). Może się to wydawać sztuczne, ale gdy k = 0 zostanie ustalone, nie może się zmienić: indywidualne wkłady do Ω muszą się dostosować, aby zachować równowagę. Zaletą tego modelu jest to, że jest to jedyny sposób na zachowanie teoretycznej atrakcyjności k = 0 przy jednoczesnej zmianie wieku wszechświata z relacji H₀t₀ = 2/3, która charakteryzuje model Einsteina-de Sittera. Ponieważ wiele dowodów obserwacyjnych wskazuje, że H₀t₀ ⋍ 1, model ten wzbudził w ostatnich latach duże zainteresowanie. W tym przypadku równanie Friedmanna jest



Relacja odległość-przesunięcie ku czerwieni

Ogólna relacja między współporuszającą się odległością a przesunięciem ku czerwieni została podana wcześniej jako



W przypadku modelu Friedmanna zdominowanego przez materię oznacza to, że odległość obiektu, z którego dzisiaj odbieramy fotony, wynosi



Całki tej formy często pojawiają się podczas manipulowania modelami Friedmanna; zazwyczaj można je rozwiązać przez podstawienie u² = k(Ω-1)/Ω(1+z). To podstawienie daje wzór Mattiga, który jest jednym z najbardziej użytecznych równań w kosmologii, jeśli chodzi o obserwatorów:



Nie ma takiego zwartego wyrażenia, jeśli chcemy uwzględnić również energię próżni. Współporuszającą się odległość należy uzyskać przez numeryczną integrację podstawowego dr/dz, nawet w przypadku k = 0. Jednak dla wszystkich form wkładu do zawartości energetycznej wszechświata relacja odległości-przesunięcia ku czerwieni drugiego rzędu jest identyczna i zależy tylko od parametru deceleracji:



Rozmiary i gęstości strumienia obiektów przy umiarkowanym przesunięciu ku czerwieni określają zatem geometrię wszechświata tylko wtedy, gdy założymy równanie stanu, tak że q₀ i Ω₀ mogą być powiązane. Przy większych przesunięciach ku czerwieni ta degeneracja jest przerwana, a dokładne pomiary relacji odległość-przesunięcie ku czerwieni mogą w zasadzie niezależnie określić parametry Ω_m, Ω_v itd.

Ostatnie obserwacje

Satelita Far Ultraviolet Spectroscopic Explorer (FUSE) NASA dał astronomom wgląd w upiorną pajęczynę gazu helowego pozostałego po Wielkim Wybuchu, który leży u podstaw struktury wszechświata. Hel nie występuje w galaktykach ani gwiazdach, ale jest rozproszony cienko w przestrzeni. Obserwacje pomagają potwierdzić teoretyczne modele tego, w jaki sposób materia w rozszerzającym się wszechświecie skondensowała się w strukturę przypominającą sieć, przenikającą całą przestrzeń między galaktykami. Hel śledzi architekturę wszechświata aż do bardzo wczesnych czasów. Ta struktura powstała z małych niestabilności grawitacyjnych zasianych w chaosie tuż po Wielkim Wybuchu.

Nierozstrzygnięte kwestie

Jak opisano powyżej, podstawowe izotropowe modele kosmologii relatywistycznej zależą od czterech głównych parametrów: obecnego tempa ekspansji i obecnych wkładów do całkowitej gęstości materii nierelatywistycznej, materii ultrarelatywistycznej i próżni. Pojawienie się odległych obiektów zależy od tych liczb, więc w zasadzie możliwe jest określenie tych parametrów, a także zbadanie najsłabszej klasy niestandardowych kosmologii - w których mogą istnieć dodatkowe wkłady do gęstości, z bardziej egzotycznymi równaniami stanu. Wszystkie takie możliwości można zbadać empirycznie w ramach modeli FRW. Głębszym problemem jest pytanie, czy podstawowe założenie izotropii i jednorodności jest słuszne, a jeśli tak, to dlaczego tak powinno być. Badania struktury na dużą skalę i anizotropii w mikrofalowym promieniowaniu tła sugerują, że odchylenia od metryki Robertsona-Walkera są ograniczone do ułamkowych zaburzeń na poziomie około 10-5, więc podstawowa metryka wydaje się dobrym modelem zerowego rzędu. Jednak istnienie horyzontu cząsteczkowego, który jest mały w początkowych czasach, oznacza, że jest wielkim zaskoczeniem odkrycie, że wszechświat jest niemal jednorodny w regionach, które dopiero niedawno weszły w kontakt przyczynowy. Jest to jedna z wielu osobliwości w modelu standardowym, które domagają się wyjaśnienia: podobnie jak podstawowy fakt ekspansji i niemal idealna płaskość, są to zagadki warunków początkowych, które wymagają wyjaśnienia przez bardziej kompletną teorię, taką jak INFLACJA. Na koniec, istnieje wiele osobliwych cech, które odnoszą się do naszego statusu jako obserwatorów. Jeśli Ω = 1, żyjemy w pobliżu szczególnego czasu - w którym wkład do równania Friedmanna z krzywizny przestrzennej lub energii próżni jest porównywalny z wkładem materii nierelatywistycznej. Istnieje zbiór idei pod nagłówkiem "ZASADY ANTROPOICZNEJ", które próbują określić ilościowo efekty selekcji narzucone przez potrzebę inteligentnych obserwatorów. W niektórych przypadkach argumenty te są stosunkowo bezsporne: nie powinniśmy być zaskoczeni, że wszechświat jest obecnie mniej więcej tak stary, jak typowa gwiazda, ponieważ gwiazdy są potrzebne do tworzenia ciężkich jąder potrzebnych do interesującej chemii. To, czy takie rozumowanie wyjaśnia wszystkie cechy obserwowanego wszechświata, prawdopodobnie pozostanie kwestią sporną. Jednak na poziomie praktycznym standardowe izotropowe modele kosmologiczne zapewniają kontekst, w którym tę trudną debatę można przynajmniej przeprowadzić z pewnością.

Kosmologia: krótka historia

Kosmologia to gałąź astronomii, która zajmuje się badaniem wielkoskalowej struktury wszechświata. Obserwacyjnie wymaga danych o najbardziej odległych obiektach, podczas gdy teoretycznie wymaga możliwie największych ekstrapolacji podstawowych praw fizyki. Pomimo tych poważnych ograniczeń, kosmologia ostatnio wyłoniła się jako bardzo ważna gałąź nauki, w której można formułować i testować przewidywania. Kiedy rozpoczęła się współczesna kosmologia? Rzeczywiście, należy cofnąć się do Isaaca NEWTONA i jego korespondencji z Richardem Bentleyem od 10 grudnia 1692 r. do 17 stycznia 1693 r. Interesujące jest czytanie prób Newtona skonstruowania modelu jednorodnego i izotropowego, ale statycznego wszechświata oraz jego uświadomienie sobie, że jest on niestabilny. Późniejsze próby w ramach teorii Newtona, zanim na horyzoncie pojawiła się teoria względności, były podejmowane przez C. Neumanna i H. Seeliger w latach 1895-1896. W 1934 r. W. H. McCrea i E. A. Milne wykazali, w jaki sposób idee Newtona dotyczące grawitacji i dynamiki mogą być odpowiednio dostosowane do standardowych modeli teorii względności. Pojawienie się OGÓLNEJ TEORII WZGLĘDNOŚCI w 1915 r. oferowało możliwe rozwiązanie konfliktów, które zaczynały się pojawiać między prawami dynamiki i grawitacji Newtona a SZCZEGÓLNĄ TEORIĄ WZGLĘDNOŚCI. Ogólna teoria względności wiązała zjawisko grawitacji z geometrią przestrzeni i czasu. Zaledwie 2 lata po tym, jak zaproponował teorię, ALBERT EINSTEIN podjął śmiałą próbę zastosowania jej do skonstruowania modelu całego wszechświata. Podobnie jak Newton, Einstein również odkrył, że jego równania względności z 1915 r. nie dopuszczają modelu statycznego i wprowadził tzw. STAŁĄ KOSMOLOGICZNĄ, λ, która implikowała (w przybliżeniu Newtona) siłę odpychającą, która zmieniała się bezpośrednio wraz z odległością. Statyczny model, który się wyłonił, wymagał, aby wszechświat był zamknięty. Einstein uważał, że pojawienie się takiego modelu było demonstracją unikalnej i spójnej relacji między geometrią czasoprzestrzeni a zawartością materii we wszechświecie. Jednak artykuł W. DE SITTERA z tego samego roku wykazał, że model ten nie był unikalny. De Sitter znalazł model wszechświata, który był pusty, ale rozszerzał się. Chociaż w tamtym czasie uważano go za ezoteryczny, model ten odegrał kluczową rolę w kosmologii przy wielu późniejszych okazjach. W drugiej dekadzie tego stulecia nie było systematycznych badań galaktyk, chociaż do 1914 roku obserwatorzy mgławic rozproszonych, tacy jak V.M.Slipher, zgłaszali przesunięcia mgławicowe, głównie przesunięcia ku czerwieni, które wskazywały na radialny ruch recesyjny tych mgławic. Jednak pomimo tych odkryć, ogólna wiara w statyczny wszechświat była dość silna, a rozwiązanie de Sittera traktowano bardziej jako ciekawostkę. Rzeczywiście, w latach 1922-1924 A. Friedmann, a później w 1927 roku (niezależnie) Abbé Lema Ître uzyskali modele rozszerzającego się wszechświata, dla których stała kosmologiczna nie była wymagana, ale zostały one również zignorowane przez Einsteina i innych. Tymczasem zrozumienie wszechświata na froncie obserwacyjnym również rosło. W 1924 roku E. P. HUBBLE ustalił, poprzez wykorzystanie gwiazd zmiennych cefeid, że Mgławica Andromedy jest tak daleko, że musi być pozagalaktyczna. Rzeczywiście w ciągu kilku następnych lat zaczęto ustalać istnienie pozagalaktycznych mgławic jako galaktyk samych w sobie. Jednak to ogłoszenie przez Hubble′a w 1929 r. relacji prędkości do odległości tych mgławic zmieniło bieg wydarzeń na korzyść tych modeli. Po dokładnej analizie danych na temat przesunięć ku czerwieni mgławic, Hubble doszedł do tego, co dziś znane jest jako "PRAWO HUBBLE′A", a mianowicie, że prędkość radialna typowej galaktyki oddalonej od nas jest proporcjonalna do jej odległości od nas. Dokładniej rzecz biorąc, dane pokazują, że przesunięcie ku czerwieni galaktyki wzrasta wraz z jej osłabieniem. Jeśli przesunięcie ku czerwieni zinterpretujemy jako przesunięcie Dopplera, a osłabienie jako wynik odległości, wówczas prawo Hubble′a będzie obowiązywać. Chociaż mogą istnieć inne interpretacje danych, wszystkie modele kosmologiczne musiały uwzględniać ten podstawowy fakt dotyczący wszechświata. Rzeczywiście później zdano sobie sprawę, że w swojej pracy z 1927 r. LemaÎtre przewidział liniową relację prędkości i odległości tego rodzaju. Tak więc wkrótce po zaakceptowaniu prawa Hubble′a Einstein dostrzegł, że statyczny model jest nierealny i porzucił stałą kosmologiczną jako "największy błąd" w swoim życiu. Byli jednak inni, którzy myśleli inaczej i nawet dzisiaj ta stała nadal pojawia się w literaturze kosmologicznej. Czytelnik zainteresowany wiedzą, kto co zrobił i kiedy w tamtych wczesnych dniach, może chcieć zobaczyć historyczne sprawozdanie Northa (1965).

Modele Wielkiego Wybuchu

Założenie jednorodności i izotropii pozwala kosmologowi zdefiniować "czas kosmiczny". Przekroje przestrzenne w danym czasie kosmicznym powinny być jednorodne i izotropowe. H.P. Robertson w 1935 r. i A.G. Walker w 1936 r. niezależnie opracowali najbardziej ogólny element linii opisujący taką czasoprzestrzeń. Przyjmując dowolnego obserwatora jako lokalny początek sferycznych współrzędnych biegunowych (r, θ, Φ) i t dla czasu kosmicznego, element linii Robertsona-Walkera jest dany przez



Funkcja S(t) jest wspomnianym wcześniej współczynnikiem skali: jej wzrost w czasie oznacza ekspansję wszechświata. Stała k w powyższym równaniu jest parametrem określającym, czy przestrzeń t = constant ma dodatnią (k = +1), ujemną (k = ?1) czy zerową (k = 0) krzywiznę. Najprostszym modelem FRIEDMANNA jest model Einsteina-de Sittera wspólnie propagowany przez Einsteina i de Sittera (1932), który ma k = 0. W przypadku materii wolnej od ciśnienia (często nazywanej pyłem) model ten ma S ∝ t^2/3. To, że cechy geometryczne modelu są powiązane z jego zawartością materii fizycznej, jest wykazane przez różne zachowanie tych modeli dla różnych gęstości materii ρ. Definiujemy zatem następujące wielkości:



jako STAŁĄ HUBBLE′A i gęstość krytyczną w epoce t. Ich wartości w obecnej epoce t₀ będziemy oznaczać sufiksem zero. Parametr gęstości jest zdefiniowany przez

Ω = ρ/ ρ_c

Następnie dla rozwiązań Friedmanna mamy następujący wynik: wszechświat jest zamknięty dla Ω₀ > 1 i otwarty w przeciwnym razie (k = 0,?1). W rzeczywistości przypadek k = 0 jest przypadkiem marginalnie otwartym, gdzie 0 = 1; jeśli gęstość przekracza ρ_c, wszechświat jest typu zamkniętego. Dlatego gęstość ρ_c nazywana jest gęstością domknięcia lub gęstością krytyczną. We wszystkich modelach współczynnik skali wynosił zero w pewnej epoce w przeszłości, powszechnie zwanej epoką Wielkiego Wybuchu. W tej epoce krzywizna czasoprzestrzeni była nieskończona, podobnie jak gęstość materii i promieniowania we wszechświecie. A co z przyszłym zachowaniem wszechświata? Tutaj odpowiedź zależy od geometrii przestrzeni. W modelach otwartych wszechświat rozszerza się w nieskończoność, a współczynnik skali dąży do nieskończoności. W modelach zamkniętych współczynnik skali osiąga wartość maksymalną, zanim zmniejszy się z powrotem do zera. W powyższym argumencie zakłada się, że materia we wszechświecie ma postać pyłu. Jest to rozsądne przybliżenie w chwili obecnej, gdy ciśnienia są małe, a gęstość materii znacznie przekracza gęstość promieniowania. Można jednak wykazać, że



tak, że w wystarczająco wczesnej epoce, gdy S było wystarczająco małe, człon promieniowania dominował nad członem materii. To oczywiście nie zmienia wcześniejszego wniosku o istnieniu epoki Wielkiego Wybuchu; w rzeczywistości teraz dochodzimy do wniosku, że wszechświat był nieskończenie gorący w tej epoce. W czasoprzestrzeniach Robertsona-Walkera przesunięcie ku czerwieni jest po prostu związane z czynnikiem skali. Obliczenia pokazują, że źródło z przesunięciem ku czerwieni z jest obserwowane w epoce, gdy czynnik skali wszechświata wynosił (1+z) ?1 razy jego obecną wartość. Obserwacje w obecnej epoce wskazują, że gęstość materii jest co najmniej ∿10³ razy większa od gęstości promieniowania. Tak więc możemy oszacować, że wszechświat był zdominowany przez promieniowanie w epokach poprzedzających przesunięcie ku czerwieni ∿10³. Mając świadomość, że podstawowe modele Friedmanna dają odpowiedni opis rozszerzającego się wszechświata, w ciągu ostatnich pięciu dekad nastąpiło wiele odkryć w kosmologii, które opierają się na tych modelach. Te osiągnięcia można ogólnie podzielić na badania (a) struktury na dużą skalę, poprzez obserwacje źródeł dyskretnych, (b) wczesnej historii wszechświata, poprzez obserwacje reliktów, (c) ewolucji wszechświata od cząstek do galaktyk, (d) podstawowych praw fizycznych działających w ekstremalnych warunkach kilka chwil po Wielkim Wybuchu i (e) alternatywnych kosmologii. Krótko przedstawimy kilka historycznych wyników.

Obserwacje dyskretnych źródeł

Relatywistyczny model kosmologiczny wykorzystuje zakrzywioną czasoprzestrzeń i jako taki istnieją efekty nieeuklidesowych geometrii, które w zasadzie mogą być obserwowalne. To było oczekiwanie, które skłoniło astronomów optycznych i radioastronomów lat 50. i 60. do wykorzystania swoich możliwości obserwacyjnych do granic możliwości. Obserwując rozkłady populacji dyskretnych źródeł (galaktyk, kwazarów, źródeł radiowych, źródeł rentgenowskich itp.) kosmolodzy mieli nadzieję znaleźć, który z różnych modeli teoretycznych jest najbliższy rzeczywistości. Testy obserwacyjne obejmowały (i) pomiar stałej Hubble′a, (ii) rozszerzenie prawa Hubble′a na galaktyki o dużych przesunięciach ku czerwieni, (iii) zliczenia galaktyk i źródeł radiowych na coraz większe odległości, (iv) zależność średnicy kątowej od przesunięcia ku czerwieni oraz (v) zależność jasności powierzchniowej galaktyki od jej przesunięcia ku czerwieni. Szczegóły tych testów kosmologicznych można znaleźć w niedawnych podręcznikach i artykułach przeglądowych, np. Sandage (1988) i Narlikar (1993). Jednak tendencja takich badań przesunęła się z określania geometrii wszechświata na określanie ewolucji dyskretnych źródeł. Oczekuje się, że badania te powiedzą nam o ewolucji środowiska fizycznego wszechświata, ale jak dotąd nie wyłonił się żaden jasny obraz pośród serii ćwiczeń dopasowywania parametrów. Kluczowym pomiarem, który nadal budzi kontrowersje, jest stała Hubble′a. Hubble pierwotnie uzyskał wartość 530 km s^-1 Mpc^-1, ale patrząc wstecz, odkrywamy, że w jego pomiarach było kilka błędów systematycznych. Przez długi czas, gdy wartość stałej stale spadała, trwały kontrowersje co do jej prawdziwej wartości, która, jak sądzono, mieściła się w przedziale od 50 do 100 km s^-1 Mpc^-1. Nawet dzisiaj istnieje kilka problemów z kalibracją. Jednak dopiero teraz zaczyna się wyraźniej rozumieć różne kwestie praktyczne, a różne podejścia zaczynają zbiegać się w kierunku wartości H₀ wynoszącej pomiędzy 55 a 70 km s^-1 Mpc^-1.

Relikty wczesnego wszechświata

TEORIA WIELKIEGO WYBUCHU opiera się na fakcie, że w czasie t = 0 wszechświat powstał w pojedynczym zdarzeniu. Zatem nie jest możliwy żaden fizyczny opis pierwotnego zdarzenia, chociaż teorie fizyczne mogą badać późniejsze zachowanie wszechświata. Jedną z pierwszych prób zbliżenia się do epoki Wielkiego Wybuchu podjął pod koniec lat 40. XX wieku GEORGE GAMOW, który docenił fakt, że wczesny wszechświat był zdominowany przez promieniowanie, to znaczy, że jego zawartość składała się z fotonów i innych cząstek, które były w większości relatywistyczne pod względem energii. Zatem można było przybliżyć równanie stanu za pomocą ciśnienia p = 1/3ρ, przy czym zarówno p, jak i ρ były zależne od temperatury jako czwartej potęgi, tak jak w przypadku promieniowania w równowadze termicznej. Gamow i jego współpracownicy Ralph Alpher i Robert Herman opracowali fizykę wszechświata, gdy miał on około 1-200 s. (Artykuł z 1948 roku autorstwa Alphera, H. Bethego i Gamowa na ten temat doprowadził do nazwania go teorią "α-β-γ"!) Gamow miał nadzieję wykazać, że w wysokich temperaturach panujących w tej epoce cząstki takie jak neutrony i protony będą syntetyzowane w cięższe jądra, determinując w ten sposób skład chemiczny wszechświata. Ostatecznie praca ta odniosła częściowy sukces, ponieważ lekkie jądra, takie jak deuter, hel itp. mogły powstawać w pierwotnej zupie, ale nie cięższe, takie jak węgiel, tlen i metale. Później stało się jasne z ważnej pracy Burbidge′a, Burbidge′a, Fowlera i Hoyle′a z 1957 roku (nazywanej teorią B²FH), że te jądra powstają w gwiazdach. Niemniej jednak liczebności lekkich jąder obliczone zgodnie ze współczesną wersją pionierskiej próby Gamowa wykazują szeroką zgodność z obserwowanymi. Dalszą weryfikacją scenariusza wczesnego gorącego wszechświata było odkrycie w 1965 r. COSMIC MICROWAVE BACKGROUND przez Penziasa i Wilsona. Gamow, Alpher i Herman przewidzieli takie tło jako relikt wczesnej ery, chociaż odkrywcy nie byli świadomi tych wyników. W swojej pracy z 1948 r. Alpher i Herman przewidzieli reliktowe tło o szacowanej temperaturze 5 K. Obecne obliczenia Wielkiego Wybuchu nie mogą jednak oszacować temperatury tła: należy ją traktować jako parametr określony przez obserwacje. Należy wspomnieć, że na początku lat 60. R. H. Dicke i jego współpracownicy niezależnie doszli do prognozy Gamowa-Alphera-Hermana dotyczącej promieniowania reliktowego i ustawiali detektor dla tego promieniowania, gdy przewidzieli je Penzias i Wilson. Najbardziej spektakularnym osiągnięciem ostatnich lat był sukces satelity COBE w pomiarze widma (w 1990 r.) i anizotropii na małą skalę (w 1994 r.) mikrofalowego promieniowania tła. Tło wykazuje temperaturę ciała doskonale czarnego 2,7 K i jest wysoce jednorodne, z wahaniami temperatury ΔT/T ∿ 6 × 10^-6. Obfitość lekkich jąder i mikrofalowe promieniowanie tła, jego widmo i anizotropia dostarczyły mocnego prima facie wsparcia dla scenariusza Wielkiego Wybuchu. Były też ograniczenia i wyzwania.

Ewolucja struktury we wszechświecie

Głównym wyzwaniem kosmologii było wykazanie, w jaki sposób w standardowym modelu Wielkiego Wybuchu pierwsze nukleony i leptony ewoluowały z bardziej pierwotnych cząstek, a z nich ostatecznie uformowały się struktury na dużą skalę we wszechświecie; wszystko to w sposób zgodny z fluktuacjami promieniowania odkrytymi przez COBE. Szczególnie interesująca w tej pracy jest rola fazy inflacyjnej, po raz pierwszy omówiona niezależnie przez A. Gutha, K. Sato i D. Kazanasa w latach 1980-1981. Podstawowy pomysł jest następujący. Wszechświat Wielkiego Wybuchu był nieskończenie gorący przy t = 0, ale jego temperatura spadała z czasem zgodnie z t^-1/2. W tym procesie materia w nim zawarta przeszła przemianę fazową, a jej efektem było, przez bardzo krótki okres, nadmuchanie wszechświata w tempie wykładniczym, podobnie jak w przypadku starego wszechświata de Sittera. Zmiany w próżni czasoprzestrzennej generują siłę, która symuluje stałą kosmologiczną wprowadzoną po raz pierwszy przez Einsteina. To jest siła, która "napędza" wszechświat tak szybko, z wykładniczym wzrostem w skali czasu około 10^-36 s. Większość teorii formowania się struktur opiera się na początkowych fluktuacjach, gdy ewoluują one poprzez INFLACJĘ i ich późniejszy wzrost. Ten ostatni odbywa się poprzez oddziaływanie grawitacyjne i klastrowanie. Tutaj należy wziąć pod uwagę oddziaływanie rosnących brył niejednorodności nie tylko z widoczną materią, ale także z CIEMNĄ MATERIĄ. W szczególności wyniki są wrażliwe na rodzaj ciemnej materii, "zimną" lub "gorącą" lub mieszankę obu. Ciemna materia to nazwa nadana materii, która normalnie nie jest widoczna w żadnym paśmie fal promieniowania elektromagnetycznego. To FRITZ ZWICKY w 1933 roku jako pierwszy wskazał na możliwe istnienie "brakującej masy" w gromadach galaktyk. Jednak społeczność astronomiczna potrzebowała prawie czterech dekad, aby go dogonić! W latach 70. badania ruchów chmur neutralnego wodoru wykazały, że poruszają się one z niemal stałą prędkością obrotową wokół typowej galaktyki spiralnej, nawet jeśli znajdują się w stopniowo większych odległościach poza widoczną masą galaktyki. Te płaskie krzywe rotacji wskazywały, że masa M(R) galaktyki do odległości R od jej środka wzrasta w przybliżeniu proporcjonalnie do R, nawet jeśli R znacznie przekracza widoczną granicę galaktyki. Podobnie oczekiwania Zwicky′ego dotyczące ukrytej masy w gromadach zostały potwierdzone przez odkrycia, że galaktyki w typowej gromadzie poruszają się z tak dużą prędkością, że jeśli zastosuje się twierdzenie wirialne dla zrelaksowanego klastra 2T + Φ = constant , gdzie T jest energią kinetyczną, a energią potencjalną grawitacyjną, to potrzeba dużo ukrytej masy, aby zrekompensować tę ostatnią. Z czego składa się ta ciemna materia i ile jej jest we wszechświecie? To ważne pytanie było gorąco dyskutowane, ale pozostaje bez odpowiedzi. Obecne budowanie modelu kosmologicznego musi uwzględniać różne ograniczenia, a w ramach koncepcji Wielkiego Wybuchu potrzeba wskrzeszenia stałej kosmologicznej jest silnie odczuwalna. Prawdą jest jednak, że ćwiczenie budowania modelu musi jeszcze ustalić dobrze akceptowany zestaw parametrów, w tym wartość tej stałej.

Alternatywne kosmologie

Od czasu do czasu proponowano alternatywy dla kosmologii Wielkiego Wybuchu, chociaż większość kosmologów zawsze wierzyła w słuszność tej drugiej. TEORIA STANU STAŁEGO zaproponowana w 1948 roku przez H. Bondiego, T. Golda i F. Hoyle′a ożywiła scenariusz kosmologiczny, oferując wyraźnie sprawdzalną alternatywę. Ta kosmologia miała geometrię czasoprzestrzeni opisaną przez model zaproponowany przez de Sittera w 1917 roku, chociaż fizyczne uzasadnienie było inne. Odkrycie mikrofalowego promieniowania tła w 1965 roku pozbawiło teorię dużej części jej wiarygodności. Inne ważne inicjatywy w tej dziedzinie to kosmologia Bransa-Dickego zaproponowana przez C. Bransa i R. H. Dicke′a w 1961 roku jako teoria mająca swoje korzenie w zasadzie Macha oraz kosmologia zaproponowana przez P. A. M. Diraca w 1973 roku, oparta na próbach wyjaśnienia bardzo dużych liczb bezwymiarowych, które pojawiają się w kosmologii i mikrofizyce. Ostatnio, w 1993 roku, teoria stanu stacjonarnego została przywrócona do życia w zmodyfikowanej formie zwanej kosmologią stanu quasi-stacjonarnego (QSSC) przez F. Hoyle′a, G. Burbidge′a i J. V. Narlikara.

Wnioski

W miarę jak szczegóły obserwacyjne dotyczące wszechświata stają się coraz bardziej szczegółowe, kosmologia Wielkiego Wybuchu staje się coraz bardziej ograniczona. Na przykład, jedna długotrwała rozbieżność nie została jeszcze rozwiązana: wiek gwiazd w niektórych bardzo starych gromadach kulistych mieści się w zakresie 12-15 miliardów lat, co jest wartością większą niż przedział czasowy modelu standardowego! To kolejny powód, dla którego przywrócono termin λ, ponieważ jego uwzględnienie może zwiększyć wiek wszechświata. Ostatecznie to, jaka teoria kosmologiczna przetrwa, będzie zależało od tego, w jaki sposób zostaną spełnione wyzwania obserwacyjne. W przeciwieństwie do sytuacji na początku tego stulecia, kiedy prawie nie było żadnych parametrów kosmologicznych ograniczających teorię, teraz cierpimy z powodu zakłopotania bogactwem. Niech przetrwa najsilniejsza teoria.

Kratery

Kratery to miskowate wnęki, które powstały w wyniku eksplozji. Na ciałach planetarnych, nieliczne przykłady przeszłego lub obecnego wulkanizmu (Mars, Wenus, Io) nie są typu wybuchowego. Dlatego też, niemal wszystkie kratery na POWIERZCHNIACH PLANETARNYCH są wynikiem uderzenia METEORIDU z bardzo dużą prędkością (dziesiątki km s^-1). PLANETARY EXPLORATION wykazało, że kratery uderzeniowe są wszechobecnymi cechami geologii stałych ciał Układu Słonecznego. W przypadku większości obiektów, wewnętrznie napędzana ewolucja (tektonika, wulkanizm) zatrzymuje się po kilku milionach do kilkuset milionach lat. Kratery uderzeniowe na wszystkich skalach były zatem głównym czynnikiem ewolucji powierzchni planetarnych. Najpierw zostanie narysowany portret rodzinny kraterów w całym Układzie Słonecznym, z ich uderzającymi podobieństwami i intrygującymi różnicami. Przedstawimy wczesne kontrowersje dotyczące kraterów księżycowych, jedynych takich cech planetarnych, które można zobaczyć gołym okiem, oraz dowody, na podstawie których kratery księżycowe, a także niemal wszystkie inne kratery w Układzie Słonecznym, są obecnie uznawane za cechy uderzeniowe, a nie kratery wulkaniczne. W dalszej części omówione zostanie pochodzenie ciał uderzających. Ewolucja tempa uderzeń w czasie jest ściśle związana z procesem formowania się Układu Słonecznego. Nasze zrozumienie procesów zderzeń w Układzie Słonecznym ostatnio znacznie się poprawiło wraz z pojawieniem się chaotycznych modeli dynamicznych. Następnie omówimy fizykę kraterów uderzeniowych. Formowanie się kraterów jest regulowane przez stosunkowo proste prawa skalowania w niezwykle szerokim zakresie mas uderzających. Ewolucja dużych kraterów jest silnie uzależniona od grawitacji. W wyższym zakresie rozmiarów relaksacja skorupy planetarnej modyfikuje kształt krateru. Zrozumienie tych procesów formowania się i ewolucji kraterów jest niezbędne przy próbie wyprowadzenia wieku powierzchni Układu Słonecznego z zapisu kraterów. Na koniec zostaną zbadane konsekwencje powstawania kraterów we wszystkich skalach na ewolucję powierzchni planety. Obejmują one od powstawania dużych basenów uderzeniowych o średnicy kilku tysięcy kilometrów do gruntownej modyfikacji mineralogii i tekstury gleb powierzchniowych (lub regolitów). Być może najbardziej dramatycznym wydarzeniem kraterowym ze wszystkich było gigantyczne uderzenie ciała wielkości Marsa w Ziemię, które obecnie uważa się za początek powstania Księżyca.

Kratery w Układzie Słonecznym

Najbardziej bezpośrednim dowodem na to, że obiekty o dużej prędkości uderzają w ciała planetarne, jest obserwacja spadającej gwiazdy, która świeci jasno ze względu na swoją bardzo wysoką temperaturę po wejściu w atmosferę. Typowa masa tych cząstek wynosi kilka miligramów. W XIX wieku METEORYTY o masie od kilkuset gramów do kilku ton zostały zidentyfikowane jako obiekty pozaziemskie. Inny ciąg dowodów można prześledzić wstecz do obserwacji przez GALILEO okrągłych formacji we wszystkich skalach na powierzchni Księżyca, kraterów księżycowych i basenów. Meteor Crater, w pobliżu Flagstaff w północnej Arizonie, jest najmłodszym i najlepiej zachowanym dużym kraterem uderzeniowym na Ziemi, o wielkości 2 km. Powstał w wyniku uderzenia meteorytu żelaznego o średnicy kilkudziesięciu metrów. Podobieństwo do kraterów powstałych w wyniku eksplozji jest uderzające, z kształtem misy i podniesioną krawędzią. W połowie XX wieku pochodzenie tych cech było kontrowersyjne, ponieważ przypisywano je albo aktywności wulkanicznej, albo procesom uderzeniowym. Sprawa została ostatecznie zakończona wraz z programem Apollo. W międzyczasie najlepiej zachowany krater uderzeniowy na Ziemi został odkryty w północnej Arizonie (oczywiście, był znany od wieków Navajo): METEOR CRATER, o średnicy 2 km i głębokości ponad 300 m, jest bardzo młodym obiektem powstałym 40 000 lat temu. Wykazuje uderzające podobieństwo do kraterów po bombach, z kształtem misy i lekko podniesioną krawędzią. Rzeczywiście, kratery uderzeniowe i powstałe w wyniku eksplozji są ze sobą ściśle powiązane. Wiele dowiedziano się o fizyce kraterów podczas prób nuklearnych przeprowadzanych w pobliżu powierzchni Ziemi w latach 50. i na początku lat 60. XX wieku. Nadzwyczajna przygoda eksploracji planet w ciągu ostatnich 40 lat pokazała wszechobecny charakter kraterów uderzeniowych w Układzie Słonecznym. Rzeczywiście, pierwsze wrażenie wywołane pierwszymi przelotami obok Marsa było takie, że był on, co nieco rozczarowujące, po prostu większą wersją Księżyca. Obserwacje te przypadkowo objęły starszą, południową półkulę planety, na której rzeczywiście dominują kratery uderzeniowe. Kiedy orbiter Mariner 9 w końcu uzyskał globalny zasięg, ujawnił ogromne wulkany i kaniony, które charakteryzują region Tharsis. Duże jamy na szczycie tych wulkanów powstały w wyniku zapadnięcia się, a nie eksplozji, i dlatego są kalderami, a nie kraterami. MISJE PIONEER i VOYAGER do układów planet zewnętrznych zaobserwowały ogromne cechy uderzeniowe, takie jak basen Valhalla na GANYMEDE. Na drugim końcu Układu Słonecznego MERKURY okazał się bliskim bliźniakiem naszego Księżyca, którego powierzchnia była usiana kraterami o różnych rozmiarach. Sfotografowano tylko 50% powierzchni Merkurego, więc nie można wykluczyć niespodzianek, gdy obserwuje się drugą półkulę. Niedawno bliskie obserwacje ASTEROID wykazały kratery o rozmiarach do 30% średnicy ciała. Bogactwo obserwacji z misji planetarnych pokazało również, że kilka ciał planetarnych wykazuje znacznie mniejsze zagęszczenie kraterów uderzeniowych. Dotyczy to Wenus, Io, Europy i lodowych satelitów, takich jak Enceladus (satelita Saturna) lub Miranda (satelita Urana). Przykład Ziemi sugeruje, że sytuacja ta powstaje, gdy procesy odnawiania powierzchni wymazują wszystkie kratery uderzeniowe z wyjątkiem najnowszych, tj. gdy powierzchnia ma mniej niż kilkaset milionów lat. Zapis kraterów jest zatem wyraźnie powiązany z wiekiem powierzchni, co prowadzi do dyskusji na temat pochodzenia uderzeń w Układzie Słonecznym.

Historia i charakterystyka uderzeń w Układzie Słonecznym

Wiele z tego, co wiemy o ewolucji kraterów w czasie, pochodzi z badań próbek księżycowych zebranych przez programy Apollo i Luna na początku lat 70. Radioizotopowy chronometr potasowo-argonowy jest resetowany przez wstrząsy, ponieważ produkt pochodny, argon, jest gazem szlachetnym, który jest wydalany pod wysokim ciśnieniem. Analizy te dostarczyły pierwszych bezwzględnych danych o wieku głównych uderzeń na Księżycu, takich jak to, które utworzyło BASENY IMBRIUM 3,8 miliarda lat temu. Wiek księżycowego morza, które dostarczyło czystych płyt do rejestrowania uderzeń od 4 do 3 miliardów lat temu, można było określić na podstawie wieku formowania się skał bazaltów księżycowych (chronometry uranowo-ołowiowe i rubidowo-strontowe). Od 1970 roku pojawienie się dynamiki chaotycznej znacznie poprawiło naszą wiedzę na temat ewolucji rojów protoplanetarnych podczas formowania się Układu Słonecznego. Te teorie dostarczyły również zadowalającego modelu transferu asteroid lub fragmentów asteroid do wewnętrznego układu słonecznego przez perturbacje planetarne. Na podstawie tych różnych źródeł informacji istnieje obecnie szeroki konsensus co do następującego scenariusza:

(a) Kondensacja mgławicy słonecznej doprowadziła do powstania bardzo dużej liczby małych ciał, planetozymali w wewnętrznym układzie słonecznym i kometymali w zewnętrznym układzie słonecznym.
(b) Zarodki planetarne najpierw rosły w wyniku bezpośrednich zderzeń, co spowodowało kilka milionów lat niezwykle intensywnego bombardowania.
(c) Gdy strefy bezpośredniego żerowania zostały oczyszczone, zaburzenia grawitacyjne wywołały dalsze zderzenia lub bliskie spotkania między ocalałymi obiektami. Pozostała pierwotna populacja małych ciał została następnie stopniowo oczyszczona przez zderzenia z planetami lub wyrzucenie w OBŁOKU OORTA. Ta faza, ogon akrecyjny, trwała ponad 500 milionów lat według wieku basenów księżycowych. Pozostawił trzy główne rezerwuary: obłok Oorta, odpowiadający kometom wyrzucanym na duże odległości przez planety olbrzymy, główny pas asteroid, gdzie akrecja planety została uniemożliwiona przez bliskość proto-Jowisza, oraz PAS KUIPERA kometomali, gdzie gęstość była zbyt niska, aby utworzyć planetę.
(d) W ciągu pozostałych 4 miliardów lat zderzenia w głównym pasie, zaburzenia planetarne i gwiezdne spowodowały stały strumień obiektów wtórnych, reprezentowanych obecnie przez planetoidy bliskie Ziemi (z głównego pasa), komety krótkookresowe (z pasa Kuipera) i komety długookresowe (z obłoku Oorta). Względny udział komet i asteroid w tempie uderzeń jest wysoce niepewny. Oczekuje się, że będzie on zależał od odległości do Słońca, przy czym komety będą stanowić do jednej trzeciej uderzeń w Ziemię i Księżyc. Na Księżycu ta stała częstotliwość uderzeń odpowiada powstaniu krateru o wielkości kilometra co 30 000 lat. Na Ziemi jest ona podwojona, ponieważ uderzające obiekty są skupiane przez silne pole grawitacyjne, ale to również sprawia, że kratery są mniejsze. Krater Meteorytowy o szerokości 2 km, powstały 40 000 lat temu, jest zatem dość typowy, biorąc pod uwagę dużą część powierzchni pokrytą oceanami.

Prędkości uderzenia zależą w dużym stopniu od odległości do Słońca i regionu źródłowego. Jako prostą zasadę, względna prędkość obiektu uderzającego z ciałem planetarnym stanowi znaczną część jego prędkości orbitalnej, przy czym komety długookresowe mają największą prędkość uderzenia. W przypadku układu Ziemia-Księżyc, z jego prędkością orbitalną 29,8 km s^-1, typowa prędkość uderzenia wynosi 20 km s^-1. W przypadku Merkurego (prędkość orbitalna 50 km s^-1) prawdopodobnie będzie to ponad 30 km s^-1. W głównym pasie, głównym regionie źródłowym, względne prędkości są mniejsze niż 10 km s?1 dla fragmentów asteroid i większe niż 10 kms ^-1 s^-1 dla komet, które mają znacznie większy mimośród. Prędkość planetocentryczna satelitów (1 km s^-1 dla Księżyca) staje się czynnikiem tylko dla wewnętrznych satelitów Jowisza (Io: 17 km s^-1). Rozkład masy uderzających ciał nie jest modyfikowany przez zaburzenia grawitacyjne. Dlatego oczekuje się, że będzie bardzo podobny dla obiektów z tego samego regionu źródłowego w całym Układzie Słonecznym. Jako proste przybliżenie, strumień obiektów powyżej danej masy jest odwrotnie proporcjonalny do masy, ze stromszą zależnością przy małych masach i bardziej płaską zależnością przy dużych masach. Zależność wkładu kometarnego i asteroidalnego od odległości heliocentrycznej jest nadal niepewna.

Fizyka krateru uderzeniowego

Proces krateru uderzeniowego jest ściśle związany z powstawaniem kraterów w wyniku eksplozji. Zależność tę można wywnioskować z porównania prędkości uderzenia (5 do 30 km s^-1) i najwyższej prędkości detonacji materiałów wybuchowych (7 km s^-1). Dlatego też obiekt uderzający dostarcza energię na kilogram, która mieści się w zakresie energii rozpraszanej przez materiały wybuchowe o dużej mocy. Wszystkie uderzenia inne niż muśnięcie są niezwykle nieelastyczne, tworząc bańkę gazu o początkowej temperaturze kilku 10 000 K. Przy tych bardzo wysokich prędkościach to ekspansja tej bańki gazu powoduje powstanie krateru, ponownie bardzo podobnie do eksplozji chemicznej lub jądrowej. W miarę rozszerzania się fali uderzeniowej, włącza ona rosnącą masę materiału, co spowalnia jej prędkość. Początkowa prędkość ekspansji jest związana z prędkością uderzenia, a zatem jest wyższa niż prędkość dźwięku. Podczas tej fazy hipersonicznej fala uderzeniowa znajduje się na zewnętrznej krawędzi rozszerzającej się wnęki. Gdy ekspansja zwolni poniżej prędkości dźwięku, fala kompresji rozszerza się szybciej niż krawędź wnęki. Te fale P ostatecznie rozprzestrzeniają się daleko od uderzeń. Zdarzenia uderzeniowe są zatem źródłem aktywności sejsmicznej o niskiej magnitudzie. Przy danej prędkości uderzenia odległość, przy której konkretna energia na kilogram spada poniżej danej wartości, jest proporcjonalna do promienia obiektu uderzającego. Na przykład w odległości 10 promieni od uderzenia wnęka odpowiada 500-krotności objętości uderzenia, stąd średnia rozproszona energia wynosi 1/500 energii uderzenia, niezależnie od skali. Zakładając prosty ekwipartycjoner między energią kinetyczną i cieplną, rozszerzająca się i zwalniająca fala uderzeniowa definiuje cztery główne strefy:

(a) Bardzo blisko uderzenia, energia na kilogram jest wyższa niż energia parowania materiału. Masa utworzonego gazu jest podobna do masy impaktora przy prędkościach 20 km s^-1.
(b) W dalszej odległości energia na kilogram jest wyższa niż energia topnienia. Masa cieczy jest zazwyczaj 10 do 20 razy większa od masy impaktora przy 20 km s^-1.
(c) W odległości od uderzenia, która jest proporcjonalna do rozmiaru impaktora i zależy od konkretnej energii spójności materiału, fala uderzeniowa nie jest w stanie rozdrobnić materiału. Odległość ta definiuje promień RS przejściowej wnęki, tzw. "krateru wytrzymałościowego", w którym materiał zostaje oderwany od podłoża.
(d) Poza przejściową wnęką rozprzestrzeniająca się fala uderzeniowa może generować nieniszczące pęknięcia i skutki ciśnienia uderzeniowego.

Na każdym etapie ekspansji prędkość wyrzutu powinna być podobna do prędkości fali uderzeniowej. Najwolniejszy wyrzut, wychodzący z krawędzi przejściowej wnęki, powinien zatem wyjść z prędkością V_S, która jest proporcjonalna do pierwiastka kwadratowego energii spójności materiału. To proste prawo skalowania prędkości wyrzutu zostało przetestowane eksperymentalnie dla materiałów tak różnych jak bazalt i piasek pumeksowy. Paraboliczna trajektoria wyrzutu jest następnie określana przez grawitację powierzchniową ciała, które uderzyło. W przypadku najwolniejszego wyrzutu przebyta odległość wynosi V²_S/g, co definiuje promień grawitacyjny R_g. Jeśli promień wytrzymałości R_S jest mniejszy niż R_g, większość wyrzutu kończy daleko od krateru. Jego ostateczna morfologia jest wtedy morfologią przejściowej wnęki. W przypadku takich "kraterów siły" obserwowany stosunek głębokości do średnicy wynosi około 0,4, co jest wartością bliską wartości 0,5, która odpowiadałaby naszemu uproszczonemu modelowi sferycznie rozszerzającej się fali uderzeniowej (różnica wynika ze zwiększonego rozerwania materiału w pobliżu swobodnej powierzchni). Ostateczny kształt większych kraterów jest zdominowany przez grawitację. Gdy R_S jest większe niż R_g, wyrzuty są wciągane z powrotem do podniesionych krawędzi typowych dla dużych kraterów księżycowych i częściowo wypełniają wnękę uderzeniową. Większość energii jest teraz wydatkowana jako energia potencjalna grawitacyjna, tak że rozmiar kraterów grawitacyjnych nie zależy od spójności materiału. Przejście następuje w bardzo małej skali dla materiału niespójnego w silnym polu grawitacyjnym. Na przykład R_g wynosi tylko 1 m dla regolitu księżycowego. W przypadku skalistego podłoża lub ciał o niskiej grawitacji, takich jak asteroidy, przejście to ma skalę kilometrową. Ponieważ materiał opada z powrotem do przejściowej jamy, nie jest zaskakujące, że kratery grawitacyjne są znacznie płytsze niż kratery siłowe, a stosunek głębokości do średnicy wynosi zaledwie jeden do pięciu. Ponadto boczny transport luźnego materiału krawędzi ma tendencję do powrotu do krateru, tak że kratery grawitacyjne stopniowo zanikają z czasem życia proporcjonalnym do kwadratu ich rozmiaru. W przypadku największych kraterów (ponad 20 km średnicy na Księżycu) litosfera nie jest w stanie utrzymać pierwotnej topografii krateru wbrew siłom grawitacyjnym. Częściowe zapadnięcia prowadzą do powstawania złożonych kraterów, charakteryzujących się uskokami, zapadniętymi ścianami i tarasami. Przed tymi długotrwałymi procesami relaksacji odbicie w litosferze tworzy centralny szczyt. Jest to podobne do uderzenia kropli deszczu w kałużę, po czym mała kropla zostaje wystrzelona z powrotem. W skalach powyżej kilkuset kilometrów kratery uderzeniowe nazywane są basenami, wokół których rozprzestrzeniająca się fala uderzeniowa generuje koncentryczne pierścienie. Przekształcenia skorupy wyjaśniają stosunkowo niewielki pionowy zasięg bardzo dużych struktur uderzeniowych (do 10 km dla basenów księżycowych, jeszcze mniej dla basenów na lodowych satelitach). Północne regiony MARS-a stanowią bardzo specyficzny przypadek, ponieważ występują tam duże ilości lodu podpowierzchniowego na coraz większych głębokościach w kierunku południa. Upłynnione wyrzuty z kraterów o odpowiednim zakresie rozmiarów generują "kratery rozbryzgowe" charakteryzujące się ostrą zewnętrzną granicą płatowej osłony wyrzutów. W górnym zakresie rozmiarów, główne zdarzenia kraterowe mogą wystąpić w skali podobnej do rozmiaru samego ciała uderzonego. Propagacja fali uderzeniowej nie może być już rozpatrywana w nieskończonym przybliżeniu powierzchni płaskiej, ale musi być analizowana w trzech wymiarach, biorąc pod uwagę możliwe odbicia na powierzchni. Skupienie fali uderzeniowej może być odpowiedzialne za nieregularne tereny obserwowane w regionach przeciwległych do głównych uderzeń w kilka ciał Układu Słonecznego, takich jak Merkury. Symulacje eksperymentalne zostały przeprowadzone w skali mniejszej niż 10 cm, co wykazało, że maksymalny rozmiar krateru, powyżej którego następuje całkowita fragmentacja, wynosi około 40% rozmiaru ciała uderzonego. Zapis powstawania kraterów w Układzie Słonecznym jest niezwykłym dowodem na słuszność praw skalowania dla kraterów uderzeniowych: kratery podkrytyczne rzeczywiście zaobserwowano dla szerokiego zakresu ciał Układu Słonecznego, w szczególności Fobosa (25 km), największego z dwóch satelitów Marsa, z jego dużym kraterem Stickney (9 km średnicy), ale także asteroid, takich jak Ida i Mathilde, oraz lodowych satelitów, takich jak Mimas. W przypadku Fobosa liniowe rowki pochodzące ze Stickneya i rozprzestrzeniające się na całej powierzchni sugerują, że nastąpiło globalne pęknięcie, zatrzymując się tuż przed fragmentacją. Modele pokazują, że w głównym pasie asteroid wszystkie obiekty mniejsze niż około 200 km mają czas życia krótszy niż wiek Układu Słonecznego. Fragmentacja niekoniecznie oznacza zniszczenie: jeśli ciało jest duże i/lub słabe, jego energia grawitacyjna jest znacznie większa niż energia spójności. W takim przypadku fragmenty ponownie złożą się w "stosy gruzu" o równowagowym kształcie elipsoidalnym, jeśli ciało obraca się. Oczekuje się, że te obiekty będą stanowić znaczną część asteroid o średnich rozmiarach. Najbardziej dramatycznym wydarzeniem kraterowym w wewnętrznym układzie słonecznym było prawdopodobnie gigantyczne uderzenie ciała wielkości Marsa w Ziemię, które jest obecnie powszechnie uważane za odpowiedzialne za powstanie Księżyca. Proste proporcjonalne skalowanie między rozmiarem uderzającego ciała a rozmiarem krateru w zakresie siły jest bardzo dobrze uzasadnione eksperymentami. Zależność od prędkości uderzenia jest znacznie bardziej złożona. Analogia z kraterami eksplozji doprowadziła do hipotezy, że objętość krateru jest po prostu proporcjonalna do energii uderzenia, a zatem kwadratu prędkości uderzenia. Zakłada to prawidłowo, że powstawanie pęcherzyka gazu można uznać za źródło punktowe w porównaniu z rozmiarem krateru. To założenie "skalowania energii" wydawało się zgodne z ekstremalnie nieelastycznym charakterem procesu powstawania kraterów. Wyniki eksperymentów w słabo spoistym materiale sugerowały zależność od pędu, a nie energii, stąd objętość, która jest proporcjonalna do prędkości uderzenia. Wszystkie ostatnie wyniki mieszczą się w zakresie między tymi dwoma modelami. Zależna od modelu zmienność prędkości stanowi poważny problem przy próbie dostosowania dobrze skalibrowanej krzywej produkcji księżycowej do określenia bezwzględnych wskaźników produkcji kraterów na innych ciałach Układu Słonecznego: jak widzieliśmy, prędkości uderzenia mogą być znacznie wyższe (Merkury) lub niższe (asteroidy, lodowe satelity) niż na Księżycu. Po utworzeniu na powierzchni ciała Układu Słonecznego kratery nie są wieczne. Procesy geologiczne i erozja mogą wymazać zapis kraterowania. Na Ziemi większość powierzchni odnawia się w skali milionów lat. Na Marsie istnieje uderzająca różnica w zakresie zapisu kraterowania między starą półkulą południową a półkulą północną, która pozostawała geologicznie aktywna przez ponad 3 miliardy lat. Nawet na nieaktywnych ciałach pozbawionych atmosfery, takich jak Księżyc lub Merkury, zachodzą dwa główne procesy zewnętrzne: zacieranie uderzeniowe i erozja uderzeniowa. Zacieranie występuje, gdy powstanie nowego krateru niszczy cały lub część wcześniej istniejącego krateru. Czas życia przed zatarciem wydłuża się w przypadku dużych kraterów, które przetrwają wszystkie uderzenia lokalne oprócz największych. Proces ten dominował podczas ogona akrecyjnego, gdy strumień uderzeń był bardzo duży. Erozja uderzeniowa jest wynikiem postępującej modyfikacji kształtu krateru przez małe uderzenia, których jest bardzo dużo (zwykle 1000 razy więcej dla rozmiaru, który jest 10 razy mniejszy od pierwotnego obiektu uderzającego). Procesy erozji są silnie zależne od grawitacji: w środowiskach o niskiej grawitacji, takich jak małe satelity lub asteroidy, wyrzuty z małych uderzeń zostaną usunięte z okolic krateru, co prowadzi do prostego procesu erozji "piaskowania". W znaczącym polu grawitacyjnym takie wyrzuty przemieszczają się preferencyjnie w dół zbocza, z szybkością proporcjonalną do kąta nachylenia i odwrotnie proporcjonalną do grawitacji. Wzniesienia (krawędź) i obniżenia (dno krateru) mają tendencję do relaksacji w kierunku poziomym, podobnie jak rozpraszanie impulsu cieplnego, dlatego czas życia jest proporcjonalny do kwadratu średnicy krateru. Te stare kratery o stonowanej topografii są widoczne w pobliżu terminatora, gdzie nasycają powierzchnię.

Kratery jako chronometr powierzchni ciał Układu Słonecznego

Ponieważ małe kratery mają krótsze czasy życia, rozkład częstości występowania kraterów na powierzchni przedstawia dwie domeny: obszar nasycenia, przy małych rozmiarach, gdzie kratery są w stanie ustalonym, oraz obszar produkcji, charakteryzujący się bardziej stromą zależnością od rozmiaru, odpowiadający dużym kraterom, które generalnie przetrwały od momentu powstania. Tylko ten ostatni jest interesujący przy próbie wykorzystania zapisu powstawania kraterów do określenia wieku powierzchni. Rozkład wielkości w obszarze produkcji jest mniej więcej podobny dla powierzchni w całym Układzie Słonecznym, od Merkurego do satelitów Jowisza . Uważa się, że jest to konsekwencja rozproszenia uderzeń w Układzie Słonecznym przez zaburzenia grawitacyjne, które nie modyfikują rozkładu masy populacji. Nie ma kontrowersji, jeśli trzymamy się względnych wieków: na danym ciele obszar z niewielką liczbą dużych kraterów jest młodszy niż inny obszar o większej gęstości takich cech. Jeśli wiek jest mniejszy niż 4 miliardy lat, w domenie stanu stacjonarnego wtórnych ciał uderzających, oczekuje się, że będzie proporcjonalny do gęstości dużych kraterów. Ponadto, gwałtowny wzrost strumienia oznacza, że różnice wieku rzędu kilku 100 milionów lat mogą skutkować bardzo różną gęstością kraterów. Ponieważ ogólna szybkość jest inna dla każdego regionu Układu Słonecznego, określenie bezwzględnego wieku na podstawie zapisu kraterów jest w dużej mierze zależne od modelu. Na przykład wiek wyprowadzony dla starych terenów Marsa może różnić się o ponad miliard lat, a podobne kontrowersje narastają w przypadku EUROPA, satelity Jowisza. Jego wysoce kulista powierzchnia mogłaby zostać odnowiona w krótkich skalach czasowych, zgodnie z poglądami zwolenników globalnego oceanu znajdującego się kilka 10 km pod powierzchnią. Księżyc stanowi jak dotąd wyjątkową sytuację: próbki pobrane przez misje APOLLO i LUNA dostarczają bezwzględnego wieku dla dziewięciu regionów, dwóch na wyżynach i siedmiu na morzu, które obejmują ponad 1,2 miliarda lat. Tak więc próbki księżycowe zapewniają kalibrację dla wieku kraterów z dokładnością do kilku 10 milionów lat. Kontrowersje dotyczące wieku powierzchni innych planet zostaną rozwiązane, gdy tylko będzie dostępnych kilka próbek. Powrót próbki z Marsa może nastąpić w ciągu następnych 10 lat. Nawet pojedyncze określenie wieku absolutnego mocno ograniczy wiek wszystkich jednostek powierzchniowych na planecie poprzez kalibrację krzywej produkcji kraterów. Alternatywnie można rozważyć określenie wieku radioizotopowego in situ, ale nadal stanowi to ogromne wyzwanie.

Efekty kraterów uderzeniowych na dużą skalę

Kraterowanie uderzeniowe jest głównym procesem ewolucji powierzchni ciał Układu Słonecznego. Jego rolę można omówić jako funkcję wieku powierzchni. Niewiele ciał zachowało wysoki poziom aktywności wewnętrznej do tej pory. Oprócz naszej Ziemi, tylko WENUS i Mars miały znaczące epizody magmowe w ciągu ostatnich dwóch miliardów lat. Ogrzewanie pływowe nadal napędza rozległe procesy wewnętrzne dla dwóch najbardziej wewnętrznych satelitów Galileusza, IO i Europy. Podobne procesy miały miejsce na DIONE i ENCELADUSIE, dwóch satelitach Saturna, a także na MIRANDZIE, satelicie Urana. Na Ganimedesie zmiany fazowe lodu odgrywają główną rolę, a powierzchnia jąder komet jest ablacji przez sublimację substancji lotnych. Erozja może być głównym czynnikiem dla stałych ciał planetarnych z atmosferą (Ziemia, Mars, Wenus i TYTAN). W przypadku powierzchni młodszych niż kilkaset milionów lat, kraterowanie jest rzadkim, katastrofalnym zdarzeniem, które odgrywa niewielką rolę w lokalnej topografii. Na drugim końcu skali, powierzchnie asteroid, małych lodowych satelitów, CALLISTO i wyżyn Merkurego i Księżyca mają ponad 4 miliardy lat. Były świadkami okresu wysokiego strumienia akrecyjnego ogona. Ich znakiem rozpoznawczym jest nasycenie kraterami o wszystkich rozmiarach. Te bardzo wysokie strumienie popękały skorupę na przestrzeni kilkudziesięciu kilometrów. Ta pęknięta warstwa nazywana jest megaregolitem. W przypadku asteroid średniej wielkości, megaregolit może rozciągać się do środka, co skutkuje strukturą stosu gruzu. Pęknięcia wywołane przez największe baseny rozciągają się do podstawy skorupy planetarnej. Kilkaset milionów lat później, ciepło z rozpadu długowiecznych radionuklidów wyzwala epizody magmowe w płaszczu. Lawa unosi się na powierzchnię w regionach pęknięć i zalewa przede wszystkim duże baseny. Proces ten jest przyczyną powstawania morza na Księżycu i Merkurym. Ostatnie postępy w astronomii planetarnej (Kosmiczny Teleskop Hubble′a, optyka adaptacyjna) umożliwiły identyfikację takich regionów bazaltowych na VESTA. Ten sam cykl wystąpił zatem na zróżnicowanych asteroidach, ale w znacznie krótszej skali czasowej, biorąc pod uwagę znacznie mniejszy rozmiar tych ciał. Źródło ciepła jest nadal przedmiotem debaty. Na Ziemi tektonika płyt całkowicie zatarła ślady wczesnych dużych uderzeń. Osłabienie skorupy ziemskiej na dużą skalę z powodu uderzeń mogło jednak odegrać rolę we wczesnych stadiach tektoniki płyt. Mars stanowi interesujący przypadek pośredni: półkula południowa jest podobna do księżycowej, z dwoma dużymi basenami Hellas i Argyre, podczas gdy półkula północna (z rozszerzeniem na południe nad regionem Tharsis) jest zdominowana przez procesy tektoniczne i wulkaniczne. W ciągu ostatnich 4 miliardów lat częstotliwość uderzeń była znacznie niższa, a skala efektów kraterowania odpowiednio mniejsza. Tu i ówdzie kilka dużych uderzeń nadal tworzyło duże kratery (Kopernik i Tycho to największe kratery tego typu na Księżycu). Stały deszcz małych uderzeń spowodował powstanie warstw gruzu o grubości od kilku do kilkudziesięciu metrów, REGOLITH. Regality są wszechobecnymi cechami powierzchni ciał bezatmosferycznych w całym Układzie Słonecznym. Techniki teledetekcji, które badają najwyższe warstwy, nie dają bezpośrednich informacji o podłożu skalnym, ale o leżącej nad nim warstwie pyłu i fragmentów skalnych. Na szczęście w takiej sytuacji transport boczny może być wywołany tylko przez uderzenia, stąd ma bardzo nieefektywne zachowanie losowego spaceru. Skala mieszania bocznego wynosi kilkaset metrów na dużych ciałach, takich jak Merkury, Księżyc lub duże lodowe satelity. Jest ona odwrotnie proporcjonalna do grawitacji, co wyjaśnia względną jednorodność powierzchni małych planetoid obserwowanych przez Galileusza (Gasprę i Idę) oraz Neara (Mathilde).

Efekty kraterów uderzeniowych na małą skalę

Zdumiewające podobieństwo kraterów uderzeniowych sięga rozmiarów mikroskopijnych. Niewielkie uderzenie w pojedynczą skałę lub ziarno na powierzchni planety tworzy mikrokrater , który podlega tym samym regułom skalowania, co kratery o sile makroskopowej w podłożu skalnym. Powyżej średnicy w zakresie 40% rozmiaru skały lub ziarna następuje fragmentacja. W rezultacie rozmiar cząstek regolitu powoli zmniejsza się od grubego świeżego EJECTA do bardzo drobnego pyłu (zwykle o rozmiarze 50 μm). Proces ten powinien być dość podobny na ciałach skalistych i lodowych, ponieważ lód ma zachowanie mechaniczne podobne do skały w bardzo niskich temperaturach zewnętrznego układu słonecznego. Na ciałach skalistych dwa procesy związane z uderzeniem mają tendencję do zwiększania rozmiaru cząstek. Powłoka z rozprysków cieczy lub osadów parowych odgrywa stosunkowo niewielką rolę. Frakcja płynna z uderzeń o wielkości centymetra może zespawać ziarna, tworząc szkliste aglutynaty lub krzepnąć w locie, tworząc szklane kuleczki. Udział szklanych cząstek wzrasta w funkcji czasu ekspozycji próbki na przestrzeń, który jest zdefiniowany przez lokalną historię kraterów wielkości metra. Badanie próbek księżycowych pokazuje, że na Księżycu po kilku dziesięciu milionach lat w najwyższym centymetrze osiągany jest stan ustalony w ewolucji rozkładu wielkości: aglutynacja dokładnie kompensuje fragmentację, podczas gdy udział szklanych cząstek nadal wzrasta, osiągając ponad 50% w najbardziej odsłoniętych glebach księżycowych. Ta ewolucja próbki gleby z grubej, krystalicznej świeżej EJECTA do drobnoziarnistej, bogatej w szkło gleby nazywana jest dojrzałością. Obejmuje ona również ekspozycję na cząstki wiatru słonecznego i promienie kosmiczne. Jej najbardziej dramatycznym efektem jest obniżenie albedo o ponad 30%, ponieważ szklane cząstki są ciemniejsze niż oryginalne ziarna krystaliczne. Świeże wyrzuty tworzą jasne promienie rozciągające się promieniście od młodszych dużych kraterów. Wraz ze wzrostem dojrzałości promienie te stopniowo zanikają w tle. Dojrzałość to równowaga między kraterowaniem na dużą skalę, które kontroluje szybkość, z jaką świeży materiał jest wynoszony na powierzchnię, a uderzeniami o wielkości poniżej centymetra, które kontrolują szybkość formowania się szklistych cząstek. Trudno jest ekstrapolować dobrze znaną sytuację księżycową na inne ciała skaliste. Jednak na Merkurym prędkości uderzeń są zwykle dwa razy większe, generując więcej materiału płynnego, a regolit powinien być bardziej dojrzały niż na Księżycu. Sytuacja na ciałach lodowych jest trudniejsza do oceny. Można oczekiwać, że kropelki wody w stanie ciekłym powstające podczas uderzeń będą odgrywać podobną rolę w spawaniu ziaren lodu w "lodowe aglutynaty" i krzepnięciu w locie, tworząc lodowe kuleczki, ale ewolucja czasowa lodowych regolitów jest nadal wysoce spekulatywna

Cygnus X-1

Cygnus X-1 jest jednym z najsilniejszych źródeł promieniowania rentgenowskiego. Jest to pierwszy obiekt niebieski, dla którego mieliśmy dość przekonujące dowody, że jest CZARNĄ DZIURĄ. Jego właściwości rentgenowskie obejmują ultramiękkie widmo, w porównaniu do masywnych rentgenowskich układów podwójnych zawierających gwiazdę neutronową, szybkie (∿ 1 s) migotanie i wysokie/niskie stany strumienia o różnych charakterystykach widmowych. W 1971 r. ŹRÓDŁO RADIOWE pojawiło się w momencie przejścia między dwoma stanami strumienia. Źródło to pokrywa się z superolbrzymem O9.7Iab HDE226868. Odkryto, że ta gwiazda jest jednoliniową spektroskopową gwiazdą podwójną i elipsoidalną zmienną o okresie orbitalnym 5,6 dnia. Późniejsze obserwacje rentgenowskie wykazały, że strumień promieniowania rentgenowskiego zmienia się wraz z okresem orbitalnym i innym okresem znalezionym na krzywej blasku, potwierdzając tym samym, że Cygnus X-1 jest masywnym UKŁADEM PODWÓJNYM PROMIENIOWANIA RENTGENOWSKIEGO. Prędkości radialne linii emisyjnych H i He II w widmach optycznych pokazują, że masa przepływa z HDE226868 w kierunku Cygnus X-1. Profile linii emisyjnych sugerują, że masa jest przenoszona przez skupiony wiatr gwiazdowy. Ponieważ Cygnus X-1 nie jest układem podwójnym zaćmieniowym, nie możemy precyzyjnie określić masy źródła promieniowania rentgenowskiego. Możemy jednak nałożyć silne ograniczenia na krytyczne parametry systemu, używając programu syntezy krzywej blasku do modelowania elipsoidalnych zmian światła i szerokości linii absorpcyjnych HDE22686. Modele są dodatkowo ograniczone przez efektywną temperaturę gwiazdy, krzywą prędkości radialnej linii absorpcyjnej i odległość oszacowaną na podstawie wzrostu różnych efektów ośrodka międzygwiazdowego, przy czym odległość jest określana poprzez pomiar gwiazd w polu wokół HDE226868. Na szczęście wyniki modelowania nie są wrażliwe na założenia, które muszą zostać poczynione w trakcie procesu. Ta analiza daje silne dolne ograniczenie masy Cygnusa X-1, M_x > 7M⊙ . Jest to ponad dwukrotność górnej granicy masy gwiazdy neutronowej, M_ns < 3,2M , zgodnie z teorią OGÓLNEJ WZGLĘDNOŚCI. Cygnus X-1 był pierwszym obiektem, dla którego istniał przekonujący argument, że jest czarną dziurą. Minęła prawie dekada od pierwszego rozpoznania, że Cygnus X-1 musi być czarną dziurą, zanim odkryto kolejny przykład.

Źródło promieniowania rentgenowskiego

Silne źródło promieniowania rentgenowskiego Cygnus X-1 zostało po raz pierwszy odkryte przez rakietowy detektor promieniowania rentgenowskiego w 1964 roku. Jest jednym z pięciu najsilniejszych źródeł promieniowania rentgenowskiego w zakresie energii 2-10 keV. Ma dwa odrębne "stany" promieniowania rentgenowskiego, pierwotnie oznaczone jako wysoki i niski. Widmo promieniowania rentgenowskiego jest twardsze, to znaczy ma większy udział fotonów o wysokiej energii, w stanie niskim, nie tylko z powodu spadku strumienia promieniowania rentgenowskiego o niskiej energii, ale również dlatego, że strumień promieniowania rentgenowskiego dla energii większych niż 10 keV wzrasta w tym samym czasie. Podobnie strumień o wysokiej energii spada, gdy strumień o niskiej energii wzrasta. W rezultacie powszechną praktyką jest obecnie oznaczanie "stanów" odpowiednio jako miękki i twardy. Długoterminowe monitorowanie Cygnus X-1 wykazało, że różne stany mogą trwać od tygodni do lat. Nie ma charakterystycznych skal czasowych dla dwóch stanów. Co więcej, zaobserwowano co najmniej dwa inne "stany" przynajmniej raz. Stany te muszą odzwierciedlać zmiany w tempie akrecji lub strukturze DYSK AKRECYJNY, ale jak dotąd nikt nie zaproponował modelu, który wyjaśniałby wszystkie obserwacje. Zmiany strumienia promieniowania rentgenowskiego nie ograniczają się do zmian stanu. W rzeczywistości strumień promieniowania rentgenowskiego zmienia się w skalach czasowych od ∿1 ms do co najmniej skal czasowych związanych ze zmianami stanu. Obejmują one zmiany strumienia, które są modulowane okresem orbitalnym i zmiennym, dłuższym okresem, który może być okresem precesji pewnej struktury w układzie. Są one nałożone na tło szumu śrutowego i okazjonalnych rozbłysków. 5,6-dniowa zmiana strumienia promieniowania rentgenowskiego jest najłatwiejsza do zrozumienia. Minima trwają 27% okresu orbitalnego i są skoncentrowane dokładnie wokół czasu górnej koniunkcji czarnej dziury z gwiazdą O. Minima są głębsze w niższych pasmach energetycznych. Faza i kształt widmowy minimów wskazują, że zmiana jest spowodowana absorpcją fotoelektryczną przez skupiony wiatr gwiazdowy z gwiazdy O. Zmiany te są obserwowane tylko w stanie twardym. Antykorelacja szerokości równoważnika linii emisyjnej H? z miękkim strumieniem promieniowania rentgenowskiego w stanie miękkim w 1996 roku wspiera tę ideę. Monitorowanie strumienia 3-12 keV Cygnus X-1 w latach 1969-1980 wykazało, że średni strumień zmienia się z okresem P = 294±4 dni. Strumień promieniowania rentgenowskiego jest na poziomie maksymalnym przez około 40% okresu 294 dni. Spadek do minimalnego strumienia, który stanowi około 75% maksymalnego strumienia, trwa o połowę krócej niż powrót do maksymalnego strumienia. Od sierpnia 1996 do września 1998, podczas stanu twardego następującego po stanie miękkim z 1996 roku, zarówno strumień 2-10 keV, jak i 20-100 keV zmieniał się z okresem 142 ± 7 dni. Amplituda w paśmie 2-10 keV była prawie dwukrotnie większa od obserwowanej wcześniej, a kształt krzywej strumienia był niemal lustrzanym odbiciem tej dla okresu 294 dni. Pozostaje pytanie, czy osobliwy związek między okresami i krzywymi blasku jest czymś więcej niż niezwykłym zbiegiem okoliczności. Krótkoterminowe zmiany strumienia promieniowania rentgenowskiego można opisać za pomocą szumu śrutowego, rodzaju szumu wynikającego z superpozycji dużej liczby zaburzeń (strzałów), które występują losowo. Strzały mają charakterystyczną skalę czasową około 20 ms, ale ich cechy zmieniają się w złożony sposób wraz z energią i stanem promieniowania rentgenowskiego. Wszystkie strzały narastają wolniej do szczytowej intensywności niż opadają. Szczyty ujęć w wyższych energiach są węższe i bardziej asymetryczne niż te w pasmach o niskiej energii. Podczas stanów twardych i przejściowych średnia twardość ujęć jest niższa niż emisja stacjonarna. Podczas stanu miękkiego średnia twardość ujęć jest większa niż emisja stacjonarna. Twarde ujęcia rentgenowskie pozostają w tyle za miękkimi ujęciami rentgenowskimi o wartość, która jest funkcją energii. To opóźnienie jest najmniejsze dla stanu twardego i nieznacznie większe niż dla stanu miękkiego, a znacznie większe dla stanu przejściowego. Oddzielne badanie opóźnienia czasowego Fouriera, opóźnienia czasowego między tą samą fazą w dwóch różnych szeregach czasowych, doprowadziło do podobnych wniosków przy użyciu danych rentgenowskich twardego stanu. Oznacza to, że prawie wszystkie twarde i miękkie zmiany strumienia występują jednocześnie. Jednocześnie szeregi czasowe w różnych kanałach energetycznych wykazują prawie całkowitą spójność do ≈0,02 Hz i po niewielkiej utracie spójności w pobliżu 10^-2 Hz, powracają do prawie jedności przy 0,005 Hz. Trudno to zrozumieć, jeśli zmiany strumienia twardego i miękkiego powstają niemal jednocześnie, ponieważ twarde fotony są rozpraszane znacznie częściej niż fotony miękkie. Widmo stanu twardego Cygnusa X-1 można przedstawić jako sumę miękkiego składnika termicznego i twardego, nietermicznego składnika potęgowego z odcięciem wysokiej energii w pobliżu 150 keV. Widmo potęgowe jest modyfikowane przez ponowne przetwarzanie cech, w szczególności słabej linii fluorescencji żelaza przy 6,4 keV i prawdopodobnie garbu odbicia Comptona w pobliżu 30 keV. W stanie miękkim miękki składnik termiczny zwiększa się o współczynnik kilku, podczas gdy twardy, nietermiczny składnik potęgowy spada o 10-20%. Wszystkie cztery składniki widmowe są zwykle wyjaśniane w kontekście modeli korony dysku akrecyjnego, w których promieniowanie cieplne pochodzi z dysku akrecyjnego i jest komptonizowane w gorącej plazmie, "koronie dysku akrecyjnego". Modele te mogą skutecznie odtworzyć widmowe zmiany między stanem miękkim i twardym, jeśli dysk akrecyjny rozciąga się do wewnątrz do ostatniej stabilnej orbity wokół czarnej dziury, a centralna korona wypełnia niewielką objętość w stanie miękkim, a wewnętrzna krawędź dysku jest znacznie dalej od czarnej dziury, a centralna korona jest znacznie większa w stanie twardym. Nie ma jednak powszechnie akceptowanego modelu geometrii lub dynamiki układu dysku akrecyjnego/koron dysku akrecyjnego. W tej chwili nie jest jasne, czy którykolwiek z modeli odniósł sukces w odtworzeniu czegokolwiek więcej niż widma rentgenowskiego. Próby wyjaśnienia zmienności w krótkiej skali czasowej odniosły co najwyżej ograniczony sukces, a precesję traktowano jakościowo jako oddzielny problem.

Krzywe jasności optycznej

Aby określić masy gwiazd w UKŁADACH PODWÓJNYCH, musimy określić nachylenie orbity i, gdzie i jest kątem między płaszczyzną orbity a płaszczyzną nieba. Zasadniczo, gdy nie ma zaćmień i nie można rozróżnić układu podwójnego, najlepszą metodą określenia i jest polarymetria optyczna. Jednak HDE226868 jest tak słaby, że błędy fotometryczne sprawiają, że wynik polarymetryczny, 25° < i < 65°, jest zasadniczo bezużyteczny do określenia i. Ze względu na charakter transferu masy w układzie Cygnus X-1, spodziewamy się, że HDE226868 będzie bardzo blisko wypełnienia swojego ROCHELOBE. Oznacza to, że gwiazda zostanie silnie zniekształcona w kształt mniej więcej elipsoidalny, przy czym długa oś elipsoidy będzie wyrównana z linią między gwiazdą a czarną dziurą, a koniec elipsoidy skierowany w stronę czarnej dziury zostanie rozciągnięty w punkt. Obszary gwiazdy, które są dalej od środka, będą miały niższą jasność powierzchniową niż te, które są bliżej środka. Nazywa się to przyciemnieniem grawitacyjnym lub rozjaśnieniem grawitacyjnym. Jeśli nie ma innych źródeł światła i oglądamy gwiazdę zniekształconą pływowo z kierunku płaszczyzny orbity, tj. i = 90°, krzywa blasku będzie miała płytsze, zaokrąglone minimum przy fazie orbitalnej Φ = 0,0, koniunkcji górnej czarnej dziury, ostrzejsze, głębsze minimum przy ? = 0,5, koniunkcji dolnej czarnej dziury i szerokie równe maksimum między minimami. Strumień świetlny jest mniejszy w koniunkcjach, ponieważ obszary gwiazdy rzutowane na niebo są mniejsze, jasności powierzchniowe tych obszarów są niższe z powodu efektów przyciemnienia grawitacyjnego. Głębokości minimów zależą od temperatury. W tym przypadku głębokości będą rosły wraz ze zmniejszaniem się długości fali z powodu wysokiej efektywnej temperatury HDE226868. W bardziej ogólnym przypadku amplituda zmiany światła zależy od stosunku mas q = M_x/M_opt, gdzie M_x jest masą czarnej dziury, a M_opt jest masą HDE226868, współczynnika wypełnienia ρ, stosunku promienia objętości gwiazdy (tj. promienia kuli o objętości równoważnej do objętości gwiazdy) do promienia kuli o objętości równoważnej objętości płata Roche′a i kąta nachylenia orbity i. Większe q i ρ zwiększą zniekształcenie pływowe gwiazdy, a tym samym zwiększą amplitudę krzywej blasku. Gdy i zmniejsza się od 90°, amplituda krzywej blasku zmniejsza się, a różnice w amplitudzie i kształcie między dwoma minimami stopniowo zanikają. Ponadto przy niskich nachyleniach efekty przyciemnienia grawitacyjnego stają się tak małe, że amplituda krzywych blasku jest niezależna od długości fali przynajmniej w obszarze optycznym. Krzywe światła optycznego HDE226868 obserwowane w stanie twardym źródła promieniowania rentgenowskiego wyglądają mniej więcej tak, jak oczekiwano dla układu o niskim nachyleniu. Amplitudy krzywych światła U, B i V wynoszą około 0,025 mag. Krzywa światła jest fazowana zgodnie z oczekiwaniami w stosunku do krzywej prędkości radialnej. Jeśli HDE226868 wypełnia swój płat Roche′a, półamplituda krzywej światła jest prawie niezależna od stosunku mas i można jej użyć do ustalenia dolnej granicy kąta nachylenia orbity i ≥ 27°.Istnieją dwa problemy, które utrudniają pracę z krzywymi światła. Po pierwsze, rozrzut średniokwadratowy wokół krzywej światła wynosi 0,022 mag, co stanowi prawie połowę amplitudy zmienności wewnętrznej. Jest to porównywalne ze zmiennością widoczną w fotometrii pojedynczych, jasnych gwiazd OB i prawdopodobnie wynika z tej samej przyczyny - albo niejednorodności gęstości w ich wiatrach, albo wielookresowych nieradialnych pulsacji. Niestety, ta dodatkowa wewnętrzna zmienność oznacza, że musimy uśredniać obserwacje z kilku lat, aby uzyskać wiarygodne elipsoidalne krzywe blasku. Po drugie, dodatkowy składnik rozproszenia na elipsoidalnych krzywych blasku wynika z okresowych zmian w kształcie krzywej blasku. Po odjęciu 5,6-dniowych elipsoidalnych krzywych blasku od strumieni świetlnych w pasmach U i B uzyskanych w czasie twardego stanu rentgenowskiego między 1972 a 1983 rokiem, mają one krzywe blasku z P = 294 i tym samym kształtem i fazowaniem co strumień rentgenowski w danych pobranych między 1972 a 1983 rokiem. Zmienność jest największa, 0,0061 ą 0,0012 mag, w paśmie U, mniejsza w paśmie B i statystycznie niewykrywalna w paśmie V. Porównanie 5,6-dniowych krzywych jasności uzyskanych podczas jasnych i słabych faz rentgenowskich okresu 294 dni pokazuje, że gdy źródło promieni rentgenowskich jest jaśniejsze, krzywe jasności optycznej są jaśniejsze we wszystkich fazach, z wyjątkiem czasu dolnej koniunkcji źródła promieni rentgenowskich. Faza i względna amplituda krzywych jasności optycznej sugerują, że zmiany optyczne są spowodowane gorącym źródłem między źródłem promieni rentgenowskich a HDE226868. Nie zaproponowano żadnych modeli wyjaśniających, dlaczego strumienie optyczne i rentgenowskie zmieniają się w fazie. Orbitalna modulacja krzywych jasności optycznej zanikła w stanie miękkiego promieniowania rentgenowskiego w 1996 r., podczas gdy 142-dniowa długoterminowa modulacja trwała. Modulacja orbitalna powróciła do normy, gdy źródło promieni rentgenowskich powróciło do stanu twardego. Oczywiste jest, że wyniki te podnoszą poważne pytania dotyczące standardowych założeń, które są przyjmowane w różnych schematach wyprowadzania masy czarnej dziury w Cygnus X-1. Dokładna inspekcja wielu średnich krzywych światła nie jest zachęcająca. Żadna z nich nie pasuje do standardowego modelu elipsoidalnej krzywej światła.

HDE226868: obserwacje spektroskopowe

Widmo optyczne HDE226868 zostało sklasyfikowane jako O9.7Iab(p-var), gdzie osobliwość dotyczy słabej, zmiennej emisji w linii He II ?468,6 nm. Słaba zmienna emisja występuje również w liniach H?, H? i H?. Widmo linii absorpcyjnych jest bardzo podobne do widma porównywalnych nadolbrzymów, ale atmosfera gwiazdy może być przepełniona He i C. PRĘDKOŚCI RADIALNE mierzone z linii absorpcyjnych pokazują, że HDE226868 jest pojedynczym układem spektroskopowym podwójnym o okresie orbitalnym P = 5,5998 dni i półamplitudzie prędkości radialnej Kopt = 74,7 km s^-1. Daje to funkcję masy



Pomiary prędkości radialnych linii emisyjnych dają krzywą prędkości, gdzie maksymalna prędkość jest przesunięta o około 0,75P od maksymalnej prędkości radialnej linii absorpcyjnych. Wskazuje to, że linie emisyjne powstają w gazie, który leży na lub w pobliżu linii łączącej dwie gwiazdy i płynie od widocznej gwiazdy do źródła promieniowania rentgenowskiego. Pokazuje to, że widoczna gwiazda musi wypełnić lub prawie wypełnić swój płat Roche′a. Szczegółowe analizy profili emisji pokazują, że są one mieszanką dwóch składników, profilu P Cygni, który podąża za krzywą prędkości radialnej linii absorpcyjnej i szerokiej, mniej więcej symetrycznej, cechy emisji, która jest przesunięta o 0,86P względem krzywej prędkości linii absorpcyjnej. Analizy te wskazują, że linie emisyjne powstają w obszarze mniejszym niż 0,1R_opt nad powierzchnią HDE226868, gdzie R_opt jest promieniem gwiazdy. Średnia prędkość przepływu w tym obszarze jest mniejsza niż 100 km s^-1. Szerokość cech emisji, FWHM < 400 km s^-1 jest zgodna z gradientem prędkości oczekiwanym w skoncentrowanym wietrze gwiazdowym. Prędkość przepływu i gradient prędkości w strumieniu gazu raczej nie będą tak duże tak blisko gwiazdy. Emisja z wypływu nie jest zakryta. Jeśli gwiazda wypełnia 90% swojego płatu Roche′a i bierzemy rozsądny margines błędu w położeniu, w którym powstaje emisja, oznacza to, że i < 55°. Limit ten jest znacznie zmniejszony, jeśli gwiazda wypełnia większą część swojego płatu Roche′a. Górny limit intensywności szczytowej emisji H? z dysku akrecyjnego wynosi 3% strumienia kontinuum z HDE226868. Nie jest to zaskakujące, ponieważ oczekuje się, że dysk akrecyjny będzie znacznie słabszy niż HDE226868.

Masa obiektu kompaktowego

Krzywe światła i prędkości HDE22686 nie dostarczają informacji wymaganych do rozwiązania krytycznych parametrów układu podwójnego, zwłaszcza masy źródła promieni rentgenowskich. Możliwe jest jednak uzyskanie znaczących ograniczeń ważnych parametrów poprzez połączenie informacji uzyskanych z tych krzywych z innymi danymi. Jeśli wektory momentu pędu spinu i orbity są wyrównane, stosunek rzutowanej prędkości obrotowej V sin i do półamplitudy krzywej prędkości linii absorpcyjnej opt jest niezależny od kąta nachylenia orbity



gdzie Ω jest stosunkiem prędkości kątowej wirowania gwiazdy do jej prędkości kątowej orbity, q jest stosunkiem mas, a Φ(Ω, q) jest promieniem objętości płata Roche′a podzielonym przez separację układu. Zależność tę można wykorzystać do wyprowadzenia q dla siatki ρ i Ω. Obliczenia teoretyczne pokazują, że nastąpi katastrofalne przepełnienie płata Roche′a, które stłumi źródło promieniowania rentgenowskiego, jeśli ρ = 1. Ponadto obliczenia teoretyczne profili linii emisyjnych dla modeli wiatru skupionego pokazują, że dla ρ < 0,9 gęstość wiatru nie jest wystarczająco wysoka wzdłuż linii łączącej gwiazdy, aby wytworzyć obserwowaną emisję. Kołowość orbity sugeruje, że siły pływowe miały wystarczająco dużo czasu, aby wprowadzić gwiazdę na orbitę prawie synchroniczną, więc rozsądne jest ograniczenie naszej siatki do wartości bliskich jedności. Amplituda krzywej blasku zależy od q, ρ, Ω i i. Kształt gwiazdy jest modelowany za pomocą potencjału, który obejmuje efekty ciśnienia promieniowania zarówno z gwiazdy, jak i źródła promieniowania rentgenowskiego oraz asynchroniczny obrót, do pierwszego rzędu. Proces modelowania rozpoczyna się od zgadywania wartości q i i, a następnie są one wykorzystywane do uzyskania mas składowych, promienia i grawitacji powierzchniowej widocznej gwiazdy. Wielkość V i wygaszenie mogą być wykorzystane do powiązania promienia widocznej gwiazdy z jej odległością d w kpc, R_opt = (9,7 ± 0,9)d. Odległość może być następnie wykorzystana do obliczenia jasności widocznej gwiazdy i źródła promieniowania rentgenowskiego, które są wymagane do oszacowania stosunku przyspieszenia radiacyjnego do grawitacyjnego, które są wymagane przy uwzględnieniu efektów promieniowania w obliczaniu potencjałów. Strumienie i profile intensywności właściwej są obliczane przy użyciu kodu atmosfery modelu. Profile intensywności właściwej są obliczane dla T_eff = 27 500 K i grawitacji powierzchniowej, która jest odpowiednia dla wybranych parametrów. Dane te są wprowadzane do kodu syntezy krzywej blasku, gdzie są integrowane na powierzchni gwiazdy, biorąc pod uwagę efekty ściemnienia grawitacyjnego i ściemnienia krawędzi. Jeśli FWHM profilu linii strumienia i amplituda krzywej blasku nie pasują do obserwacji, q i i są dostosowywane, a proces jest powtarzany aż do uzyskania dopasowania. Ponieważ amplituda krzywej blasku jest najbardziej wrażliwa na i, a FWHM zależy całkowicie od q, wybór dostosowania jest stosunkowo łatwy, a proces zbiega się w ciągu kilku iteracji. Krzywa blasku V z lat 1972-1983 została użyta w tym celu, ponieważ wydawała się najmniej dotknięta zaburzeniami odnotowanymi wcześniej. Na szczęście wyniki tego ćwiczenia są niewrażliwe na założenia poczynione podczas obliczeń. Obejmują one wartość prędkości makroturbulentnej użytej do obliczenia teoretycznych profili linii, uwzględnienie lub pominięcie efektów ciśnienia promieniowania i koliniowość wektorów momentu pędu. W przypadku niemal synchronicznego obrotu i dużego uwzględnienia niepewności, M_opt = 33 ± 9 M_⊙ i M_x = 16 ± 5 M_⊙. Wartości te są zgodne z szacunkami odległości opartymi na ultrafiolecie i kolorach optycznych HDE226868 oraz badaniami absorpcji międzygwiazdowej jako funkcji odległości dla gwiazd w otaczającym polu. Absolutny dolny limit odległości oparty na tych danych wynosi d > 1,7 kpc. Odpowiada to M_opt = 20 M_⊙ i M_x = 7 M_⊙. Alternatywna analiza oparta na zunifikowanych modelach atmosfery i wiatru dopasowanych do widm HDE226868 uzyskała nieco niższe wartości, M_opt = 18 M_⊙ i M_x = 10 M_⊙. Wynik ten zależy również niejawnie od krzywych blasku w celu uzyskania nachylenia, choć w mniejszym stopniu niż pierwsza metoda, i nie podano żadnych szacunków błędów. Gdyby tak było, prawdopodobnie błędy dla obu metod by się nakładały.