"Standardowa edukacja zapewni Ci przeżycie. Samokształcenie - fortunę".   Jim Rohn


Astronomia/Astrofizyka


Öpik (Opik), Ernst Julius (1893-1985)

Urodzony w Estonii Öpik studiował na Uniwersytecie Moskiewskim i pomógł założyć Uniwersytet Turkiestanu w Taszkiencie, stając się astronomem (dyrektorem) w Obserwatorium Tartu w Estonii. Uciekł z Armii Czerwonej wozem konnym podczas II wojny światowej i udał się do Armagh Observatory (Irlandia Północna) w 1948 roku. Jego szeroko zakrojone zainteresowania są odzwierciedlone w jego odkryciach i teoriach. Należą do nich odkrycie zdegenerowanych gwiazd, np. białe karły, obliczając gęstość o2 Eridani (1915). Obliczył odległość M31 jako 450 000 parseków od Słońca (1922). Dokonał ręcznego obliczenia ewolucyjnych modeli gwiazd ciągu głównego w olbrzymy (1938) ponad dziesięć lat wcześniej niż obliczenia komputerowe HOYLE i SCHWARZSCHILDA. Przewidział gęstość kraterów na powierzchni Marsa, co 15 lat później potwierdziły sondy planetarne. Zaproponował niesprawdzoną teorię epok lodowcowych, opartą na obliczeniu zmian konwekcji w wewnętrznej strukturze Słońca, a nie na cyklach MILANKOVITCHA.

Ålngström, Anders Jonas (1814-74)

Fizyk urodzony w Lödgö w Szwecji. Był opiekunem obserwatorium i profesorem w Uppsali, gdzie studiował ciepło, magnetyzm i optykę oraz badał widma Słońca i zórz polarnych. Jego imię upamiętnia jednostka angstremów, 10?10 m, która służy do pomiaru długości fal światła i promieni rentgenowskich oraz separacji atomów w cząsteczkach i kryształach.

61 Cygni

Gwiazda 61 Cygni jest ważna ze względu na jej duży ruch własny, po raz pierwszy zmierzony w Obserwatorium w Palermo przez Giuseppe Piazzi′ego (1746-1826). Gwiazda stała się popularnie znana jako "latająca gwiazda Piazziego". Jego zmierzony roczny ruch właściwy 5,23 & Prime; jest nadal siódmą co do wielkości znaną gwiazdą i jest największą jak na gwiazdę gołym okiem (pozorna jasność 4,8 mag). Ta gwiazda była również pierwszą, która miała roczną paralaksę niezawodnie określoną przez Friedricha Bessela (1784-1846). Pomiar Bessela 0,314 & Prime; wykonany w Königsbergu z heliometrem Fraunhofera 6,25 cala w 1838 r., Wypada całkiem dobrze w porównaniu ze współczesną wartością 0,286 & Prime;. Ustalenia gwiezdnej paralaksy wykonane w tym samym roku przez innych obserwatorów były znacznie mniej dokładne. Jest to jedenasta najbliższa gwiazda w odległości 11,4 lat świetlnych. 61 Cygni to również dobrze znany system podwójny, z okresem 653,3 lat. Jego komponenty są obecnie oddzielone przez 30,3 ″ pod kątem położenia 150o. Gwiazda główna 61 Cyg A to pomarańczowy karzeł typu widmowego K5V o pozornej wielkości 5,20 i absolutnej wielkości 7,5. Jego towarzysz 61 Cyg B jest również pomarańczowym karłem typu widmowego K7V, o pozornej wielkości 6,05 i absolutnej wielkości 8,3. System jest uważany za najbardziej intensywnie obserwowaną gwiazdę podwójną, a kilka tysięcy obserwacji wizualnych uzupełniono o ponad 34 000 płyt fotograficznych. Precyzyjne pomiary astrometryczne tych płyt wykazały, że układ ma co najmniej jeden niewidoczny element, uważany za planetę o masie podobnej do Jowisza, a może nawet trzech, z okresami orbitalnymi od 5 do 12 lat.

Astrofizyczne Obserwatorium Abastumani

Obserwatorium Astrofizyczne Abastumani (AbAO) - długość geograficzna, 42,83; 41,81 stopnia - zostało założone w 1932 roku. Znajduje się w Abastumani, w południowo-zachodniej części Gruzji, 250 km na zachód od stolicy Tbilisi, na szczycie góry Kanobili na wysokości 1700 m. Podstawową misją AbAO jest umożliwienie astronomom z byłego Związku Radzieckiego prowadzenia obserwacji o wysokiej jakości. Średnia liczba bezchmurnych nocy wynosi 130 rocznie, a 25% widzeń jest mniejszych niż jeden sekundnik łukowy. Obecnie w Obserwatorium pracuje około 100 osób w sześciu wydziałach i czterech laboratoriach. Głównymi obiektami Obserwatorium są teleskopy 125 cm Ritchey - Chretien i 70 cm teleskop soczewkowy. Głównymi obszarami badań są dyski akrecyjne i pulsary, astrofizyka, kosmogonia układu słonecznego, obiektywna spektroskopia pryzmatyczna, zmienne krótkookresowe o niskiej amplitudzie, zmienność AGN, fizyka słoneczna, zjawiska słoneczno-ziemskie i fizyka atmosfery.

Abbe, Ernst (1840-1905)

Urodzony w Eisenach, Wielkim Księstwie Saksonii-Weimaru-Eisenach (obecnie Niemcy), Abbe został dyrektorem obserwatorium w Jenie i dyrektorem badawczym pracowni optycznej CARLZEISS w Jenie. Odkrył stan sinusowy Abbego, który opisuje soczewkę, która utworzy obraz, bez defektów śpiączki i aberracji sferycznej. Jego matematyczne omówienie zapoczątkowało współczesną naukę o optyce.

Abbott, Francis (1799-1883)

Zegarmistrz urodzony w Derby w Anglii, skazany i przetransportowany na Tasmanię w 1845 roku. Obserwacje astronomiczne prowadził w Obserwatorium Rossbank po odbyciu wyroku aż do jego zamknięcia w 1854 roku oraz w swoim prywatnym laboratorium w Hobart.

Abella Gromady

Gromady Abell to najbardziej rzucające się w oczy zgrupowania galaktyk zidentyfikowane przez George′a Abella na płytach podczas pierwszego przeglądu fotograficznego wykonanego za pomocą TELESKOPU SCHMIDTA na górze Palomar w latach pięćdziesiątych XX wieku. Czasami termin gromady Abell jest używany jako synonim pobliskich, wybranych optycznie gromad galaktyk. George Abell skonstruował katalog zawierający 2712 najbogatszych takich zgrupowań na północnym niebie, który później został rozszerzony na niebo południowe. Nie jest przesadą stwierdzenie, że całkowita próbka 4076 kandydatów na gromady na całym niebie zrewolucjonizowała badania wielkoskalowej struktury Wszechświata. Katalog Abell stworzył podstawę do pierwszych badań ilościowych nad najgęstszym składnikiem wielkoskalowej struktury we wszechświecie lokalnym. W ostatnich latach definicję próbek klastrów kandydatów z szerokich płyt geodezyjnych powtórzono za pomocą automatycznych maszyn do skanowania płyt. To obiektywnie pokazało, że subiektywny czynnik w wizualnej selekcji Abella jest dość mały, przynajmniej dla bogatszych i bliższych gromad. Rzeczywistość kandydatów na gromady w katalogu Abella była przedmiotem pewnej debaty, dopóki obserwacje spektroskopowe dużej liczby galaktyk w kierunkach gromad Abell wykazały przekonująco, że tylko niewielka część bogatych gromad jest wynikiem przypadkowych superpozycji. Oznacza to, że bardzo duża część bogatych kandydatów na gromady w katalogu wykonanym przez Abella (lub, w tym gromady południowe, przez Abella, Corwina i Olowina) reprezentuje zwarte, zlokalizowane szczyty w przestrzennym rozmieszczeniu galaktyk, głównie z przesunięciem ku czerwieni mniejszym 0.2 i utrzymywane razem przez grawitację. Już w latach trzydziestych XX wieku Fritz ZWICKY doszedł do wniosku, że świecąca materia (tj. galaktyki) w gromadach stanowi tylko około 10% całkowitej masy gromady, z czego większość można zatem wykryć jedynie poprzez jej grawitację. Doprowadziło to do oszacowania masy całkowitej (zarówno widzialnej, jak i ciemnej materii) różnymi sposobami. Najczęstsze z nich to prędkości galaktyk w gromadzie, ilość i temperatura gorącego (emitującego promieniowanie rentgenowskie) gazu oraz zniekształcenie obrazów galaktyk w odległości znacznie większej od gromady przez SOCZEWKI GRAWITACYJNE. Przez długi czas kilka bardziej znanych gromad Abell, takich jak te w konstelacjach WARKOCZ BERENIKI i PERSEUSZ, ukształtowało naszą wizję klasy gromad, bogate, zaludnione. W tym schemacie bogate klastry są strukturami gładkimi, okrągłymi i zwirializowanymi. Ten wyidealizowany obraz współistniał ze świadomością, że istnieją znaczne różnice w różnych właściwościach gromad Abell. Doprowadziło to do wielu badań tych właściwości i korelacji między nimi, a także kilku prób opisu powstawania i ewolucji bogatych klastrów. Obecnie zdajemy sobie sprawę, że klastry wciąż się formują i ewoluują w obecnej epoce. Wśród właściwości klastrów, które można badać i dla których dokonano teoretycznych prognoz, są kształt 3D (a raczej proporcje osiowe rozkładu galaktyk), skład populacji galaktyk (tj. frakcje galaktyk o różnych typach morfologicznych), rozkłady jasności galaktyk, szczegółowa dynamika różnych galaktyk klasy, dynamiczna substruktura i segregacja oraz ułamek całkowitej masy składający się z materii barionowej (tj. "zwykłej" nukleonowej). Ważnym niedawnym osiągnięciem jest poszukiwanie i badanie gromad galaktyk na bardzo dużych odległościach (tj. Przy dużych przesunięciach ku czerwieni), które są "przodkami" lokalnych bogatych gromad w katalogu Abella. Dla tych młodszych klastrów z dużymi przesunięciami ku czerwieni, gromady Abell służą jako lokalna, obecna populacja referencyjna.

Gromady Abell jako podzbiór całej populacji gromad

Podczas poszukiwania kandydatów na gromady na płytach Palomar Sky Survey, Abell nie miał informacji o odległościach (lub przesunięciach ku czerwieni) galaktyk. Dlatego użył rozkładu galaktyk w pozornej wielkości, aby wybrać te piki w rzutowanym rozkładzie galaktyk, które najprawdopodobniej odpowiadają przestrzennie zwartej strukturze. Przyjmując jasność dziesiątej najjaśniejszej galaktyki jako przybliżoną "standardową świecę", oszacowano przesunięcie ku czerwieni; daje to kąt wyznaczony przez stałą wielkość liniową 1,5h-1 Mpc w odległości klastra (gdzie h jest wartością obecnego parametru Hubble′a, wyrażoną w jednostkach 100 km s-1 Mpc -1). W okrągłej aperturze o promieniu równym temu kątowi policzono liczbę galaktyk o wielkości nie większej niż dwa magnitudo słabsze niż trzecia najjaśniejsza galaktyka. Wreszcie, liczbę niespokrewnionych galaktyk w aperturze (i do tej samej granicy wielkości) oszacowano na podstawie gęstości galaktyk w polach tła bez oczywistych kandydatów na gromady. Stwierdzono, że skorygowana liczba galaktyk (liczba bogactw, tj. Szacunkowa liczba elementów w aperturze powyżej granicy wielkości) ma niepewność około 17. Dlatego tylko gromady z poprawioną liczbą galaktyk wynoszącą co najmniej 50 były brane pod uwagę przez Abell został pobrany w sposób bezstronny z przesunięciem ku czerwieni równym 0,1-0,2. W oryginalnym ("północnym") katalogu Abella liczba 1682 z 2712 kandydatów na klastry wynosi co najmniej 50. Dolna granica liczebności bogactwa musi być zastosowana, jeśli używa się katalogu Abell do celów statystycznych. Oczywiście istnieje wiele niezliczonych klastrów bogatych, ale przy większych odległościach przesunięcia ku czerwieni ich kontrast w odniesieniu do pola jest zbyt niski, aby umożliwić solidną definicję statystycznie wiarygodnej próbki. W ostatnich latach przeprowadzono szeroko zakrojone badanie przesunięcia ku czerwieni (badanie ESO Near Abell Cluster Survey) obejmujące blisko 6000 galaktyk w około 100 kandydatach do gromad (głównie z południowej części katalogu Abell, Corwin i Olowin) o bogactwie wynoszącym co najmniej co najmniej 50 i szacowane przesunięcia ku czerwieni mniejsze niż 0,1. Zanieczyszczenie podczas tych badań z przesunięciem ku czerwieni przez galaktyki, które nie należą do głównej gromady, jest dalekie od nieistotnego, tj. około 25%. Jednak większość przeglądów z przesunięciem ku czerwieni zawiera przestrzennie zwartą gromadę, do której co najmniej 50% galaktyk ma zmierzone przesunięcie ku czerwieni. należeć. Tylko około 10% kandydujących klastrów wydaje się być superpozycją dwóch prawie równie bogatych (ale stosunkowo ubogich) systemów przy różnych przesunięciach ku czerwieni wzdłuż tej samej linii wzroku. W przypadku układów zwartych przestrzennie dyspersja prędkości wykazuje globalną korelację z liczbą bogactw (klastry z wyższymi zliczeniami bogactwa mają średnio większe rozrzuty prędkości), ale korelacja jest bardzo szeroka (co najmniej współczynnik 2 w obu wielkościach). Można by sądzić, że jest za to odpowiedzialna niepewność wizualnie oszacowanych liczebności bogactwa, ale szerokość relacji nie zmniejsza się, jeśli używa się liczników bogactwa opartych na skanowaniu maszynowym zamiast oryginalnych. Dla próbki około 150 gromad Abell z przesunięciem ku czerwieni mniejszym niż 0,15, masy gromad obliczono na podstawie względnych prędkości i pozycji galaktyk, zakładając, że twierdzenie o wirialu zachodzi w centralnych obszarach gromad. Masy klastrów dość dobrze korelują z dyspersjami prędkości, ale wydaje się, że rozkłady mas w różnych przedziałach zliczeń bogactwa w znacznym stopniu się pokrywają. Dlatego zastosowanie ograniczenia liczebności bogactwa do próbki klastrów Abell (co jest konieczne ze względów praktycznych) wywołuje dość rozproszoną granicę masy. Klastry, a raczej kandydaci do klastrów, w katalogu Abella z liczbą bogactw wynoszącą co najmniej 50 są podzbiorem wszystkich klastrów w zakresie masowym od około 4 × 1013 do 2 × 1015M?. Jednak w przypadku klastrów o dyspersji prędkości co najmniej 800 km s-1 zasadniczo wszystkie liczebności bogactwa są większe niż 50. Innymi słowy, wszystkie klastry o dyspersji prędkości co najmniej 800 km s-1 są zawarte w próbce z ograniczająca liczba 50, a oszacowanie ich gęstości przestrzennej jest nieobciążone. Klastry z pozornymi dyspersjami prędkości większymi niż około 1200 km s-1 okazują się albo superpozycjami, albo mają dużo dynamicznej podstruktury. Wraz z pojawieniem się badań rentgenowskich całego nieba, takich jak te z misji EINSTEIN (HEAO-2) i ROSAT, stało się możliwe skonstruowanie kompletnych próbek gromad, dla których strumień promieniowania rentgenowskiego z gorącego gazu w potencjalnej studni klaster jest większy niż wartość progowa. W ten sposób powstają katalogi klastrów, które zasadniczo różnią się od katalogu Abell, a tym samym są do niego komplementarne, chociaż w pewnym stopniu się pokrywają. Masa gazu rentgenowskiego jest na ogół co najmniej tak duża jak masa gromady galaktyk, ale łączna masa tych dwóch składników barionowych wynosi zwykle tylko 10-15% całkowitej masy. Kiedy całkowitą masę gromady można oszacować zarówno na podstawie kinematyki galaktyk, jak i na podstawie temperatury i jasności promieniowania rentgenowskiego, oba szacunki są zasadniczo zgodne.

Właściwości populacji galaktyk w gromadach Abella.

W przeszłości zaproponowano kilka schematów klasyfikacji klastrów Abell. Wszystkie z nich podsumowują w taki czy inny sposób rozmieszczenie galaktyk gromady pod względem pozycji, wielkości lub typu morfologicznego lub dowolnej kombinacji tych. Przewidywany rozkład galaktyk ma wiele form i zakresów między następującymi skrajnościami. Może istnieć centralne skupisko jasnych galaktyk, generalnie wczesnego typu, tj. Eliptycznych, a często jedna z nich jest galaktyką cD, czyli gigantyczną eliptyczną otoczoną rozszerzoną otoczką. Na drugim biegunie znajdują się klastry, które nie mają wyraźnej centralnej koncentracji. W niektórych gromadach rozkład galaktyk jest dość gładki i generalnie gromady te zawierają stosunkowo niewiele galaktyk spiralnych. Gdy ułamek galaktyk spiralnych jest duży, rozkład galaktyk jest ogólnie mniej regularny. Względne ułamki galaktyk typu wczesnego i późnego są skorelowane z liczbą bogactw i jest to przejawem zależności morfologia-gęstość. Ta ostatnia pokazuje wyraźną korelację między względnymi ułamkami galaktyk eliptycznych, soczewkowatych (S0s) i spiralnych, a (lokalną) rzutowaną gęstością galaktyk (a tym samym odległością promieniową). S0 mogą stanowić do 50% w centrum, z eliptycznymi niedaleko z tyłu i galaktykami spiralnymi około 10%. W częściach zewnętrznych eliptyczne są prawie nieobecne, podczas gdy galaktyki spiralne mogą stanowić nawet 60%. Zauważ, że są to wartości globalne: poszczególne klastry wykazują znaczną rozpiętość wokół nich. Chociaż w znacznej części gromad Abell rozkład galaktyk nie jest bardzo regularny ani kołowo symetryczny, zawsze można wyprowadzić uśredniony azymutalnie rzutowany profil gęstości liczbowej Σ (R), w którym R jest rzutowaną odległością od centrum gromady, tj. najkrótsza odległość między linią widzenia przez galaktykę a centrum gromady. Zaproponowano kilka wyrażeń do matematycznego opisu Σ (R), z których wszystkie mają trzy parametry. Są to centralna wartość Σ (R), czyli (R = 0), charakterystyczna długość Rc (odległość, na której Σ (R) zmniejszyła się o zadany współczynnik, powiedzmy 2) i miara spadku ? (R) w zewnętrznych częściach (ogólnie nachylenie logarytmiczne α z Σ (R)). Ostatnio Σ (R) wyprowadzono dla galaktyk o różnych typach morfologicznych w około 70 bogatych gromadach Abella. W poszczególnych gromadach liczba galaktyk określonego typu jest generalnie niewystarczająca, aby umożliwić dokładne oszacowanie trzech parametrów Σ (R). Poprzez prawidłowe połączenie danych dla wielu gromad można porównać reprezentacje Σ (R) eliptycznych, S0, spiral i galaktyk z liniami emisyjnymi (głównie bardzo 'późnymi' spiralami, takimi jak Sc i Sd, z zjonizowanym gazem w ich ośrodku międzygwiazdowym) . Innymi słowy, poświęcając szczegółowe właściwości poszczególnych gromad, uzyskuje się obraz przeciętnej bogatej gromady Abella. Wydaje się, że istnieje wyraźna korelacja między typem galaktyk a Σ(R): charakterystyczna długość Rc znacznie wzrasta od wczesnego do późnego typu galaktyk (od około 0,1 do 0,5 Mpc). To pokazuje, że eliptyczne są rzeczywiście dużo bardziej skoncentrowane centralnie niż spirale, podczas gdy galaktyki emisyjne tworzą najbardziej rozległą populację. Różnicom tym muszą towarzyszyć różnice w kinematyce galaktyk różnych typów, ponieważ wszystkie klasy galaktyk poruszają się w tym samym potencjale gromady, który jest w większości zdeterminowany przez ciemną materię. Takie różnice kinematyczne są rzeczywiście obserwowane: eliptyczne i S0 wykazują najmniejszą dyspersję składowej linii widzenia ich prędkości, a rozrzut ten zmienia się nieznacznie wraz z rzutowaną odległością od środka. Spirale, aw szczególności galaktyki będące liniami emisyjnymi, mają większą dyspersję prędkości (nawet o 20-30%), która wyraźnie maleje w kierunku większych rzutowanych odległości. W rzeczywistości kinematyka galaktyk linii emisyjnych wskazuje, że nie przeszły one jeszcze przez gęste rdzenie centralne, co prawdopodobnie jest przyczyną, dla której nie utraciły one jeszcze gazu emitującego linię w spotkaniach z innymi galaktykami. Łącząc przewidywane rozkłady galaktyk z kinematyką, można oszacować rozkład całkowitej (widzialnej i ciemnej) masy za pomocą równania Jeansa dynamiki gwiazd. Porównując rozkład ciemnej materii z rozkładem jasności galaktyk, można w zasadzie zbadać zmiany tak zwanego stosunku masy do światła wraz z odległością od środka gromady. Może to dać wskazówki dotyczące szczegółów procesu formowania się, takich jak efekty spotkań galaktyk, rola aureoli ciemnej materii w galaktykach itp.

Gromady Abella jako sondy kosmologiczne

Kilka właściwości obserwacyjnych gromad Abell zostało wykorzystanych do ograniczenia teorii formowania się wielkoskalowej struktury we Wszechświecie i parametrów tych teorii. Właściwości te obejmują przestrzenne rozmieszczenie gromad Abell, ich kształty i ich szerokie rzesze. Na różne sposoby, wszystkie one niosą informacje o sposobie, w jaki powstały największe dobrze rozwinięte struktury we wszechświecie poprzez wzrost początkowych fluktuacji gęstości materii. Przestrzenne rozmieszczenie gromad Abell zostało analizowano za pomocą dwupunktowej funkcji korelacji ξ (r), tj. ułamek par klastrów z pewną separacją, przekraczający oczekiwaną liczbę par dla rozkładu losowego, która została wyprowadzona dla klastrów o różnych liczebnościach bogactwa. Ogólnie rzecz biorąc, funkcja korelacji ma postać prawa potęgowego: ξ (r) = (r / r0) -γ; wydaje się, że wykładnik ? (około 2) nie zależy na granicznym liczniku bogactwa, ale wartość długości korelacji r0 robi, i jest większa dla bogatszych klastrów (z charakterystyczną wartością około 20 Mpc). W zasadzie dane te pozwalają na wyznaczenie wartości gęstości kosmologicznej, a także amplitudy widma fluktuacji. Kolejny aspekt dystrybucji bogatego Abella gromady polega na tym, że zazwyczaj znajdują się one w wierzchołkach, w których spotykają się arkusze i włókna w ogólnym rozkładzie galaktyk. Dlatego też rozkład skupisk bogatych był czasami porównywany z rozkładem wierzchołków w tak zwanych teselacjach Woronoja, które są geometrycznymi podziałami przestrzeni. Kształty gromad Abell zostały wyprowadzone z przewidywanego rozkładu galaktyk. Korzystając z pozycji galaktyk niezależnie od ich rodzaju, można obliczyć pozorną eliptyczność gromady. Ogólnie rzecz biorąc, bogatsze gromady są mniej wydłużone niż mniej bogate. Pozorne eliptyczne dla próbki skupień około 100 północnych gromad Abell sugerują, że wydłużone gromady są raczej wydłużone (jak cygaro) niż oblat. Porównanie tych danych z wynikami obliczeń numerycznych N-ciała może ograniczyć teorie tworzenia struktur. Pełny rozkład mas próbki skupisk Abell o ograniczonej objętości (tj. Jej kształt i normalizacja) może również dostarczyć informacji dla teorii tworzenia struktur kosmologicznych. Ponieważ próbka gromad Abell z ograniczającą liczbą bogactw wynoszącą 50 ma raczej źle zdefiniowaną kompletność przy mniejszych masach, należy ograniczyć porównanie obserwacji i prognoz do najbardziej masywnych gromad, dla których katalog Abell jest kompletny. Uzyskanie niezależnych informacji dla kilku parametrów teorii formacji, które mają wpływ na właściwości najbardziej masywnych konstrukcji, nie jest banalne. Wydaje się jednak, że istnieje ogólna zgoda co do tego, że te ostatnie są bardziej naturalnie rozumiane we wszechświecie, w którym gęstość materii jest znacznie mniejsza niż gęstość krytyczna.

Aberracja

(1) Pozorne przemieszczenie gwiazdy z jej średniej pozycji na sferze niebieskiej spowodowane prędkością Ziemi na jej orbicie wokół Słońca. Zjawisko zostało odkryte w 1729 r. przez Jamesa Bradleya (1693-1762), który w rzeczywistości próbował zmierzyć paralaksę gwiazd. Przemieszczenie jest spowodowane połączeniem prędkości Ziemi i prędkości światła zbliżającego się do źródła. Gdyby Ziemia była nieruchoma, światło gwiazdy docierałoby z prawdziwego kierunku tego źródła, ale ruch Ziemi powoduje, że światło zbliża się z punktu, który jest nieco przesunięty w kierunku ruchu Ziemi. W ciągu roku, gdy Ziemia okrąża Słońce, gwiazda wytyczy na niebie małą elipsę wokół swojej średniej pozycji. Maksymalny promień tej elipsy (w radianach) jest równy stosunkowi prędkości Ziemi do prędkości światła (30 km s-1: 300 000 km s-1), czyli około 20,5 sekundy łuku. Ekscentryczność elipsy zależy od niebieskiej szerokości geograficznej gwiazdy (figura staje się okręgiem na biegunie ekliptyki i prosta na ekliptyce). Przemieszczenie spowodowane aberracją jest znacznie większe niż przemieszczenie spowodowane paralaksą (roczna paralaksa najbliższej gwiazdy wynosi 0,76 sekundy łuku) i należy to uwzględnić, zanim będzie można określić paralaksę dla gwiazdy. Podobny, choć mniejszy, efekt aberracji występuje z powodu prędkości obrotu Ziemi wokół własnej osi. Jest to znane jako aberracja dobowa.

(2) W układach optycznych, takich jak soczewki i zakrzywione lustra, aberracja odnosi się do niezdolności systemu do wytworzenia idealnego obrazu. W przeciwieństwie do zwierciadła płaskiego, które nie powoduje aberracji, soczewka lub zwierciadło zakrzywione jest niedoskonałym producentem obrazu, stając się idealnym jedynie dla promieni przechodzących przez (lub odbijających się od) jego środka równolegle do osi optycznej (linia przez środek, prostopadła do powierzchni soczewki). Główne aberracje to chromatyczna, sferyczna, koma i astygmatyzm.

Abetti, Antonio (1846-1928) i Abetti, Giorgio (1882-1982)

Antonio urodził się w San Pietro di Gorizia we Włoszech. Jako inżynier budownictwa lądowego zwrócił się ku astronomii i został dyrektorem obserwatorium w Arcetri oraz profesorem astronomii na Uniwersytecie we Florencji. Jego głównym zainteresowaniem była astronomia pozycyjna, obserwacja mniejszych planet, komet i zakrycie gwiazd. W 1874 roku obserwował przejście Wenus przez dysk Słońca za pomocą spektroskopu. Jego syn, Giorgio Abetti, był fizykiem słonecznym urodzonym w Padwie we Włoszech. Zastąpił swojego ojca jako dyrektor Obserwatorium Arcetri. W Stanach Zjednoczonych w Obserwatorium Mount Wilson zajął się fizyką Słońca i po powrocie do Włoch założył spektroheliograf w Arcetri, około 180 stopni długości geograficznej od Mount Wilson, aby uzyskać prawie 24-godzinne pokrycie zjawisk słonecznych. Odkrył promieniowy ruch gazów w plamach słonecznych (efekt Eversheda-Abettiego). Był znany jako popularyzator astronomii.

Absolutne zero

Najniższa możliwa temperatura; zgodnie z kinetyczną teorią gazów jest to temperatura, w której ustaje wszelki ruch atomów i cząsteczek. Ta temperatura jest równoważna -273,16 ?C i określa zero w kelwinach, czyli absolutną skalę temperatury.

Absorpcji widmo

Wzór ciemnych linii lub pasm nałożonych na ciągłe widmo. Kiedy ciągłe widmo promieniowania (szeroki zakres długości fal) przechodzi przez ośrodek materialny (na przykład chłodny gaz o niskim ciśnieniu), selektywna absorpcja zachodzi w określonej długości fal. Powoduje to serię spadków intensywności (linie absorpcyjne), które w widzialnym obszarze widma pojawiają się jako ciemne linie na jasnym tle "tęczowego" pasma kolorów, które obejmuje ciągłe widmo. Fotony promieniowania elektromagnetycznego mogą być absorbowane poprzez wzbudzenie radiacyjne, proces, który zachodzi, gdy elektron na jednym z niższych poziomów energii atomu lub jonu absorbuje foton o energii dokładnie równej różnicy energii między tym poziomem a jednym z wyższych dozwolonych poziomów iw rezultacie przeskakuje (dokonuje "przejścia w górę") z poziomu niższego na wyższy. Ponieważ energia fotonu jest odwrotnie proporcjonalna do długości fali, im większa przerwa energetyczna, tym krótsza długość fali promieniowania, które jest pochłaniane, gdy elektron dokonuje określonego przejścia. Elektron zwykle nie pozostaje w stanie wzbudzenia przez długi czas (zwykle 10-8 s). Kiedy spada ponownie, emituje foton lub fotony, które mogą mieć taką samą długość fali, jak ta, która została pierwotnie zaabsorbowana (w zależności od tego, czy spada bezpośrednio do swojego pierwotnego poziomu, czy opada w serii mniejszych kroków). Jeśli spada w szeregu kroków, z których każdy odpowiada emisji fotonu o niższej energii (i większej długości fali) niż ten, który został pierwotnie zaabsorbowany, całkowita liczba fotonów pierwotnej energii zostanie zmniejszona, a widmo zostanie wyczerpany przy wejściowej długości fali. Ponadto, chociaż wszystkie fotony wejściowe podróżowały zasadniczo w tym samym kierunku (od źródła do obserwatora), ponownie wyemitowane fotony przemieszczają się w przypadkowych kierunkach. W konsekwencji do obserwatora dociera znacznie mniej fotonów o długości fali absorpcji niż fotonów o innych długościach fal. Powstała linia absorpcyjna jest ciemniejsza niż sąsiednia część ciągłego widma, ale ponieważ niektóre fotony o tej długości fali docierają do obserwatora, nie są całkowicie czarne. Ponieważ każde dozwolone przejście odpowiada pochłanianiu światła o określonej długości fali, atomy lub jony określonego pierwiastka wytwarzają linie absorpcyjne o wielu różnych długościach fal, przy czym każdy pierwiastek chemiczny ma swój własny charakterystyczny wzór linii absorpcyjnych. Linie o najkrótszej długości fali odpowiadają największym lukom energetycznym (tj. przejściom od najniższego, "podstawowego" poziomu atomu lub jonu). Jeśli elektron pochłonie foton o energii przekraczającej energię jonizacji (lub "potencjał jonizacji"), zostanie usunięty z atomu. Widmo absorpcyjne danego rodzaju atomu składa się z kilku serii linii, odpowiadających różnym dozwolonym przejściom, przy czym granica krótkich fal szeregu odpowiada energiom fotonów, powyżej których zachodzi jonizacja. Ponieważ fotony jonizujące mogą w zasadzie mieć dowolną wartość energii powyżej energii jonizacji, absorpcja może odbywać się w ciągłym zakresie długości fal, krótszym niż limit szeregowy. Absorpcja tego rodzaju nazywana jest kontinuum absorpcji. Wydłużenie ("siła") dowolnej określonej linii zależy od liczby atomów odpowiedniego pierwiastka chemicznego, które mają elektrony rezydujące na poziomie energii, od którego następuje odpowiednie przejście w górę (stopień wzbudzenia). To z kolei zależy od obfitości danego pierwiastka chemicznego (względnego udziału tego pierwiastka w substancji absorbującej) oraz szeregu innych czynników, w szczególności temperatury (im wyższa temperatura, tym większy udział elektronów). w stanach wzbudzonych). Oprócz wytwarzania absorpcji poprzez przejścia elektroniczne (takie jak atomy i jony), cząsteczki mogą również absorbować (lub emitować) promieniowanie, zmieniając swoje stany wibracji (ich atomy składowe wibrują względem siebie) lub rotacji (cząsteczka o fizycznym kształcie , może obracać się wokół określonej osi). Widma absorpcji molekularnej są złożone, a ich różne linie często łączą się w szersze pasma.

Abul Wafa Mohammad al-Buzjani (940-97)

Urodzony w Buzjan, Nishapur (obecnie Iran), Abul Wafa rozkwitł jako matematyk i astronom w obserwatorium w Sharaf al Daula, gdzie jako pierwszy zbudował kwadrant ściany (ponad 6 m długości), aby obserwować pozycje gwiazd. Najbardziej znany z trygonometrii, przyczynił się do powstania teorii Księżyca, w której po raz pierwszy użył funkcji stycznej i wprowadził secans i cosecans. Tabele trygonometryczne, które obliczył, były 100 000 razy dokładniejsze niż tabele Ptolemeusza.

Akceleracja [Przyśpieszenie]

Szybkość zmiany prędkości. Jest to wyrażane w metrach na sekundę na sekundę (m s-2) lub w innych równoważnych jednostkach. Zatem przyspieszenie 10 m s-2 oznaczałoby wzrost prędkości o 10 metrów na sekundę w ciągu jednej sekundy.

Akrecyjne Dyski

Przez akrecję rozumie się w astrofizyce akumulację materii na ciężkim obiekcie pod wpływem jego przyciągania grawitacyjnego. Obiektem może być na przykład gwiazda, czarna dziura lub gwiazda neutronowa. Większość obiektów tego typu jest dość odizolowana, bez dużej ilości gazu, który mógłby zostać wciągnięty przez ich grawitację. W związku z tym ogromna większość gwiazd nie wykazuje żadnych oznak akrecji, podczas gdy większość gwiazd neutronowych i czarnych dziur w naszej galaktyce jest z tego powodu nieobserwowalna. Choć nieco egzotyczne w porównaniu z normalnymi gwiazdami lub galaktykami, dyski akrecyjne przyciągają uwagę, ponieważ są zaangażowane w szeroki zakres wysoce widocznych zjawisk. Obejmują one od formowania się naszego układu planetarnego i pierścieni Saturna po podwójne układy rentgenowskie w naszej galaktyce i skolimowane dżety z protogwiazd i akreujących czarnych dziur. Obserwowalne skutki akrecji mogą wahać się od niewielkich do dość dramatycznych. Zależy to od ilości masy narosłej w jednostce czasu, ale jeszcze bardziej od głębokości potencjalnej studni pola grawitacyjnego akretera. Najprostszym modelem akrecji byłaby swobodna cząstka opadająca radialnie do akretera z dużej odległości. Jeśli zaczyna się od spoczynku w nieskończoności, dociera do powierzchni R akretera masy M z prędkością ucieczki ve = (GM/R)1/2. Możemy również zapisać to jako ve/c = (rg/2R)1/2, gdzie rg= 2GM/c2 = 2,8M/M? km to promień Schwarzschilda o masie M. Dla gwiazdy neutronowej o M = 1,4M⊙ i R = 10 km, na przykład cząstka dotarłaby do powierzchni z około 30% prędkością światła. Akrecja na zwarte obiekty, w których M / R jest duży, towarzyszy zatem uwalnianie dużych ilości energii. Wolna cząstka przyciągnięta do zwartego obiektu z dużej odległości ma tylko niewielką szansę na trafienie w niego. Jeśli jego początkowy ruch nie jest skierowany bardzo precyzyjnie na obiekt, po prostu wykona orbitę i powróci na tę samą dużą odległość. Innymi słowy, przekrój dla akrecji przez wolne cząstki jest mały. Ten sam efekt odgrywa rolę, gdy rozważamy bardziej realistyczny przypadek narastania gazu i nazywamy go "problemem momentu pędu", omówionym poniżej. Akreujący gaz może być, na przykład, dostarczany przez obłok protogwiazdowy, w przypadku rosnącej protogwiazdy, lub przez gwiazdę towarzyszącą w układzie podwójnym. Jeśli akreująca gwiazda jest gwiazdą neutronową lub czarną dziurą, taki układ podwójny nazywa się X-RAY BINARY; jeśli jest to biały karzeł, nazywany jest układ binarny ,BINARNY KATAKLIZMICZNY. Wreszcie, akrecja jakiejś formy materii międzygwiazdowej do masywnej czarnej dziury w jądrze galaktyki wytwarza AKTYWNY JĄDRO GALAKTYCZNE (AGN). Prawie wszystkie dyski są tak małe, jak widać z Ziemi, że ich geometrię można wywnioskować tylko pośrednio. Dyski, które można bezpośrednio obserwować, to nasz układ planetarny, pierścienie Saturna i galaktyki spiralne. Żaden z nich nie jest jednak typowy dla gazowych dysków akrecyjnych. Nasz Układ Słoneczny jest tylko stałą pozostałością dysku akrecyjnego, który istniał podczas jego formowania. W przypadku pierścieni Saturna cząstki tworzące pierścienie również zachowują się bardziej jak wolne cząstki niż jak gaz. Dyski w galaktykach spiralnych są znacznie bardziej skomplikowane niż dyski gazowe. Ponadto dyski galaktyczne nie są wystarczająco stare, aby od czasu ich powstania zgromadziły się w rdzeniu galaktyki. Najlepsza perspektywa bezpośredniego obserwowania przyrostu dyski są w protogwiazdach. Są to największe dyski o średnicy kątowej, widziane z Ziemi, a przy obecnie opracowywanym obrazowaniu w podczerwieni i falach mm w wysokiej rozdzielczości szczegółowe obserwacje ich struktury będzie możliwe. Duże "proplyds" (dyski protoplanetarne) zostały zobrazowane optycznie przez Kosmiczny Teleskop Hubble'a; W przypadku systemów binarnych, informacja o rozmiarze, grubości i temperaturze dysku to zapewnione przez zaćmienia. Jeśli układ podwójny jest zorientowany tak, że Ziemia znajduje się w pobliżu swojej płaszczyzny orbity, dysk i zapewniająca masę gwiazda wtórna regularnie zaćmieniają się nawzajem, gdy komponenty krążą wokół siebie. Kształt krzywej blasku przy różnych długościach fal można następnie wykorzystać do wywnioskowania właściwości dysku, takich jak jego rozmiar i temperatura

Temperatury akrecji

Charakterystyczną temperaturą w problemach z akrecją jest temperatura wirusa, Tv = |Φ|/R (1) gdzie R = 8,314 × 107 erg g- 1 K?1 mol?1 jest molową stałą gazową a Φ głębokością potencjalnego studni. W odległości r od punktu masy grawitacji Newtona, = -GM / r. Gdyby cała energia kinetyczna uzyskana w wyniku wpadnięcia do studni potencjalnej została rozproszona na energię wewnętrzną (ciepło), gaz osiągnąłby temperaturę rzędu Tv. Dla gwiazdy neutronowej Tv ˜ 2 × 1012 K, co odpowiada średniej energii cieplnej na proton rzędu 1GeV. Faktycznie zaobserwowane promieniowanie z systemów akrecyjnych wskazuje na znacznie niższe temperatury. To dlatego, że plazma termiczna w tej temperaturze wypromieniowuje energię z ogromną prędkością, znacznie wyższą niż może być dostarczona przez spadający gaz. Zamiast Tv gaz osiada w niższej temperaturze, tak że rozproszona energia jest z grubsza równoważona energią utraconą przez promieniowanie. Drugą charakterystyczną temperaturę uzyskuje się przy założeniu, że promieniowanie jest emitowane jak przez ciało czarne z powierzchni akreującego obiektu. Równanie jasności L = 4πr2σT4 ciała czarnego o promieniu R i temperaturze TB z energią wytwarzaną przez akrecję w tempie ˙M (masa na jednostkę czasu) daje TB = (GMM/4πR3σ)1/4 (2), gdzie σ = 5,6692 × 10-5 erg cm-2K- 4s-1 jest stałą z prawa Stefana - Boltzmanna. Rzeczywiste temperatury różnią się od tego, ponieważ emitowane widmo różni się od widma ciała czarnego, powierzchnia emitująca nie jest równa powierzchni akreującego obiektu lub, w przypadku czarnych dziur, duża część energii akrecji jest pochłaniana przez dziurę. niż promieniowanie. Mimo to TB często zapewnia dobry rząd wielkości w obserwowanych temperaturach. Powodem jest to, że w tych przypadkach gaz akrecyjny jest optycznie gruby a więc przez powtarzającą się emisję i absorpcję fotonów przetwarza, energia akrecji jest ponownie przetwarzana na coś w rodzaju widma ciała doskonale czarnego. Dla zmiennych kataklizmicznych, protogwiazdy i AGN, TB ˜ 104-105 K, dla układów podwójnych rentgenowskich około 107 K, co odpowiada energiom fotonów odpowiednio 1-10 eV i 1 keV. Mogą jednak wystąpić również optycznie cienkie procesy akrecji, w wyniku których powstają fotony o znacznie wyższych energiach.

Ciśnienie promieniowania i granica Eddingtona

Fotony uwolnione przez akreujący obiekt wywierają siłę na akreujący gaz. Poprzez rozpraszanie (lub absorpcję i reemisję) na atomie, jonie lub elektronie, zewnętrzny kierunek fotonu zmienia się na bardziej losowy. W ten sposób pęd fotonów na zewnątrz jest przenoszony na gaz: promieniowanie wywiera siłę zewnętrzną. Jeżeli F = L / 4πr2 jest strumieniem energii promienistej w odległości r, a κ nieprzezroczystością gazu (rozpraszanie plus absorpcja), przyspieszenie wywołane tą siłą wynosi grad = Fκ/ c. Siła ta jest po prostu równoważona przez wewnętrzne przyspieszenie grawitacji g = GM / r2, gdy jasność L ma wartość zwaną granicą Eddingtona lub jasnością Eddingtona: LE = 4πGMc / κ. (3) Stałe źródło fotonów, związane grawitacją, nie może mieć jasności znacznie przekraczającej tę granicę. Przy większej jasności atmosfera źródła jest zdmuchiwana przez promieniowanie (dzieje się tak np. Podczas eksplozji NOVA). Wartość jasności Eddingtona zależy od nieprzezroczystości gazu, a tym samym od jego stanu jonizacji. Zależy to od masy źródła, ale nie od jego wielkości. Blisko w przypadku zwartego obiektu w układzie podwójnym promieniowania rentgenowskiego gaz jest prawie całkowicie zjonizowany, zwykle o normalnym składzie gwiazdowym, a elektrony rozpraszają dominujący proces promieniowania, a jego nieprzezroczystość κ˜ 0,3 cm2g-1. Granica Eddingtona wynosi wtedy LE ≈ 1,5 × 1038 M / M? erg s-1 (4) W przypadku gwiazdy neutronowej 1,4M? jest to około 50 000 razy jaśniejsza niż Słońce. Jeśli jasność ta jest generowana przez akrecję, zrównanie jej z energią akrecji określa szybkość akrecji Eddingtona ˙ME = 4πcR /κ (5) lub około 1,5 × 10?8M? yr-1 dla gwiazdy neutronowej o promieniu 10 km. Gwiazda neutronowa nie może akumulować się więcej niż to. Wzrost ciśnienia promieniowania zapobiegałby dalszej akrecji, a gaz gromadziłby się w rozszerzonej atmosferze wokół gwiazdy zamiast osiadać na powierzchni gwiazdy neutronowej. (Zakłada się, że promieniowanie jest tylko przez fotony: w wystarczająco wysokiej temperaturze i straty energii związane z gęstością przez neutrina stają się ważne.) Szybkość akrecji czarnej dziury może być znacznie wyższa niż ˙ME. Atmosfera otaczająca dziurę nie jest podtrzymywana u podstawy, ale wpływa przez horyzont. W trakcie zabiera ze sobą fotony uwięzione w gazie. W zależności od gęstości takiej atmosfery, tempo narastania może być dowolnie wysokie. Jasność widziana z Ziemi nie staje się jednak dużo większa niż LE.

Dyski

Transfer masy w układzie podwójnym

Jako przykład dla tworzenia dysku akrecyjnego rozważ układ podwójny, w którym jedna z gwiazd jest wystarczająco duża, aby wypełnić jej płat Roche, a druga jest gwiazdą kompaktową (biały karzeł, gwiazda neutronowa lub czarna dziura). Gwiazda wypełniająca płaty Roche′a nazywana jest drugorzędną, ponieważ jest mniej masywną gwiazdą w takich układach podwójnych. Masa wypływa z wtórnego w wewnętrznym punkcie Lagrange′a L1. Z wyjątkiem bezpośrednio L1, prędkość orbity jest bardzo duża w porównaniu z prędkością dźwięku gazu. W konsekwencji jego droga jest prawie balistyczna, tj. zbliżona do ścieżki swobodnej cząstki. Ponieważ chmury gazu nie mogą jednak przepływać przez siebie, przepływ balistyczny ustaje w pierwszym punkcie przecięcia orbity. Naddźwiękowy ruch względny dwóch części strumienia gazu zostaje rozproszony tutaj przez fale uderzeniowe, ogrzewając gaz i odchylając strumień. Dalsza ewolucja strumienia zależy od dodatkowych właściwości fizycznych, takich jak szybkość, z jaką gaz może się ochłodzić. Przykład tego, jak może wyglądać strumień po kilku okresach orbitalnych układu podwójnego, pokazano na rysunku 4. Orbitujący gaz zgromadził się w pierścieniu; nowo przybyły gaz jest wprowadzany do pierścienia poprzez system wstrząsów fal. Silnie niekołowy ruch gazu osiadł na bardziej cichej orbicie kołowej; większość energii rozproszonej w procesie została wypromieniowana. Pomijając perturbacje powodowane przez uderzający strumień i przy braku sił lepkości, gaz może orbitować w nieskończoność po takich kołowych orbitach.

"Problem momentu pędu"

W procesie osiadania na orbicie kołowej, duża część energii jest rozpraszana, ale pęd kątowy gazu wokół orbity pierwotnej nie zmienił się (pomijając poprawki wynikające z przyciągania grawitacyjnego wtórnego). Ponieważ orbita kołowa ma najniższą energię dla danego momentu pędu, gaz może tylko zanurzyć się głębiej w potencjał grawitacyjny i akumulują się na pierwotnym, jeśli może stracić jakiś moment pędu. Znalezienie procesu, za pomocą którego odbywa się to w rzeczywistych systemach, nazywa się problemem momentu pędu. Zilustrowaliśmy to tutaj na przykładzie transferu masy w układzie podwójnym, ale ten sam problem pojawia się w przypadku formowania się gwiazd z obłoków międzygwiazdowych lub akrecji gazu na masywnych czarnych dziurach w AGN. W takich przypadkach początkowy moment pędu spowodowany losowy ruch obłoków gazu jest o wiele rzędów wielkości większy, niż może przyjąć akrecyjny obiekt. Zamiast gromadzić się bezpośrednio, gaz tworzy dysk, działając jak tymczasowa "orbita parkingowa". Orientacja dysku jest określona przez kierunek całkowitego wektora pędu chmur, podczas gdy czas potrzebny na spiralne przejście gazu przez dysk zależy od procesów rozwiązujących problem momentu pędu.

Lepkie dyski

W wielu przypadkach (nowe karłowate i transjenty rentgenowskie) akrecja na zwartym obiekcie jest epizodyczna w postaci wybuchów. Rozpad takiego wybuchu dostarcza pewnych informacji o czasie akrecji, to znaczy czasie, w którym gaz przechodzi po spirali z gwiazdy wtórnej do pierwotnej akrecyjnej. Na przykład w przypadku nowych karłowatych czas ten wynosi kilka dni, co pokazuje, że proces transportu momentu pędu umożliwia przyrost masy, która jest zaangażowana w wywołanie wybuchu, w ciągu kilku dni lub mniej. Chociaż rzeczywiste liczby są zależnie od modelu, obserwacje te wskazują na transport pędu o 12-15 rzędów wielkości bardziej efektywny niż oczekiwano na podstawie naturalnej lepkości gazu. Proces odpowiedzialny za transport momentu pędu w dyskach nie jest na pewno znany. Wobec tej niepewności teoria dysków akrecyjnych przyjmuje arbitralne założenie dotyczące procesu transportu momentu pędu. Przyjmuje się, że dysk zachowuje się w efekcie jak płyn o bardzo dużej lepkości. Taka zwiększona lepkość rzeczywiście rozwiązuje problem momentu pędu. Jako eksperyment myślowy zacznij od pierścienia gazu krążącego w pewnej odległości od źródła potencjału grawitacyjnego. Naprężenie lepkie między sąsiednimi orbitami obracającymi się z nieco inną prędkością powoduje, że pierścień rozprzestrzenia się zarówno na zewnątrz, jak i do wewnątrz, tworząc dysk. To rozprzestrzenianie się ma niezwykłą właściwość: jeśli jest wystarczająco dużo czasu, prawie cała masa narasta na centralny obiekt. Niewielka ilość masy w zewnętrznych częściach dysku rozszerza się w nieskończoność, przenosząc prawie cały moment pędu pierwotnego pierścienia. Czas rozprzestrzeniania się na zadaną odległość jest odwrotnie proporcjonalny do lepkości. Charakterystyczną prędkością w dysku jest izotermiczna prędkość dźwięku cs = (RT) ?, gdzie T jest temperaturą w płaszczyźnie środkowej dysku (powierzchnie są chłodniejsze). Częstotliwość charakterystyczna to częstotliwość orbitalna Ω. Nieznaną lepkość dysku ? można następnie zmierzyć za pomocą bezwymiarowej lepkości α określonej przez ? = αc2s/&Omga;. (6) W przypadku wskazań obserwacyjnych, takich jak czas zaniku wybuchu, wykazują lepkości w zakresie α = 10-3-1. Takie wartości są następnie wykorzystywane przy dokonywaniu teoretycznych oszacowań struktury dysków akrecyjnych. Założenie, że procesy przenoszenia momentu pędu można przedstawić równaniem (6), przy czym α jest czymś o jedności rzędu, nazywa się założeniem lepkości α

Cienkie dyski

Dyski akrecyjne wydają się być chłodne, ponieważ czasy akrecji są długie i jest wystarczająco dużo czasu, aby wypromieniować rozproszoną energię grawitacyjną. Jeśli są chłodne, skutki ciśnienia gazu są niewielkie. Aby to zobaczyć, rozważ równanie ruchu gazu doskonałego w potencjale grawitacyjnym masy punktowej M, = Φ ?GM / r:



gdzie v jest prędkością, ρ masa gęstość a p ciśnienie gazu. W odległości r0 charakterystyczna skala czasu t0 jest odwrotnością częstotliwości Keplera, t0 = Ω-1 = (r30/GM)1/2. Wprowadzając wielkości bezwymiarowe



równanie ruchu gazu o temperaturze T staje się



gdzie ^r jest wektorem jednostkowym w kierunku promieniowym, a Tv jest temperaturą wirialną wprowadzoną powyżej. W przypadku procesów zachodzących na skali długości r0 i skali czasu t0 wyrazy w tym równaniu mają jedność, z wyjątkiem członu ciśnienia, który obejmuje współczynnik T/Tv. T/Tvma jedność rzędu, jeśli cała rozproszona energia pozostaje w gazie, ale gdy chłodzenie jest skuteczne, może być bardzo małe. Termin presji jest wtedy mały, a gaz przepływa balistycznie w potencjale Φ. Dysk z T/Tv << 1 obraca się w przybliżeniu po kołowych orbitach Keplera. Ruch orbitalny jest naddźwiękowy, przy liczbie Macha M = Ωr/cs ˜ (Tv / T)1/2. Grubość tarczy można znaleźć, biorąc pod uwagę pionowy rozkład gazu w pewnej odległości r0, zakładając, że znajduje się on w równowadze hydrostatycznej w ramie obracającej się z prędkością Keplera Ω(r0,). Gaz izotermiczny jest następnie rozprowadzany na wysokości z powyżej płaszczyzny orbity jako ρ˜ exp [-1/2(z/H)2] , gdzie H to wysokość skali, H = r0 (T / Tv)1/2 = cs/Ω. Jeśli straty promieniowania są małe, dysk jest gorący, a współczynnik kształtu H/r0 jest porządku jedności. Z drugiej strony dyski wydajnie promieniujące są chłodne i geometrycznie cienkie, H / r << 1. Przy założeniu H / r << 1 równania hydrodynamiczne dla osiowosymetrycznej, płaskiej, lepkiej tarczy są proste. W najniższym rzędzie promieniowe równanie ruchu sprowadza się do vΦ= Ωr. Równanie azymutalne ruchu można połączyć z równaniem ciągłości w jedno równanie regulujące gęstość powierzchni Σ = -∞ρdz:



Zgodnie z oczekiwaniami równanie to jest typu dyfuzyjnego. Pokazuje, że dla chłodnego dysku wszystkie fizyczne czynniki wpływające na ewolucję dysku wchodzą tylko przez lepkość ?. Ta lepkość zawiera oczywiście również większość założeń dotyczących nieznanych procesów. Zwykle potrzebne są dodatkowe równania, aby określić, jak chłodzenie radiacyjne wpływa na strukturę temperatury dysku, od której zależy ?. Dla stałego przyrostu i niezbyt blisko centralnego obiektu, szybkość narostu jest powiązana z lepkością przez ˙M ≈π?Σ (10) Wysoka lepkość oznacza niską gęstość powierzchniową, ponieważ masa akreująca spędza niewiele czasu w dysku. Charakterystyczny czas ta dla gazu krążącego na orbicie w odległości r do narastania to skala czasu lepkości,



W przypadku chłodnych dysków jest to dużo w porównaniu z orbitalną skalą czasu. Z drugiej strony, długa skala czasu oznacza, że jest dużo czasu na ochłodzenie dysku przez promieniowanie, więc istnieje pewna kolistość w mechanizmie, który ustala temperaturę dysku. W danej sytuacji (masa centralna, odległość) temperatura dysku jest określana przez tempo przyrostu masy i dominujący proces chłodzenia. W niektórych przypadkach dyski mogą istnieć w jednym z dwóch stabilnych, stabilnych stanów akrecji, chłodnym z długimi czasami akrecji i gorącym z krótkim czasem akrecji. W innych przypadkach modele dysków okazały się niestabilne dla pewnych szybkości transferu masy, oscylując między stanami wysokiego i niskiego akrecji. Szczegóły procesów chłodzenia określają, kiedy istnieją takie wielokrotne stany akrecji

Niestabilności dysku

Pionową strukturę dysku określa potrzeba transportu lepko rozproszonej energii do promieniujących powierzchni. Struktura ta określa temperaturę i lepkość dysku dla danej gęstości powierzchniowej. W warunkach, w których zachodzi proces transportu energii zmienia się szybko wraz z temperaturą, naprężenie lepkie ? może zależeć niemonotycznie od gęstości masy powierzchniowej, w postaci "krzywej S", jak pokazano na rysunku 5. Jeżeli średnia szybkość narastania, która jest narzucona (np. przez gwiazdę drugorzędną przenoszącą masę) leży w zakresie, w którym maleje wraz ze wzrostem ? (por. równanie (10)), dysk jest niestabilny. Zamiast stale narastać, wykonuje limit cykl na przemian pomiędzy stanami wysokiego i niskiego akrecji. Zwykle warunki takie jak na rysunku 5 występują tylko w ograniczonych obszarach dysku, na przykład w obszarze częściowej jonizacji wodoru. Jeśli jednak ten region zawiera wystarczającą masę, cykl graniczny wpłynie na cały dysk. Uważa się, że jest to przyczyna nowego karłowatego wybuchu w katastrofalnych zmiennych.

Kątowe procesy transportu pędu

Historycznie rzecz biorąc, idea pewnej formy hydrodynamiki turbulencje występujące w dyskach odegrały znaczącą rolę. Była to już część pomysłów Kanta i Laplace′a, którzy zaproponowali, że Układ Słoneczny powstał z pierwotnie gazowej chmury podobnej do dysku. Jeśli ?m jest mikroskopijną lepkością gazu, liczba Reynoldsa r2Ω / ?m w dysku akrecyjnym jest bardzo duża, sytuacja nazywana "gwałtownie turbulentną" w mechanice płynów (gdzie wysokie liczby Reynoldsa i turbulencje są uważane za równoważne). Zakłada się, że przepływ ścinający w dysku byłby niestabilny i przekształciłby się w turbulencje, tak jak w laboratoryjnych przepływach ścinających. Zostało to zakwestionowane w społeczności astrofizycznej ze względu na fakt, że przepływ w chłodnym dysku jest blisko orbit Keplera, które są bardzo stabilne. W chwili pisania tego artykułu kwestia ta jest nadal kontrowersyjna, ale wydaje się całkiem możliwe, że przepływ gazu keplerowskiego w rzeczywistości nie wywołuje gwałtowności hydrodynamicznej. Ściśle analogicznym przypadkiem laboratoryjnym jest wirujący przepływ Couette. Co istotne, ten eksperyment nie wykazał turbulencji dla warunków odpowiadających dyskowi akrecyjnemu, w których częstotliwość obrotów zmniejsza się wraz z odległością, ale zwiększa się określony moment pędu (chociaż turbulencje obfitują w inne wartości parametrów). Podjęły się próby wykazania turbulencji dla tego przypadku poprzez badania analityczne lub symulacje numeryczne eksperymentu był również negatywny. Wśród znanych procesów znajdują się spiralne fale uderzeniowe. W dużym dysku (w tym sensie, że promień zewnętrzny jest znacznie większy niż promień wewnętrzny), małe perturbacje ściskające propagujące do wewnątrz stromo przechodzą w słabą falę uderzeniową. Rozpraszanie w szoku tłumi falę, ale ponieważ propaguje się ona również w strumieniu rosnąca prędkość, oddziaływanie między falą a średnim przepływem poprzez wstrząs zwiększa jego amplitudę. W przypadku braku innych procesów tłumiących falę, następuje wstrząs o skończonej sile, będący wynikiem równowagi między rozpraszaniem wstrząsu a wydobyciem energii ze średniego przepływu. Proces ten wytwarza niewielką ilość transportu pędu, odpowiadającą α = 0,01(H/r)3/2. W przypadku dysków protogwiazdowych mieści się to w zakresie wartości wywnioskowanych z obserwacji, ale jest zbyt niskie dla zmiennych kataklizmicznych i binarnych rentgenowskich. Jeśli dysk jest wystarczająco masywny, aby grawitacja własna była ważna, możliwy jest transport pędu poprzez niestabilność grawitacyjną. Wewnętrzne tempo wzrostu niestabilności grawitacyjnej jest rzędu (2πG?)1/2. Jeśli jest większa niż szybkość ścinania &tilede;Ω, może dojść do niestabilności dysku; jeśli jest mniejsza, potencjalne zaburzenie jest rozcinane, zanim będzie mogło się rozwinąć. Pod względem charakterystycznej masy dysku Md = 2πr2ρH warunek ten można zapisać jako Md> MH/r. Takie dyski nazywane są samograwitującymi. Autograwitacja jest ważniejsza w fajnych dyskach, przy małych proporcjach H / r. Przy założonych lepkościach można oszacować masy dysków w obserwowanych układach. W przypadku rentgenowskich układów podwójnych i zmiennych kataklizmicznych okazują się one dość małe, mniejsze niż 10-8 M?, a grawitacja własna nie ma znaczenia. Z drugiej strony, w zewnętrznych częściach dysków w AGN, a w szczególności w dyskach protogwiazdowych, ważna może być grawitacja własna. W takim przypadku rozważ chłodzenie dysku przez promieniowanie, tak aby H / r zmniejszał się z czasem. W miarę osiągania progu niestabilności powstają nierównomierne nierówności ze skalami długości rzędu H, które wzajemnie na siebie oddziałują. Przepływ ścinający działający na te siły rozprasza energię, która z kolei ogrzewa dysk. Odchylenie osiągane jest w temperaturze tuż powyżej progu niestabilności grawitacyjnej, a moment pędu jest przenoszony przez siły grawitacji i ciśnienia między zaburzeniami. Ten proces prawdopodobnie będzie ważny w przypadku młodych dysków protogwiazdowych, z wywnioskowanymi masami rzędu kilku procent masy Słońca (zob. Obecnie ulubiony proces w przypadku dysków nie grawitujących samodzielnie polega na tym, że większość dysków jest częściowo lub w pełni zjonizowany, a tym samym obsługuje pola magnetyczne. Możliwość, że rzeczywisty transport pędu w dyskach odbywa się za pomocą jakiejś formy pola magnetycznego o małej skali, została już zaproponowana przez Shakurę i Sunyaev wraz z wprowadzeniem przez nich założenia o lepkości ?. Można wykazać, że początkowo słabe pole magnetyczne w dysku akrecyjnym jest niestabilne, a jego gęstość energii rośnie w wyniku wydobywania energii z przepływu ścinającego. Matematyka procesu została obliczona około 1960 roku przez Velikhova i Chandrasekhara, jego fizyczną interpretację podał Fricke w 1972 roku i jego znaczenie dla dysków akrecyjnych ostatecznie zrealizowali Balbus i Hawley w 1992 roku. Liczne trójwymiarowe symulacje numeryczne od tamtego czasu pokazały, jak ta niestabilność daje wzrost do postulowanej wcześniej turbulencji magnetycznej. Dla wystarczająco zjonizowanych dysków proces daje efektywną lepkość α ˜ 0,1. Jest to pole magnetyczne o małej skali, ze skalami długości w kierunku promieniowym rzędu grubości dysku H i wydaje się, że zachowuje się mniej więcej tak, jak oczekiwano od lepkiego procesu. Wydaje się, że pole magnetyczne łamie dynamiczne ograniczenia, które uniemożliwiają przepływowi keplerowskiego burzliwość za pomocą środków czysto hydrodynamicznych. Pod pewnymi względami proces przypomina wcześniej zaproponowaną turbulencję hydrodynamiczną, ale różni się także w ważnych aspektach. Na przykład transport pędu jest zdominowany przez naprężenia magnetyczne (Maxwella), a nie przez ruchy cieczy.

Planety wewnątrz dysków

Planety wyrastają z dysku protogwiazdowego w tym samym czasie, gdy formuje się gwiazda. Planeta taka jak Jowisz jest wystarczająco masywna, aby znacząco wpłynąć na dynamikę tego dysku. Dzięki efektowi pływowemu oczyszcza szczelinę, obszar o małej gęstości gazu wokół swojej orbity. Siła pływowa wzbudza fale w dysku, które rozchodzą się od planety. Poprzez siły pływowe planeta przyciąga gaz z boków szczeliny, który gromadzi się na niej w postaci dwóch strumieni. Z drugiej strony dysk wywiera również grawitacyjny moment obrotowy na planetę. Dzięki tej sile zmienia się moment pędu planety. Porusza się na inną orbitę, zwykle bliżej gwiazdy. Dlatego planety w naszym Układzie Słonecznym prawdopodobnie nie znajdują się w odległościach, w których zaczęły się ich formowanie. Ekstremalnym przykładem tego procesu "dryfującej planety" mogą być masywne planety obserwowane na bardzo ciasnych orbitach wokół niektórych pobliskich gwiazd.

Procesy radiacyjne, akrecja w dwóch temperaturach

Promieniowanie wytwarzane przez dysk zależy od jego grubości optycznej ?. Energia uwalniana w dysku przez lepkość rozproszenie na jednostkę powierzchni i czasu w odległości r od centralnej masy M jest rzędu W = GMM˙/r3. To ciepło jest rozpraszane przez promieniowanie. Jeśli τ (dokładniej, grubość optyczna procesów absorpcji) jest duża, promieniowanie emitowane na powierzchni jest z grubsza widmem ciała doskonale czarnego. Przybliżoną temperaturę powierzchni Ts chłodnego optycznie grubego dysku określa równanie (2), w którym R zastępuje się odległością r. Jeśli akrecja jest stała, a ˙M jest niezależne od r, przewidywana temperatura zmienia się jako r-3/4. W przypadku dysków protogwiazdowych i dysków w zmiennych kataklizmicznych te temperatury są podobne do tych z normalnych powierzchni gwiazd, a te same procesy promieniowania określają szczegóły emitowanego widma. Podczas akrecji czarnych dziur i gwiazd neutronowych przewidywane temperatury są rzędu 1 keV (107 K). Rzeczywiście, widma rentgenowskie tych obiektów często pokazują składową, która jest zgodna z tą prognozą. Zwykle jednak występuje dodatkowy twardy składnik o wiele bardziej energetycznych fotonów, około 100 keV. Często dominuje nad wypromieniowaną energią. W tych układach binarnych występuje dodatkowy składnik w akreującej plazmie, który zachowuje się inaczej niż optycznie gruby dysk. Dokładny charakter tej plazmy jest jednym z klasycznych problemów astronomii rentgenowskiej, który w chwili pisania tego tekstu nie został całkowicie rozwiązany. Z obserwowanego widma wydaje się, że jest to plazma termiczna o niewielkiej grubości optycznej (τ ˜1) i temperaturze około 100 keV, znacznie wyższej niż zimny dysk. Głównym procesem wytwarzającym twarde fotony w takich warunkach jest odwrotne rozpraszanie miękkich fotonów metodą Comptona przez gorące elektrony. W sąsiedztwie czarnych dziur i gwiazd neutronowych akrecja jest możliwa nie tylko za pośrednictwem chłodnego optycznie grubego dysku. Teoria przewiduje również możliwość akrecji poprzez stan gorący (por. Omówienie powyżej w części "Cienkie dyski"). W tym stanie protony są zbliżone do temperatury wirusa, podczas gdy elektrony są znacznie chłodniejsze. Przepływ akrecyjny jest geometrycznie gruby (H/r ˜ 1), ale optycznie cienki. W tych warunkach oddziaływania Coulomba między jonami i elektronami mogą być powolne w porównaniu z czasem akrecji (w zależności od szybkości akrecji i parametru lepkości). Ponieważ elektrony promieniują znacznie wydajniej i są nieefektywnie ogrzewane przez jony, pozostają znacznie chłodniejsze niż jony: plazma akrecyjna nie jest w równowadze termicznej. Współczynnik interakcji Coulomba maleje wraz ze wzrostem temperatury elektronów, podczas gdy straty promieniowania przez odwrotne promieniowanie Comptona i synchrotronowe rosną. W przepływie o niewielkiej głębokości optycznej odwrotne straty Comptona rosną wykładniczo powyżej około 100 keV, tak że jest to nieco naturalna temperatura można spodziewać się emitowanego promieniowania. Możliwość takiego dwustopniowego przepływu akrecyjnego w celu wyjaśnienia twardych widm rentgenowskich układów podwójnych została zaproponowana już na początku ery astronomii rentgenowskiej. Jednak geometria takiego przepływu i natura jego interakcji z chłodnym elementem dysku są nadal niepewne.

Strumienie z dysków

Podsumowanie typów dysków

W skali gwiazdowej dyski powstają w układach binarnych w wyniku przelewania się gazu z jednego składnika na drugi. Te dyski są tak duże, jak zwykłe gwiazdy, od kilku dziesiątych do kilku promieni słonecznych. Jeśli gwiazdą pierwotną (gwiazdą odbierającą masę) jest biały karzeł, tak jak w przypadku zmiennych kataklizmicznych, wewnętrzne części dysku promieniują głównie w świetle UV, zewnętrzne zaś w świetle widzialnym. Transfer masy przez te dyski jest często niestabilny, powodując wybuchy nowej karłowatej. Jeśli głównym elementem jest gwiazda neutronowa lub czarna dziura o masie gwiazdowej, wewnętrzny dysk promieniuje promieniowaniem rentgenowskim. Transfer masy w tych dyskach jest również niestabilny przy niskich szybkościach transferu, powodując tak zwane miękkie transjenty rentgenowskie. Czasami wytwarzają dżety z relatywistyczną prędkością. Dyski wokół gwiazd w trakcie formowania się, dyski protogwiazdowe (zwane również dyskami PROTOPLANETARNYMI), są znacznie większe (około 100 jednostek astronomicznych). Ich wewnętrzne obszary promieniują w zakresie widzialnym, zewnętrzne części w podczerwieni do fal radiowych. Prawdopodobnie są one również niestabilne, powodując wybuchy FU Ori i są związane z dżetami i obiektami Herbiga - Haro. Dyski w AGN obracają się wokół masywnych ((106-109) M) czarnych dziur w centrach aktywnych galaktyk. Ich centralne obszary promieniują zarówno w UV, jak iw promieniach rentgenowskich i często wytwarzają relatywistyczne dżety widoczne w podwójnych płatowych źródłach radiowych. Ich rozmiary są nieco niepewne, ale prawdopodobnie są rzędu parseka lub większego. Dyski są również widoczne wokół BE STARS. Uważa się, że masa tych dysków jest powoli wyrzucana przez szybko obracającą się gwiazdę. Niektóre z ich właściwości są podobne do właściwości dysków akrecyjnych, ale masa odpływa raczej niż akrecja na gwiazdę. Nazywa się je czasem dyskami wydzielinowymi lub dekrecyjnymi

Aces (Advanced Composition Explorer [zaawansowany eksplorator kompozycji])

Misja NASA w celu zbadania korony słonecznej, ośrodka międzyplanetarnego, wiatru słonecznego i promieni kosmicznych. Wystrzelony w sierpniu 1997 r. I umieszczony na orbicie halo w punkcie lagrangianu L1 między Ziemią a Słońcem. Zawiera sześć spektrometrów o wysokiej rozdzielczości i trzy instrumenty monitorujące o mocy zbierania 10 do 1000 razy większej niż poprzednie lub planowane eksperymenty. Jego misją jest próbkowanie niskoenergetycznych cząstek pochodzenia słonecznego i wysokoenergetycznych cząstek galaktycznych.

Achernar

Gwiazda ? Eridani u ujścia wielkiej rzeki przedstawiona na starożytnych mapach gwiazd. Jest to niebieskawo-biała gwiazda ciągu głównego, typu widmowego B3Vp i przy pozornej jasności 0,45 jest dziewiątą najjaśniejszą gwiazdą na niebie. Znajduje się w odległości 142 lat świetlnych i ma paralaksę 0,0237Prime;. Jego wielkość bezwzględna wynosi ?2,7.

Achilles

Pierwsza asteroida trojańska, którą odkrył Max Wolf w 1906 roku, oznaczała (588) Achilles. Należy do największej grupy trojanów, krążących przed Jowiszem wokół punktu lagrangianu L4. Ma szacowaną średnicę 147 km i krąży wokół Słońca w średniej odległości 5,17 AU (774 milionów km) w okresie 11,78 lat. Nachylenie wynosi 10o, a mimośrodowość 0,15. Podobnie jak większość trojanów, Achilles jest typu D, z czerwonawym widmem odbicia wskazującym na bogatą w węgiel powierzchnię.

Achondrite

Jedna z dwóch głównych grup meteorytów kamiennych, druga to chondryty. W przeciwieństwie do chondrytów, achondryty nie mają ziaren krzemianu wielkości chondruli - i mają grubszą strukturę krystaliczną niż chondryty. Nie zawierają prawie niklu, żelaza ani siarczku. Achondryty są klasyfikowane głównie według zawartości wapnia. Głównymi odmianami bogatymi w wapń (około 5%) są eukryty i howardyty; główne typy ubogie w wapń (1% lub mniej) to bakłażany, diogenity i ureility. Howardites, eukrites i diogenites są znane jako meteoryty HED lub bazaltowe achondryty. Achondryty bazaltowe mają wszystkie cechy ziemskich skał magmowych, takich jak bazalt, które niegdyś były stopione i dlatego można je wywnioskować jako fragmenty skorupy ciała macierzystego, które uległy przynajmniej częściowemu zróżnicowaniu; głównym kandydatem jest Asteroid (4) Westa. Największą znaną pojedynczą masą achondrytyczną jest 1-tonowy fragment meteorytu Norton County (Kansas, 1948). Do tej kategorii zaliczają się również wszystkie znane księżycowe meteoryty, których skład jest zgodny z tym, że zostały wyrzucone z powierzchni Księżyca w wyniku uderzenia, oraz wszystkie meteoryty SNC, o których uważa się, że zostały wyrzucone z powierzchni Marsa.

Akustooptyczne spektrografy

Spektrograf akustooptyczny (AOS) odegrał interesującą niszową rolę w obserwacjach radioastronomicznych. Wykorzystując interakcję między wiązką lasera i ultradźwiękową wibracją generowaną przez przychodzący sygnał radiowy, AOS umożliwia czułe, szerokopasmowe obserwacje zjawisk radiowych, które różnią się zarówno częstotliwością, jak i czasem. Było to szczególnie prawdziwe w przypadku obserwacji słonecznych emisji radiowych i obserwacji szerokopasmowych linii widmowych przy falach milimetrowych. Rozszerzenia tej techniki zostały zastosowane w układach anten radiowych jako alternatywna technika przetwarzania sygnałów w stosunku do szybkiej elektroniki cyfrowej. Jednak z natury analogowy charakter instrumentu, wraz z ogromnymi postępami w technologii cyfrowej, stopniowo ograniczały te obszary zastosowań, w których AOS ma wyraźną przewagę nad podejściami czysto cyfrowymi. Niemniej jednak prostota, zwartość i zdolność przetwarzania tysiąca lub więcej kanałów rozdzielczości w paśmie radiowym co najmniej gigaherca sprawiają, że AOS jest użytecznym instrumentem w MILIMETRACH i ASTRONOMII PODCZERWIENI zarówno do obserwacji naziemnych, jak i kosmicznych. Podstawowym elementem AOS jest ultradźwiękowa linia opóźniająca, w której przetwornik piezoelektryczny połączony z akustycznym medium transmisyjnym przekształca przyłożony sygnał elektryczny w wędrującą ultradźwiękową falę akustyczną w postaci progresywnych czół i dolin o zwiększonej i zmniejszonej gęstości materiału. W typowym ośrodku krystalicznym, w którym prędkość akustyczna jest rzędu 3 mm ?s-1, całkiem możliwe jest uzyskanie (na 30 mm długości ośrodka) próbki sygnału wejściowego o wielkości 10 ?s. Poprzez wypolerowane powierzchnie do ośrodka można to zbadać za pomocą zastosowanej wiązki laserowej, która została rozszerzona i skolimowana. Zmiany gęstości są w efekcie optyczną siatką fazową i powodują rozpraszanie światła. Jest to interakcja akustooptyczna, w której światło jest rozpraszane pod kątem od zastosowanego światła. Sinus tego kąta jest wprost proporcjonalny do częstotliwości zastosowanego sygnału radiowy. W granicach małych kątów i małego światła rozproszonego, energia przy różnych częstotliwościach w ramach przyłożonego sygnału radiowego wytworzy proporcjonalną ilość energii optycznej pod kątami proporcjonalnymi do częstotliwości. Alens służy do skupiania rozproszonego światła na integrującym, jednowymiarowym układzie fotodiod półprzewodnikowych w celu odczytu do komputera lub wyświetlacza lub do nagrywania na ruchomym fragmencie filmu. Oznacza to, że jednowymiarowy rozkład natężenia światła jest optyczną reprezentacją widma mocy zastosowanego sygnału radiowego. Granica rozdzielczości dwóch blisko rozmieszczonych cech widmowych jest zatem odwrotnością długości interakcji, która w tym przykładzie systemu 10 ?s byłaby rzędu 100 kHz. Technika ta została po raz pierwszy opisana przez Lamberta w 1962 roku i po raz pierwszy zastosowana w RADIOASTRONOMII w 1966 roku w CSIRO w Australii przez Cole′a przy użyciu wodnego nośnika akustooptycznego, o szerokości pasma 1 MHz i poprzez nagrywanie przez szczelinę na ciągle poruszającej się kliszy. Został zgłoszony na konferencji URSI w Monachium w 1966 roku. Ulepszony instrument wykorzystujący podłoże ze stopionej krzemionki, dający komórki o rozdzielczości 800 w paśmie 100 MHz, został opisany w 1973 roku, który wytwarzał widma radiowe aktywności rozbłysków słonecznych i doprowadził do zbudowania różnych instrumentów do spektroskopii emisyjnej czasowo-rozdzielczej Słońca i Jowisza. Były to obserwatoria w Związku Radzieckim, Finlandii, Chinach, Japonii i Australii. Stopniowe ulepszenia AOS obejmowały lepsze dopasowanie impedancji akustycznej między przetwornikiem a medium w celu zwiększenia ułamkowej szerokości pasma interakcji oraz zastosowanie stałych krystalicznych nośników akustooptycznych, takich jak niobian litu, tantalan litu i molibdenian ołowiu w celu poprawy wydajności i widma zakres, w którym spektrograf będzie pracował. Jednak dopiero opracowanie jednowymiarowego układu fotodiod półprzewodnikowych i mikrokomputera dostarczyły ulepszeń potrzebnych do dokładnych obserwacji astronomicznych linii widmowych. Dzięki integracji światła na fotodiodach i zastosowaniu kalibracji stało się możliwe wykorzystanie komputera do integracji i odejmij tło, aby zaobserwować słabe linie widmowe. Chociaż zostało to po raz pierwszy zademonstrowane przez dodanie układu fotodiod do istniejącego instrumentu słonecznego, pierwsze poważne zastosowania linii widmowej AOS przeprowadzono za pomocą radioteleskopu Parkesa w 1977 roku. Wyraźne zalety prostoty AOSin, zakresu widmowego i liczby kanałów były widoczne i spowodowało, że kilka obserwatoriów w Japonii, Francji, Niemczech i Australii skonstruowało AOS. Wraz ze wzrostem szerokości pasma i przepustowości kanałów przetworników i dostępnych układów fotodiod, przyrządy coraz bardziej skupiały się na wyzwaniach związanych z obserwacjami linii widmowych w milimetrach. Jednak inne, wyjątkowe wyniki uzyskano dzięki AOS. Zdolność do uzyskiwania widm o wysokiej rozdzielczości czasowej i częstotliwościowej w szerokich pasmach bardzo wyraźnie ujawniła strukturę międzyplanetarnych zjawisk SCINTILLATION, które wcześniej interpretowano jedynie na podstawie obserwacji prowadzonych na szeroko rozstawionych, dyskretnych częstotliwościach. Podobnie, wiele szczegółów zostało ujawnionych w czasie rzeczywistym i bardzo szerokim ułamkowym paśmie obserwacji SYGNAŁÓW PULSAR. Takie obserwacje ujawniły w bardzo graficzny sposób złożone zjawiska sygnałów pulsarów, w tym dyspersję międzygwiazdową, rotację Faradaya i scyntylację. Rozszerzenie tej techniki na przetwarzanie danych z RADIO INTERFEROMETRU staje się możliwe dzięki wielu technikom, które obejmowałyby budowę szeregu wiązek akustycznych przemieszczonych w sposób analogiczny do anten radiowych wzdłuż jednowymiarowego układu antenowego. W tym przypadku optyka może wyświetlać dwuwymiarowy obraz widma, jak poprzednio, ale ortogonalnie, dane radiowego obrazu przestrzennego. Jednakże, chociaż zasadniczo wykazano, z natury analogowy charakter tej techniki nie był w stanie osiągnąć ekstremalnie wysokich zakresów dynamicznych wymaganych obecnie w obrazowaniu radioastronomicznym i które można osiągnąć za pomocą technik przetwarzania cyfrowego. Użyteczność AOS staje się zatem oczywista, gdy obserwacje przechodzą do zakresów widmowych poniżej milimetra i podczerwieni, gdzie szczegóły widmowe wymagają bardzo szerokiego pokrycia widmowego w połączeniu z dużą liczbą kanałów rozdzielczości. Obwody cyfrowe nie działają obecnie z taką prędkością i żadnym rozwiązaniem cyfrowym staje się nieporęczny i zużywa znaczną energię. Oba te towary są rzadkością na statku kosmicznym potrzebnym do wzniesienia instrumentu obserwacyjnego nad absorbującą atmosferę ziemską. Dlatego AOS nadal tworzy przydatną niszową technikę obserwacji radioastronomicznej. Zapewnia dostęp do zakresu częstotliwości, rozdzielczości i numeru kanału, które nie są łatwo możliwe przy użyciu innych technik. Jednak nieubłagany postęp technik cyfrowych stopniowo ograniczał obszar swojej wyjątkowej przewagi do bardziej egzotycznych dziedzin przestrzeni, milimetra i podczerwieni.


[ 36 ]