Kosmiczne burze

Przedrukowano z: Journal of the Franklin Institute, wol. 268, Nr 6, grudzień, 1959

Kosmiczne burze

C. E. R. Bruce

* oparte na serii raportów Electrical Research Association, Leatherhead, Anglia.

Streszczenie

[Poniżej] omawiane są zastosowania teorii wyładowań elektrycznych autora, w odniesieniu do pewnych zjawisk astrofizycznych, oraz przytaczane są interesujące powiązania pomiędzy procesami fizycznymi w laboratorium, a tymi w ziemskiej, gwiazdowej i galaktycznej atmosferze. Omawiane jest powstawanie w atmosferach długookresowych gwiazd zmiennych, oraz gwiazd o mieszanym typie widmowym, gwiazd pola elektrostatycznego, emisje światła oraz ruchy gazu pochodzące z załamania się tego pola pod wpływem wyładowania elektrycznego. Teoria jest podstawą procesu ewolucyjnego i składu chemicznego gwiazd późnego typu. Wyjaśniono ruchy gazów, obserwowane w poza galaktycznych źródłach radiowych, pola magnetyczne oraz „relatywistyczne” elektrony, wymagane przez synchrotronową teorię szumu radiowego, dla których nie znaleziono dotąd innego wytłumaczenia. Podobnie, teoria sugeruje istnienie w niektórych galaktykach dwóch populacji gwiazd, które jest w zgodzie z pewnymi głównymi ich cechami. Pokazana jest nowa teoria rozchodzącego się wyładowania elektrycznego, oferująca rozwiązanie trudności, napotykanych dotychczas w próbach wyjaśnienia krótkotrwałych opóźnień w niektórych burzach magnetycznych w stosunku do wywołujących ich rozbłysków, oraz związanej z tym wysokiej średniej prędkości cząstek, odpowiedzialnych za te burze. Są one znacznie większe, niż jakiekolwiek prędkości obserwowane na lub w pobliżu powierzchni Słońca. Pokazano, że w tych dużych wyładowaniach elektrycznych, gdy temperatury dochodzą do 400 000 000 K, ważną rolę zaczynają grać procesy termonuklearne.

Wprowadzenie

Kilka lat temu pisarz (1a) przystąpił do od-frankliniania(?) Franklina w kwestii wyładowań elektrycznych w gazach, sugerując serię kroków, z których największy jest być może wielkości samego Wszechświata. Niemniej obecne badania dowodów ograniczone są do skali gwiezdnej i galaktycznej. Przestudiowane będą manifestacje szeregu procesów fizycznych obecne zarówno w laboratorium, jak i w ziemskiej, gwiazdowej i galaktycznej atmosferze, w nadziej, że rozważenie w takim kontekście powstawania pola elektrycznego oraz wyładowań o tak dużym wachlarzu natężeń, zainteresuje fizyków meteorologicznych i jądrowych, jak również zwróci uwagę na same studia nad wyładowaniami elektrycznymi. Zostały otrzymane temperatury potrzebne do zaangażowania reakcji termojądrowych w warunkach wyładowań kosmicznych w atmosferach rozrzedzonych gazów. Wynoszą one ok 400 milionów stopni.

Powstawanie elektryczności atmosferycznej

W liście do dr Lininga z Charles Town, w Południowej Karolinie, zaadresowanym i odatowanym „Filadelfia, marzec 1755”, Franklin napisał: Życzę ci satysfakcji z artykułu o chmurach. Ciągle jestem na straconej pozycji w kwestii, w jaki sposób ładują się one elektrycznością; nie mam przygotowanej żadnej hipotezy, która by mnie satysfakcjonowała.. Po przeszło 200 latach ta ostatnia wypowiedź może być, i w istocie jest, odnajdywana w dowolnym wyczerpującym omówieniu tematu. Na przykład, publikacja zaprezentowana na tegorocznej konferencji U. S. Air Force na temat elektryczności atmosferycznej, zatytułowana „Mechanizm błyskawic i jego powiązanie z naturalnie i sztucznie zamarzającymi jądrami” zaczyna się zdaniem „Nie ma na razie ogólnie przyjętej teorii na temat powstawania wyładowań elektrycznych w burzy”, podczas gdy inna publikacja mówi o „nierozwiązanym problemie burzowej elektryczności”.

Nie jest więc zaskoczeniem, że napotyka się na trudności w traktowaniu o rozdzieleniu ładunków w kosmicznych atmosferach, gdzie zamiast ziemskiego powietrza, wody i lodu mamy głównie wodór, hel, oraz tlenki i wodorki różnych metali, takich jak tytan, cyrkon, wanad etc. W rzeczy samej, autorowi często mówiono autorytatywnie, jak na przykład na sympozjum astrofizycznym w Liège w 1957, że jest „niemożliwe”, żeby nawet w relatywnie chłodnych atmosferach długookresowych gwiazd zmiennych doszło do powstania pól elektrostatycznych. Ma on jednak nadzieję wykazać, że nie tylko jest to dalekie od niemożliwego, ale byłoby całkiem zaskakujące, gdyby nie obserwowano efektów elektrycznych w warunkach panujących w gwiezdnych atmosferach.

Elektryczność w ziemskiej atmosferze

Dwa nazwiska powinny być dobrze znane studentom elektryczności – Stephen Gray i profesor P. E. Shaw z Notthingam University. Pierwszy pokazał, że elektryczność może być przewodzona, czym w 1729 (2) bardzo rozszerzył wiedzę o niej, podczas gdy ten drugi (3a) fundamentalnie zmienił temat elektrostatyki pokazując, że do rozdzielenia ładunków przez wzajemne pocieranie, wcale nie trzeba obiektów zrobionych z różnych materiałów, co jest eksperymentalnym faktem, który wciąż zadziwia studentów. Dwa pręty z tego samego materiału zostaną przeciwnie naładowane, dowodząc, że tarcie jest asymetryczne. Na przykład, jeśli ograniczona długość, powiedzmy 1cm, jednej palki będzie tarta całą długością drugiej, podobnej pałki, wówczas obie naelektryzują się przeciwnie.

Takie asymetryczne reakcje w sposób oczywisty zachodzą w gonionym wiatrem pyle i proszku, a Shaw pokazał (3b), że one również ulegną naładowaniu, nawet jeśli reakcje są ograniczone do tych pomiędzy cząstkami tego samego materiału. Co więcej, pokazał, że efekt ten jest tego samego rzędu wielkości dla zimnego, suchego lodu, jak i dla piasku.

Z punktu widzenia przyczyny asymetrii efektów w takich warunkach, możemy spodziewać się, że średnio większe lub mniejsze cząstki zostaną przeciwnie naładowane, na co są eksperymentalne dowody. Ich rozdzielenie w niesionych wiatrem chmurach pyłu w polu grawitacyjnym wygeneruje w takiej chmurze pola elektryczne. Jest dobrze wiadomym, że w takich warunkach pola elektryczne powstają, a w ziemskich burzach piaskowych i pyłowych, oraz w chmurach wyrzucanych przez wulkany, pod ciśnieniem atmosferycznym pola te prowadzić mogą do wyładowań.

Autorowi wydaje się znaczące, że podczas dyskusji o problemach burz w Królewskim Stowarzyszeniu Meteorologicznym (4), dwóch z najaktywniejszych obserwatorów jednogłośnie zaręczało, że w chmurach burzowych nie stwierdzono żadnych efektów elektrycznych, dopóki na jej szczycie nie uformowało się cirrusowe kowadło. formuje się ono przy około -30 C na wysokości 30 000 do 40 000 stóp (9 – 12 km – przyp tłum.), i zlożone jest z suchych kryształków lodu. To spojrzenie na ów krytyczny wymóg do wystąpienia elektryfikacji w chmurze burzowej wsparte jest przez niedawny zmasowany atak na ten problem w U. S. (5). Stwierdzono, że do błyskawicy dochodzi tylko wtedy, gdy szczyt chmury osiąga wysokość 30 000 – 40 000 stóp i temperaturę poniżej -20 C. Chociaż procesy fizyczne, biorące udział w oddzielaniu ładunków w chmurze burzowej, wciąż są tematem dyskusji, autorowi się wydaje, że obserwacje laboratoryjne oraz dotyczące burz piaskowych i pyłowych, a także erupcji wulkanicznych, wskazują na elektryczność statyczną jako wyjaśnienie zjawiska (3b).

Potwierdzają to inne publikacje z wyżej wymienionego posiedzenia U. S. Air Force na temat atmosferycznej elektryczności, gdzie Chalmer (6) napisał: zdaje się to potwierdzać ideę, że rozdział ładunków następuje pod wpływem zderzeń cząsteczek lodu, jak wcześniej sugerowali Simpson i Scrase. W badaniach powstawania ładunków na szczycie góry odnotowano, że „wszelkie silne gromadzenie się ładunków wiąże się z kryształkami lodu w atmosferze” (7).

Ale być może najsilniejszy dowód pochodzenia burzowej elektryczności, pokazany na Sympozjum, jest obserwacją zauważalnej intensywności procesów elektrycznych w burzach elektrycznych związanych z tornadami, oraz na dużych wysokościach, gdzie istnieją wyłącznie cząsteczki lodu (8).

Pola elektryczne w gwiazdowych atmosferach

Najbardziej oczywistym rozszerzeniem przytoczonych tu idei jest zastosowanie ich do atmosfery gwiazd zmiennych długookresowych, których niezwykłe charakterystyki, niezależnie od wielkiej cyklicznej zmienności optycznej, są ich rozmiary, rozległe atmosfery oraz niezwykle niskie temperatury. Niektóre z nich prawie nie świecą, a temperatury ich „powierzchni” są poniżej 4000K. Te zimne „powierzchnie” – o ile można w ogóle mówić, że mają one powierzchnie – mają promień sięgający niekiedy orbity Ziemi, a rozległa atmosfera na zewnątrz ich mogłaby otoczyć cały Układ Słoneczny.

Atmosfery te powinny być, i są, względnie chłodne, niezależnie od okresowych wybuchów, podczas których natura światła zdradza nam, że niektóre z nich muszą pochodzić z gazu o temperaturze 5000 – 10 000K, a w niektórych przypadkach do 500 000K lub nawet miliona K. Drażniącym pytaniem jest – skąd biorą się te temperatury? Odpowiedź autora brzmi – z błyskawic w gwiazdowych burzach (1a, c). Przy minimalnym świetle, temperatury tych rozległych atmosfer opadają dużo poniżej temperatur ich „powierzchni” – 1500 do 2000K i nic nie wskazuje na to, żeby nie miały osiągnąć wartości, w których opór elektryczny jest stosunkowo duży, co pozwala zaistnieć polom elektrostatycznym.

W tych niskich temperaturach pewna ilość materiałów, takich jak tlenki metali, wodorki oraz węglany, ulegnie zestaleniu. Istnienie takich stałych lub płynnych drobin w minimalnej fazie zostało już wydedukowane, jako że najprawdopodobniej to one odpowiadają za zmniejszenie się światła gwiazd przy minimalnej jasności. W dużym zasięgu natura światła pozostaje taka sama – po prostu jest go mniej. Jest ono zasłonięte chmurą cząstek.

Z analizy widmowej światła wiadomo również, że w atmosferach gwiazd wieją ogromne wiatry, o prędkościach większych, niż 10 km/s, a zatem stałe cząstki są tam obiektem gwałtownych zderzeń, wymaganych do generowania [elektryczności] statycznej.

Pojawia się nieunikniona konkluzja, że w gwiazdowych atmosferach dochodzi do powstawania elektryczności statycznej oraz pól elektrycznych. Pola te będą rosnąć z coraz większą prędkością, w miarę, jak atmosfera zmierza do minimum, także, co było dotąd zupełnie nieprzewidziane, prędzej czy później następuje wyładowanie, będące efektywną przyczyną erupcji.

Czasowa charakterystyka gwiazdowych erupcji

Można bardzo zgrubnie porównać czas, potrzebny na powstanie różnicy potencjałów do wyładowania, przez porównanie gęstości i prędkości gazu oraz grawitacji w atmosferze gwiazdy oraz tych na Ziemi w chmurze burzowej. Podczas, gdy czas ładowania w chmurze burzowej jest rzędu 100 sekund, podobny czas w warunkach gwiazdowych wynosi 106 do 109 sekund, zgodnie z procesem rozdzielania ładunków, który zależy od pierwszej lub drugiej potęgi względnej prędkości cząstek (1c). Zgadza się to z obserwowanymi okresami gwiazd, które wynoszą od 100 do 160 dni, czyli 107 do 108 sekund. Autor sugeruje więc (1d), że fizycy od meteorologii mogą wyjaśnić proces rozłączania ładunków w chmurach burzowych przez bardziej precyzyjne porównanie ich wewnętrznych warunków z tymi, panującymi w różnych rodzajach gwiazd długookresowych i ze złożonym spektrum, do których więcej odniesień będzie poczynionych później.

Inne sprawdzenie czasu związanego z gwiezdnymi erupcjami otrzymuje się z trwania jasnych linii widmowych gwiazd, świadczących o wyładowaniach. Efekt ten będzie niezależnie omówiony później. Prędkość rozchodzenia się wyładowań elektrycznych będzie niezależna od gęstości gazu, równa prędkości poruszania się lidera krokowego w ciśnieniu atmosferycznym – czyli 107 do 108 cm/s. Prędkość propagacji wyładowania w atmosferze wodorowej będzie przypuszczalnie większa, niż w powietrzu (9). Ponieważ rozważane odległości wynoszą 1014 do 1015 cm, czas trwania wyładowania będzie rzędu 107, po raz kolejny dobra zgodność z obserwowanymi okresami zmienności gwiazd, podczas których połowa z nich przejawia pojaśnienie spektrum. Tak więc charakterystyka czasowa gwiazd okresowych zgadza się akceptowalnie z „burzową” teorią powstawania erupcji.

Emisje światła z gwiazd długookresowych

Ogólna natura światła podczas zwiększenia jasności tych gwiazd – którego maksimum może wynosić nawet 10 000 minimum, a zwykle wynosi 100 – oraz jego regularny przebieg, również są w zgodzie z teorią wyładowania elektrycznego (1c). W rzeczy samej, jest niemożliwe wyjaśnienie tego w żaden inny sposób. W atmosferze o niskiej temperaturze głównie wodorowej, nagle pojawiają się linie emisyjne wodoru, helu, włącznie z jego jonami, oraz zjonizowanych metali. Jak zobaczymy później, przy omawianiu blisko związanych gwiazd o złożonym widmie, poziom wzbudzenia atomów żelaza osiąga sześciokrotność, a nawet dziewięcio i trzynastokrotność jonizacji, co odpowiada temperaturom 500 000 do miliona stopni, lub więcej. W rzeczy samej, światło emitowane przez ten ostatni typ gwiazd jest tak rozmaite w różnych fazach ich cyklu, że można założyć, iż są to układy podwójne – jedna gwiazda bardzo gorąca, a druga bardzo chłodna, jak również towarzysząca im mgławica.

My jednak powinniśmy założyć jedną chłodną gwiazdę z rozległą atmosferą. Prędkość gromadzenia się ładunku elektrycznego rośnie z kwadratem gęstości, z siłą grawitacji oraz z prędkością, podczas gdy woltaż wyładowania jest odwrotnie proporcjonalny do gęstości gazu. Co za tym idzie (1c), warunki potrzebne do wyładowania pojawiają się najpierw w dolnych partiach gwiazdowej atmosfery, a wyładowanie porusza się ku jej zewnętrznym warstwom.

Autor utrzymuje (1b,e), że te długie wyładowania elektryczne służą za „pompy energii”, że tak powiem. Tak, jak robi to lider krokowy, powodują w pewnym miejscu uwolnienie energii wyprodukowanej w innym miejscu. W wyładowaniu atmosferycznym, na przykład, gdzie generator energii elektrycznej znajduje się w chmurze burzowej, największy prąd w wyładowaniu płynie na powierzchni ziemi (1f), wiele kilometrów od generatora. Lider krokowy działa niemal dokładnie jak spięcie w przestrzeni pomiędzy chmurą a ziemią (1g,h), więc wokół ich końcówek występują bardzo skoncentrowane pola. Efekt ten powinien być wzmocniony, gdy wyładowanie rozchodzi się na zewnątrz atmosfery, ku zmniejszającej się gęstości gazu.

Są więc dwa efekty, których należy wypatrywać przy wyładowaniu. We wczesnym stadium, gdy [wyładowanie] rozpoczyna się w niskich partiach atmosfery, światło będzie podlegać znacznej ogólnej oraz selektywnej absorbcji przez cząstki pyłu i gazu, takie jak tlenki tytanu, cyrkonu, wanadu, etc., jak również C2, CN, i inne związki. Nie są jednak wówczas spodziewane serie, jak seria Balmera dla wodoru, lub różne multiplety dla widma żelaza, będące obserwowane w laboratorium, ani nic z tych rzeczy. Powiązania te będą znacznie zubożone przez absorbcję różnicową w górnych regionach atmosfery. Tym niemniej, gdy wyładowanie propaguje się na zewnątrz, a uwalniana w nim energia powoduje dysocjację wzmiankowanych molekuł, wówczas względne intensywności ich serii i multipletów [widmowych] stają się coraz bardziej i bardziej podobne do tych z laboratorium.

Taka sekwencja zdarzeń była szereg razy rejestrowana przez Merrill’a i innych badaczy. Dobrze ilustruje to, na przykład, zmienność indywidualnych linii multipletu (2) żelaza, o której Merrill napisał (10a):

W ostatniej kolumnie, faza + 162 dni (po maksymalnej jasności) względne intensywności są takie, jak w laboratorium. We wcześniejszych fazach intensywności są zmienione, przypuszczalnie przez barierę z tlenku tytanu, jak w R Leunis. Zachowanie się tego multipletu jest kolejnym przykładem ogólnej tendencji do ucieczki jasnych linii przed efektem warstwy odwracającej w późnej fazie.

To samo wyjaśnienie stosuje się do szerokich wariacji we względnych intensywnościach [linii] Hg: Hd w różnych fazach cyklu jasności (10b). Mija tylko pewien znaczny czas od maksymalnej jasności, po którym współczynnik wraca do wartości obserwowanej w laboratorium.

Gwiazdy o widmie mieszanym

Jako rezultat intensyfikacji pola przy głowicy pogłębiającego się wyładowania, oraz jego projekcji na zewnątrz ku obszarom niskiego ciśnienia, zwiększa się wzbudzenie [atomów] gazu. Widmo gazu będzie się więc zmieniało z tego o wysokiej temperaturze przy wysokim ciśnieniu, do wysokiego wzbudzenia przy niskim ciśnieniu, wraz z pojawianiem się zakazanych linii przy osiąganiu bardzo rozrzedzonych zewnętrznych partii atmosfery. Te dwie fazy [wyładowania] robią zz widmem to, co brano za dużą, chłodną gwiazdę okrążaną przez małego, gorącego „towarzysza”, podczas gdy późne stadium wyładowania odbierano w spektrum jako „mgławicę”. Dlatego sugerowano (1c), że teoria tłumaczy złożone widma takich gwiazd jak R wodnika, Z Andromedy, BF Łabędzia, i AX Perseusza. W ich początkowym widmie światła zwykle odnoszonym do gwiazdy towarzyszącej, zawierającej linie H, He, Fe II, Ti II, i Si II, po około 100 – 200 dniach ustępuje miejsca widmu o wyższym wzbudzeniu, zawierającemu linie He II, N III, C III, [O III], Ne III, oraz [Fe III]. Natura ostatnich linii mgławicowych jest w zgodzie z sugestią, że pochodzą one z regionów o bardzo niskim ciśnieniu, daleko w atmosferze gwiazdy, w kierunku ukończenia elektrycznego zobojętniania.

Oba widma następują jedno po drugim regularnie po okresie rzędu 100 – 200 dni, zależnie od gwiazdy. Jeden z obserwatorów (11) podsumował swój opis sekwencji dwóch różnych rodzajów widma konkludując, że jest to po prostu „propagacja fal biegnących przez rozległe medium”. Jest to zgodne z teorią wyładowania elektrycznego. „Fale biegnące” są falami elektrycznego wzbudzenia.

Warunki inicjujące długie wyładowanie elektryczne

Chociaż okres zmienności i maksymalna jasność gwiazd długookresowych są dobrze określone, istnieje w nich znaczna zmienność. Może ona wynieść, powiedzmy, 10 dni w okresie 200 dni, oraz do jednej lub dwóch wartości w maksymalnej jasności. Zmienność ta może być interesującą analogią do zmienności prądu w różnych wyładowaniach wewnątrz tej samej chmury burzowej.

Jakiś rok temu (1g), podczas przedstawiania nowej teorii inicjacji i rozchodzenia się lidera krokowego pioruna, autor pokazał, że teoria mogłaby wyjaśnić szerokie wahania w prądach płynących w piorunie. Aby nastąpiła błyskawica, konieczne są dwie rzeczy: najpierw – średnie pole elektryczne pomiędzy dwoma ładunkami w chmurze, lub pomiędzy ładunkiem w chmurze a Ziemią, dostatecznie silne do stworzenia warunków do przewodzenia łuków elektrycznych w liderze krokowym, gdy ten już zostanie zainicjowany. Intensywność tego pola wynosi ok 10 do 100 V/cm. Po drugie, musi istnieć w relatywnie słabym polu średnim polu musi istnieć jego koncentracja, taka, jak np. wysoki, uziemiony budynek, lub wydłużony obszar ładunku w chmurze, wystarczające do przejścia od wyładowania koronowego w postaci ogni św. Elma do zjonizowanej termicznie kolumny wyładowania łukowego. Gdy dojdzie do tego przejścia, wyładowanie staje się samo-propagujące, że tak powiem, i mostkuje przerwę. Im mniejsza jest początkowa koncentracja pola, tym średnie pole, aby mógł być zainicjowany lider krokowy, oraz tym większy prąd popłynie, gdy to się już stanie.

Należy wspomnieć, że ta nowa koncepcja ma duże znaczenie dla teorii działania przewodnika błyskawicy (1g), co jest przypuszczalnie pierwszą znaczną zmianą od czasów Franklina, od prawie dwustu lat. Koncentracja pola przy końcówce lidera krokowego będzie się zmieniać ze średnim polem przed wyładowaniem, więc strumienie idące w górę zostaną zainicjowane z gruntu wcześniej. A zatem, potężne rozbłyski będą przyciągane do przewodnika ze znacznie większej poprzecznej odległości, niż lekkie lub nisko prądowe rozbłyski. Poprzednio rozważano, że ochronny zasięg przewodnika zależy tylko od jego wysokości, a nie od rodzaju wyładowania.

Przypadkowe zaburzenia w rozmieszczeniu ładunku kosmicznego mogą skutkować podobną zmiennością w warunkach wymaganych do zainicjowania wyładowania we wszystkich długich i czysto atmosferycznych wyładowaniach. Im dłuższa inicjacja wyładowania w gwiazdowej atmosferze, tym większe schłodzenie atmosfery po poprzedniej erupcji, jak również większa ilość zestalonego pyłu podczas fazy minimum. Ma to dwa efekty: ściemnianie światła gwiazdy, a więc obniżanie jego minimum, oraz zwiększenie średniego pola przed wyładowaniem, a więc większy rozbłysk i jasność, gdy dojdzie do wyładowania.

A zatem, oprócz wyjaśniania nieregularności w okresach i amplitudach wariacji jasności występujących w gwiazdach, nowa teoria wyjaśniałaby również niektóre obserwacje dokonane przez Merrilla (10c), dotyczące gwiazdy o widmie mieszanym R Wodnika. Wskazał on, że w serii pulsacji tej gwiazdy w we wczesnych latach 1930 wyraźnie zaznaczone było zanikanie czerwonej, „chłodnej” gwiazdy, skorelowane z erupcjami mniejszej gwiazdy „towarzyszącej”, lub widmem wyładowania. Jak zobaczyliśmy, idea gwiazdy towarzyszącej została wprowadzona, aby wyjaśnić wczesny etap wyładowania. Merrill jest wiodącym obserwatorem i autorytetem w kwestii tego typu gwiazd zmiennych, i należy tu zaznaczyć, że a jako iż hipoteza dwóch gwiazd wymaga jeszcze mgławicy, Merrill sam w swojej monografii (10c) oraz publikacjach był ostrożny podkreślając, że w wielu przypadkach ,w tym R Wodnika, nie ma dowodów na istnienie gwiazdy towarzyszącej, a wszystkie obserwacje mogą wynikać z samej „chłodnej” gwiazdy oraz jej atmosfery. Podsumowując dyskusję o tego typu gwiazdach w swojej monografii, Merrill napisał (10d): …byłoby na ten moment niewskazane bezkrytyczne akceptowanie hipotezy o zduplikowaniu dla każdego mieszanego spektrum.

Ewolucja i skład chemiczny gwiazd późnego typu

Odniesienia teorii wyładowania elektrycznego do gwiazd długookresowych dotykają dwóch bardzo ważnych dla astronomii: gwiezdnej ewolucji i jednorodności chemicznego składu materii we Wszechświecie, jako że atmosfery tych gwiazd późnego typu są jednym z niewielu miejsc, które są powszechnie uznawane za źródła tej jednorodności. Teoria sugeruje, że obserwacje mogą być wyjaśnione przez różnice stanu fizycznego materii o tym samym składzie chemicznym.

Gwiazdy można ustawić szeregi o malejących temperaturach „powierzchni”, aż do 4000 lub 3500 K, kiedy to wytrącają się wodorki, węglany i sam węgiel. Po przekroczeniu tej granicy szereg się rozgałęzia na trzy, różniące się od siebie molekułami absorcyjnymi w atmosferze. Widmo jednej grupy, gwiazd węglowych klasy R i N, wykazują bariery zbudowane z molekuł C2 i CN. Kolejna grupa, gwiazdy tytanowe klasy M, wykazują głównie bariery z tlenku tytanu. Trzecia grupa, gwiazdy cyrkonowe klasy S, mają barierę z tlenku cyrkonu. Różnice te są przypisywane zazwyczaj rzeczywistemu składowi ich atmosfery. Jednak autor sugeruje (1j), że różnica wynika głównie ze średniego stanu fizycznego materiału atmosferycznego, poza „powierzchnią” gwiazdy, fotosferą.

Załóżmy, że podczas ewolucji średnia temperatura zewnętrznej atmosfery spada. Argument można odwrócić, jeśli w rzeczywistości temperatura atmosfery wzrasta z wiekiem. Pierwszymi powstałymi molekułami będą C2 i CN. We wciąż niskich temperaturach, powstają cząsteczki węgla, węglanów i wodorków, przez co znikają molekuły C2, a tym samym znika związana z nimi bariera widmowa. Zostaje ona zastąpiona barierami innych związków powstających w niższych temperaturach, jak tlenek cyrkonu, który pojawia się w temperaturach rzędu 3000K. Z kolei jednak tenże tlenek cyrkonu zamarza i staje się stały w temperaturze 2500K, a jego miejsce zajmuje tlenek tytanu oraz inne związki, powstające w tych temperaturach. Tlenek tytanu pozostaje w stanie pary, tworząc barierę widmową, dopóki nie zacznie się zbytnio wytrącać przy temperaturze 1600K.

Istnieje dowód silnie wspierający nową teorię, a którego pojawienie się może całkowicie negować możliwość wyjaśnienie polegające na różnym składzie chemicznym. W prezentowanym nowym spojrzeniu jest całkiem możliwe, że gwiazdowa atmosfera będzie istniała z minimalną barierą tlenku tytanu w widmie, ale w której wzrost temperatury na skutek wyładowania jest tak duży, że wszystkie molekuły tlenku tytanu się rozpadają, oraz paruje dostateczna ilość tlenku cyrkonu, że przy maksymalnej jasności bariera widmowa tlenku tytanu zostaje zastąpiona barierą tlenku cyrkonu. Innymi słowy, gwiazda zmieni swój typ widmowy z M przy minimum, na S przy maksimum, co byłoby niemożliwe, gdyby gwiazdy te różniły się składem chemicznym.

W rzeczywistości jednak istnieją gwiazdy, w których dochodzi do takiej zmiany na skutek szczególnie dużych erupcji – to jest, kiedy osiągają maksimum jasności, a w konsekwencji niezwykle wysoką średnią temperaturę. Gwiazdą taką jest C Łabędzia. Zaobserwowano je zmiany z typu M na typ S z niezwykle jasnym maksimum.

Można więc przypuszczać, że te trzy typy późnych gwiazd – gwiazdy węglowe, cyrkonowe i tytanowe – typu odpowiednio N, R, S i M, niekoniecznie są w konflikcie z jednorodnością składu chemicznego, obserwowaną we Wszechświecie, jak się ogólnie wierzyło, nie wskazują też na roztrajanie się drogi ewolucji.

Ruchy gazu w wyładowaniach elektrycznych

Być może jeden z najbardziej intrygujących związków pomiędzy wyładowaniami w laboratorium, w atmosferze ziemskiej, oraz w atmosferach gwiazdowych i galaktycznych jest ten istniejący pomiędzy ruchami gazu, spowodowanymi wyładowaniami. Nie chodzi tu o ruchy analogiczne do ruchów eksplozywnych w otaczającym gazie, którego rezultatem jest grzmot błyskawicy. Jest to ciągły przepływ najbardziej gorącego gazu, wzdłuż centralnego regionu kanału wyładowania. To drugie działa jak pompa wężowa, zasysająca gaz z regionów o wysokim prądzie i gęstości prądu, w regiony o obniżonym iloczynie tych dwóch wielkości.

Łuki i wyładowania piorunowe

R. C. Mason (12) pokazał, że ze względu na to, że naładowane elektrycznie cząstki płyną w kanale ze swoim własnym polem magnetycznym, są one ściskane przez pole i przemieszczają się ku środkowi, ku osi wyładowania. To skutkuje zwiększeniem ciśnienia gazu, będącym proporcjonalnym do iloczynu prądu i gęstości prądu.

Meacker (13) nakreślił później „oczywisty” wniosek, że ściśnięcie w kanale wyładowania, jak w punktach wyładowania łukowego na anodzie a katodzie, będzie rosło do dużych ciśnień i ruchu gazu w dół po gradiencie ciśnienia. Zatem po raz pierwszy satysfakcjonująco wyjaśniono anodowe i katodowe dżety łuków elektrycznych. King (14) pokazał w laboratorium, że dżety te mają wielką rolę w procesie elektrycznego spawania i wyjaśniają, czemu jest ono niezależne od grawitacji (pokazał również, że temperatura łuku spawalniczego jest znacznie wyższa, niż przytaczana zwykle 6000 – 7000 K, wynosi ona zwykle 15 000 do 20 000 K).

Ciśnienie będzie rosło wraz z iloczynem prądu i jego gęstości, ale prędkość gazu nie może wzrastać do nieskończoności. Jest ograniczona prędkością dźwięku w atmosferze o temperaturze wyładowania. Dla przykładu (1h), w wyładowaniu piorunowym temperatura waha się wraz z prądem w różnych błyskach, ale niemal zawsze leży gdzieś pomiędzy 50 000 a 100 000 K, i trwa przez okres setek mikrosekund lub milisekund. W tych zakresach temperatur oraz czasu, odległość unosząca kanał wyładowania przez gaz, i z której paruje materiał na powierzchni Ziemi, wynosi od 70 do 1000 cm. Wyjaśnia to obserwacje Israela i Wurma (15), że linie metali w widmie błyskawic widoczne są do wysokości około 2 m nad ziemią.

Gwiazdy długookresowe

Pierwsze pozaziemskie zastosowanie powyższych idei znów dotyczy wyładowań w atmosferze zmiennych gwiazd długookresowych (1k). Kiedy pomiędzy molekularnymi barierami absorbcyjnymi pojawiają się jasne linie emisyjne, wskazują one na obojętne i zjonizowane atomy metali, wodoru i helu, oznaczające temperaturę gazu od 5000 do 10 000K. Ponieważ ten gaz to przede wszystkim zjonizowany wodór, prędkość dźwięku w tych temperaturach będzie leżeć pomiędzy 8,5 a 12 km/s. to niezwykle wąski przedział prędkości, biorąc pod uwagę, że niezależnie od nowej teorii, prędkości gazu mogą być mierzone w milach na godzinę, milach na minutę, jednostki, dziesiątki lub setki mil na sekundę. Jakkolwiek wąski jest teoretycznie ten zakres prędkości, zawiera średnie prędkości uzyskane dla prędkości gazu przez dwa wiodące autorytety od tego typu gwiazd, na górze Mount Wilson. W gwiazdach tego typu absorbcja światła jest tak duża, że zfotografowano tylko to z wyładowań na bliskiej stronie gwiazdy, a widmo pokazuje rozciągnięte linie emisyjne przesunięte ku fioletowi, w porównaniu z tymi powstałymi w relatywnie stacjonarnej atmosferze. Z przesunięcia linii emisyjnych 72 gwiazd długookresowych, Merrill (10e) otrzymał średnią prędkość gazu, wynoszącą 11 km/s, podczas gdy z obserwacji widm 17 podobnych gwiazd nieregularnie zmiennych, joy (16) otrzymał prędkość 9 km/s.

Gwiazdy o widmie mieszanym

Jak było już widać, gwiazdy o mieszanym widmie są w wielu aspektach podobne do gwiazd długookresowych. Z punktu widzenia teorii ruchu gazów było cokolwiek niepokojące (11), że w jednej z tych gwiazd, AX Perseusza, Merrill (10f) zaobserwował przemieszczenie linii emisyjnych względem linii absorbcyjnych, co było ekwiwalentem prędkości osiągających 110 km/s. Ponieważ prędkość dźwięku w gazie rośnie tylko z pierwiastkiem temperatury absolutnej, oznaczało to, że aby teoria była zachowana, w zimnej i rozleglej atmosferze tej gwiazdy, temperatura gazu w wyładowaniu musi osiągać 500 000 do 1 000 000 K. Aczkolwiek teoria jest zachowana, dzięki unikalnie zaskakującej obserwacji, opublikowanej przez Swingsa i Struve’a (17), którzy pokazali, że niektóre z linii emisyjnych AX Perseusza pochodziły z Fe VI, Fe VII, a nawet możliwe, że Fe X, tzn. z sześciokrotnie, siedmiokrotnie, a nawet dziesięciokrotnie zjonizowanych atomów żelaza, do których powstania potrzebny jest gaz o temperaturze około miliona kelwinów, potrzebny do osiągania wysokich prędkości [przez dźwięk].

Galaktyczne wyładowania elektryczne

Ten trend osiowych temperatur wraz ze zwiększaniem się skali wyładowań kosmicznych również nie może iść w nieskończoność. Nadchodzi czas, kiedy osiągane są takie temperatury, w których dąży się w laboratoriach, a mianowicie takie, w których dochodzi do reakcji termojądrowych. Gdy wytwarzane są one w dostatecznej ilości, wówczas wytwarzane przez nie ciśnienie gazu równoważy siłę ściskającą pola magnetycznego, przez co zapobiega się dalszemu wzrostowi temperatury.

Zamiast przebiegać w deuterze, jak to ma miejsce w przypadku laboratoryjnych prób zainicjowania fuzji jądrowej, kosmiczne wyładowania zachodzą w gazie złożonym w 80% z wodoru, z czego druga część to w 10% deuter, 20% hel i ułamkowe procenty innych pierwiastków. Eksperci przypuszczalnie się zgodzą, że w warunkach wielkich kosmicznych wyładowań, do osiągnięcia reakcji jądrowej na wielką skalę potrzebne są temperatury 108 do 109K. W tych wielkich kosmicznych wyładowaniach będą więc obserwowane dla tych temperatur prędkość gazu od 1750 do 5400 km/s, co jest prędkością dźwięku w zjonizowanym wodorze w tych temperaturach. Takie wyładowania galaktyczne zostały przebadane przez Seyferta (18) na Mount Wilson. Przebadał on widmo emitowane przez jasne łaty emisyjne w niektórych mgławicach pozagalaktycznych. W wyładowaniach tych dostrzeżono prędkość oddalania, jak i prędkość nadbiegania, a więc linie emisyjne są raczej rozszerzone niż przesunięte. Prędkości, jakie zanotował Seyfert są z zakresu 1800 do 4250 km/s, co jest dobrą zgodnością z powyższym, „teoretycznym” zakresem prędkości.

Kosmiczne źródła radiowe

Z nowego punktu widzenia ciekawą obserwacją jest otrzymanie przez Baade i Minkowskiego (19) prędkości gazu w dobrze znanym źródle radiowym – NGC 1275, widocznej na Il. 1. Zauważyli oni, że gaz w wyraźnie widocznych ramionach porusza się z prędkością ok 5250 km/s, podczas gdy ten w słabiej zarysowanych łatach w tle porusza się z prędkością 8250 km/s. Zasugerowali więc, że źródło jest miejscem kolizji pomiędzy dwoma mgławicami lub galaktykami, poruszającymi się z tymi dwiema prędkościami. Autor zasugerował (1m), że przynajmniej niektóre z tych poza galaktycznych źródeł radiowych są galaktykami, w których promieniste pole elektryczne załamuje się i neutralizuje w elektrycznym wyładowaniu, co ostatecznie prowadzi do ukształtowania się ramion spiralnych, dla których powstania wciąż nie ma satysfakcjonującej teorii. Z tego punktu widzenia, kanały w NGC 1275 są kanałami wyładowań, a gaz w nich został przyspieszony do prędkości ok 3000 km/s w linii wzroku przez gradient ciśnienia, spowodowany magnetycznym skurczem w galaktycznym wyładowaniu.

Il. 1. Fotografia przedstawiająca źródło radiowe NGC 1275, zrobiona 200-calowym teleskopem w Mount Molnar Obserwatory (ll3600-5000 Å).

Il. 2. Fotografia źródła radiowego NGC 4486 wykonana 200-calowym teleskopem w Mount Molnar Obserwatory (ll3600-5000 Å).

Światło z wyładowań po drugiej stronie galaktyki może być utracone w pyłowej atmosferze mgławicy. Trudność w fotografowaniu tych kanałów wyładowań, nawet po widocznej stronie mgławicy, zilustrowano na Il. 2 i 3. Długość kanału wyładowania w tym źródle radiowym, NGC 4486, wynosi 300 ps, podczas gdy szerokość – około 30 ps. Parsek to około 19 milionów milionów mil.

Szkłowski pokazał (20), że mechanizm wytwarzający fale radiowe może być wyjaśniony promieniowaniem synchrotronowym, emitowanym przez niezwykle szybkie elektrony poruszające się w polu magnetycznym. Aczkolwiek światowi astrofizycy zgromadzeni w U.S.A. (21) nie mają żadnych przesłanek na to, skąd mogłoby się wziąć owo pole magnetyczne lub relatywistyczne elektrony, zatem w stanie obecnym, zatem to „wyjaśnienie” pozostawia wiele do życzenia. Tym życzeniem może być teoria wyładowania elektrycznego, opisującego zjawisko. Prąd płynący w wyładowaniu w oczywisty sposób dostarcza wymaganego pola magnetycznego. Co do prędkich elektronów, prędkość gazu wynosi 1800 do 5400 km/s. Prędkości elektronów będą 40-krotnie większe, bądź będą wynosiły 7,2 × 109 do 2,16 × 1011 cm/s. Teoretyczny zakres prędkości zgadza się więc z teorią Szkłowskiego.

Il. 3. Fotografia centralnych regionów NGC 4486, wykonana 100-calowym teleskopem w Mount Wilson Obserwatory (l < 4000Å).

Na wcześniejszym sympozjum I.A.U. (22) uzyskało rozgłos przewidywanie Szkłowskiego, jakoby promieniowanie z NGC 4486 powinno być spolaryzowane zgodnie z teorią promieniowania synchrotronowego, oraz badania Baade’a potwierdzające to przewidywanie. Aczkolwiek wiele lat temu (1p) autor wskazał, że promieniowanie z tych dużych, pojedynczych wyładowań elektrycznych powinno być spolaryzowane, oraz, że można go szukać na przykład w początkowym stadium nowej. Jako rezultat tego przywidywania, obserwacje tego typu zostały wprowadzone do programu obserwacji obserwatorium na Mount Wilson do następnego jasnego rozbłysku nowej.

Można przyjrzeć się zjawiskom w galaktycznym źródle radiowym, mgławicy Krab, którego promieniowanie, tak optyczne jak i radiowe, jest podobne do tego z NGC 4486. Jako rezultat badań, Woltjer (23) wydedukował, że zmienne kierunki polaryzacji można wytłumaczyć prądami elektrycznymi płynącymi wzdłuż włókien gazowych. Konkluzja, że te włókna są kanałami wyładowań elektrycznych wydaje się nieunikniona. Obserwowane prędkości gazów wynoszące 1000 km/s pozwalaja ustalić ich temperaturę na 3 × 107 K.

Szkłowski ustalił, że jeśli cały metagalaktyczny szum radiowy pochodzi z „dżetów’ lub wyładowań elektrycznych, jak w NGC 4486, wówczas obecnie jeden procent wszystkich galaktyk powinien być na tym etapie. Można z tego obliczyć prędkość rozchodzenia się tych wyładowań, ponieważ, zgodnie z teorią wyładowań, skala czasowa zjawiska zdeterminowana jest prędkością. Wiek mgławic wynosi 109 do 1010 lat, więc jeżeli w każdym czasie jeden procent przechodzi przez ową fazę, musi ona trwać 107 do 108 w każdej mgławicy. Jako, że długość wyładowania jest rzędu 104 do 105 lat świetlnych, prędkość rozchodzenia się będzie wynosiła 10-3 prędkości światła, czyli tego samego rzędu, co prędkość propagacji wyładowania w atmosferze ziemskiej lub gwiazdowej. Jest to rezultat spodziewany w teorii a priori (1n), jako, że prędkość rozchodzenia się elektrycznego załamania zależy od iloczynu drogi swobodnej gradientu potencjału. Jeden jest bezpośrednio, a drugi odwrotnie proporcjonalny do gęstości gazu, zatem prędkość propagacji powinna być niezależna od gęstości gazu, nawet z zakresu gęstości 1020 do 1, objętego przez rozważane atmosfery.

Obecnie do mgławic galaktycznych wkracza kolejny czynnik, który zmienia naturę procesu rozchodzenia się wyładowania. Niemniej, jak będzie pokazane, nie dotyczy to materialnie powyższego argumentu.

Populacje gwiazdowe I i II

Kolejne ważne pytanie, z którym istotnie wiąże się teoria wyładowań, dotyczy pochodzenia dwóch gwiazdowych populacji w galaktykach (1q). Mgławice kuliste i eliptyczne w których nie doszło jeszcze do głównego wyładowania galaktycznego (1a), zawierają gwiazdy populacji II. Są to, wg nowej teorii, najstarsze gwiazdy, które formowały się jednocześnie z rotacyjną formą mgławicy, oraz z tworzeniem się ogólnie radialnego pola elektrycznego w gazowej atmosferze mgławicy, która otacza gwiazdy II populacji. Elektryczne załamanie się tego atmosferycznego pola elektrycznego doprowadza do powstania bądź to mgławicy nieregularnej z mgławicy kulistej, lub też mniej lub bardziej zarysowanej mgławicy spiralnej, z bardziej lub mniej eliptycznej. Starsza II populacja gwiazd będzie nieznacznie dotknięta występowaniem wyładowań. Te drugie będą mieć jednak zauważalny efekt na rozłożenie gazu i pyłu w mgławicy. Zgromadzą się one w kanałach wyładowań – ramionach spiralnych – przez efekt skurczu magnetycznego, co zostało de facto obficie potwierdzone różnymi obserwacjami, optycznymi i radiowymi. Tam, w gazie o mocno zwiększonej gęstości, względnie szybko pojawia się druga populacja młodszych, mniejszych gwiazd.

Z tego punktu widzenia, ta druga populacja gwiazd, odpowiadająca populacji I Baade’a, powinna się uformować wzdłuż kanału wyładowania, nakładając się na, lub przechodząc przez, populację II, ukształtowaną podczas wcześniejszej fazy kulistej lub eliptycznej.

Zgodność tej konkluzji z obserwacjami zobaczymy z poniższego opisu (24) (pochyła czcionka autora):

Galaktyka spiralna miesza właściwości galaktyk mgławic eliptycznych i nieregularnych. Spłaszczone spiralne ramiona zasiedlane są przez te same obiekty, które charakteryzują nieregularne układy – pył, gaz i niebieskie super olbrzymy. Spiralna struktura jest zagnieżdżona, oraz obracająca się wewnątrz pozbawionego struktury substratu, który w ogólnych własnościach przypomina galaktykę eliptyczną, w szczególności przez obiekty, które go zasiedlają.

Nowa teoria propagacji kosmicznych wyładowań elektrycznych

Główna idea, poza wymienionymi zastosowaniami, jak wyrażono to w części wprowadzającej, polega na studiowaniu różnych zjawisk – powstawania atmosferycznych pól elektrostatycznych, wyładowań elektrycznych, etc. – w szerokim zakresie skal. Nowa teoria propagacji wyładowania dotyczy wszakże tylko załamania się pola elektrycznego w kosmicznych atmosferach, i nie ma żadnego zastosowania w długich iskrach lub wyładowaniach piorunowych na Ziemi. Dla tego ostatniego teoria załamania się termicznie zjonizowanej kolumny wyładowania łukowego jest kompletna podczas stosowania się do niej lidera krokowego (1g,h). Teoria obecnie zaproponowana jest zaledwie rozwinięciem tej koncepcji, gdy temperatura lidera krokowego osiąga odpowiednie wartości – rzędu 8 milionów stopni.

Autor podkreślił powyżej oraz w przypisie (1n), że tak daleko, jak rozważany jest normalny proces rozładowania napięcia, nie ma powodu, aby spodziewać się zmian prędkości rozładowania wraz z gęstością gazu. Niemniej jednak, w kosmicznych wyładowaniach elektrycznych osiąga się punkt, w którym dochodzi do dramatycznej zmiany całego procesu. W już utworzonym kanale wyładowania tworzy się strumień gazu, płynący wzdłuż osi kanału ku jego postępującemu końcowi. Gdy temperatura kanału rośnie, wraz z nią rośnie prędkość strumienia. Gdy prędkość osiąga około 5 × 10[?] cm/s, czyli gdy temperatura w osi osiąga 8 milionów stopni, wówczas prędkość gazu przekracza tą dla normalnego procesu rozładowywania napięcia w atmosferze wodorowej, która jest prawdopodobnie mniejsza niż 5 × 107 cm/s. Tym samym propagacja wyładowania będzie zależała od dżetu gorących gazów, a jej szybkość od jego temperatury. Stają się wówczas możliwe prędkości do 4000 km/s.

Burze magnetyczne

Ostatnie spostrzeżenie w poprzedniej sekcji może pomóc rozwiązać trudność, z którą musi się skonfrontować nawet teoria wyładowań elektrycznych. Dotyczy ona burz magnetycznych następujących w jakieś 1 do 4 dni po rozbłyskach słonecznych. Chociaż przy powierzchni Słońca nie zaobserwowano prędkości gazów większych niż 600 do 700 km/s, najkrótszy okres, wynoszący 1 dzień, daje średnią prędkość strumienia cząstek wynoszącą 2000 km/s. Sytuacja jest jeszcze bardziej kłopotliwa przez niedawną obserwację Meinel’a (25), wg której podczas zorzy i jednoczesnej burzy magnetycznej, protony przybywające na Ziemię miały prędkości ponad 3 500 km/s, ok 5 razy większą, niż maksymalna prędkość materii obserwowana w wyrzutach na powierzchni Słońca.

Jak zobaczymy z teorii (1a), przedział czasowy reprezentuje czas potrzebny na rozejście się wyładowania elektrycznego przez ogromną atmosferę słoneczną. Nowe rozwinięcie propagacji wyładowania oferuje możliwe rozwiązanie. Wyładowania elektrycznych, co już było wykazane, mogą przyspieszyć cząstki do maksymalnej prędkości cząstek obserwowanych w burzach magnetycznych.

W rzeczy samej, istnienie górnego limitu rzędu 3000 do 4000 km/s względem prędkości w szerokiej gamie wyładowań w kosmicznych atmosferach sugeruje, że odpowiadające temperatury wyładowania, około 400 milionów stopni, są takimi, przy których najważniejszymi stają się procesy nuklearne.

Epilog

Była to próba pokazania wielkie pole do popisu mogą mieć wyładowania elektryczne w gazach, gdy się ponownie oceni wiele zjawisk astrofizycznych z punktu widzenia wyłożonym na poprzednich stronach.

W liście, wspomnianym wcześniej w niniejszej publikacji, Benjamin Franklin zacytował pasaż ze swojego „protokołu” z eksperymentów, w którym wyliczył dwanaście szczegółów, w których elektryczna ciecz jest w zgodzie z piorunem. Kontynuował:

Elektryczny płyn jest przyciągany przez punkty. Nie wiemy, czy taka właściwość jest w piorunie.Ale ponieważ jest zgoda we wszystkich szczegółach, w których możemy je porównać, czy nie jest możliwe, że zgadzają się również w tym? Zróbmy eksperyment.

Ostatnie zdanie jest z pewnością jednym z najbardziej płodnych w historii elektryczności, i przypuszczalnie było znane Marconiemu! Sugerując krok w ciągle rosnącym pierwiastku tego samego zagadnienia – elektryczności w gazach, autor nie może niefortunnie zakończyć tej pracy na temat porównania różnych zagadnień z podobną sugestią. Może tylko zasugerować, że obserwacje z różnych gałęzi astrofizyki, objętych szerszymi zagadnieniami, powinny być przestudiowane z nowego punktu widzenia, oraz ma nadzieję, że zademonstrowane tu pierwsze owoce takiego postępowania są co najmniej obiecujące.

Bibliografia

  1. C.E.R. Bruce:

    1. Engineer, 17 sierpnia (1956)
    2. Phil. Mag., wol. 46, s. 1123 (1955)
    3. Quart. J. Roy. Met. Soc., wol. 81, s. 265 (1955)
    4. Compl. Rend., wol. 242, s. 2101 (1956)
    5. J.I.E.E., wol, 88, (II), s. 487 (z R. H. Golde)(1941)
    6. Proc. Roy. Soc. A, wol. 183, s. 228 (1944)
    7. „Recent Advances in Atmospheric Electricity”, red. L. G. Smith, London, Pergamon Press, 1958, s. 461
    8. Observatory, wol. 75, s. 82 (1954)
    9. Observatory, wol. 77, s. 107 (1957)
    10. Observatory, wol. 77, s. 153 (1957)
    11. Phil. Mag., wol. 3, s. 539-1328 (1958)
    12. J. I. E. E., wol, 6, s. 315 (1959)
    13. Observatory, wol. 69, s. 193 (1949)
    14. E. R. A. Report, Ref. Z/T117, „Evolution of Extra-galactic Nebulae and the Origin of Metagalactic Radio Noise,” 1958.
  2. Stephen Gray, Phil. Trans. Roy. Soc., wol. 37, s. 18 (1731).
  3. P. E. Shaw:

    1. Nature, wol. 118, s. 659 (1926)
    2. Proc. Roy. Soc. A, wol. 122, s. 49 (1928).
  4. Roy. Met. Soc., Discussion, 18 maja, 1955.
  5. „The Thunderstorm,” red. H. R. Byers, Washington, U. S. Dept. of Commerce, 1949, s. 89.
  6. J. A. Chalmers, in „Recent Advances in Atmospheric Electricity”, pod red. L. G. Smith, London, Pergamon Press, 1958, s. 309.
  7. J. Kuettner and R. Lavoie, ibid., s. 391.
  8. B. Vonnegut and C. B. Moore, ibid., s. 399.
  9. T. E. Allidone, prywatna korespondencja z autorem.
  10. P. W. Merrill:

    1. Astrophysical J., wo1. 106, s. 274 (1947)
    2. Ibid., wol., 71, s. 285 (1930)
    3. „Spectra of Long-Period Variable Stars,” Chicago, University of Chicago Press, 1940, s. 84
    4. Ibid., s. 105
    5. Astrophysical J., wol. 93, s. 397 (1941)
    6. Ibid., wol. 99, s. 481 (1944).
  11. L. H. Aller, Pub. Dom. Astrophysical Obs., wol. 9, s. 353 (1954)
  12. Patrz P. L. Bellaschi, Electrical Engr., wol. 56, s. 1256 (1937).
  13. H. Maecker, App. Sci. Res. B, wol. 5, s. 231 (1955).
  14. L. A. King, Publikacja do Physical Society’s Conference on Discharges in Gases, Swansea, Sept. 1958.
  15. H. Israel i K. Wurm, Wiss. Arb. Deutsch. Met. Dien., wol. I, s. 48 (1947).
  16. A. H. Joy, Astrophysical J., wol. 96, s. 141 (1942).
  17. P. Swings i O. Struve, Ibid., wol. 91, s. 546 (1940).
  18. C. K. Seyfert, Ibid., wol. 97, s. 28 (1943).
  19. W. Baade i R. Minkowski, Ibid., wol. 119, s. 215 (1954).
  20. I. S. Shklovsky, Proc. I. A. U., 1956, Publikacja nr 36, Cambridge University Press, 1957, s. 205.
  21. Rev. Modern Phys., wol. 30, s. 1042 and 938 (1958). (Patrz również s. 925 gdzie omówiono fiasko obecnych teorii próbujących wyjaśnić oddziaływania pomiedzy pozagalaktycznymi mgławicami, z których niektóre są przynajmniej ilościowo wyjaśnione przez teorię wyładowań.)
  22. „Radio Astronomy,” Sympozjum nr 4 I. A. U., pod red. H. C. van de Hulst, Cambridge University Press, 1957, s. 207.
  23. L. Woltjer, Bull. Astronomical Inst. Netherlands, wol. 14, (483), s. 39 (1958).
  24. C. Payne-Gaposchkin, „Variable Stars and Galactic Clusters,” London, Athlone Press, 1954.
  25. A. B. Meinel, Astrophysical J., wol. 113, s. 50 (1951).

Link do oryginału: http://www.catastrophism.com/texts/bruce/cosmic.htm

Dodaj komentarz

Twój adres e-mail nie zostanie opublikowany.