\documentclass[a4paper,12pt]{report}
\textwidth=16.0cm
\textheight=21.5cm
\oddsidemargin=0.5cm
\evensidemargin=-0.2cm
\topmargin=0.5cm

\usepackage{latexsym}
\usepackage{t1enc}
\usepackage[polish]{babel}
\usepackage[latin2]{inputenc}
\usepackage{epsfig}
\selectlanguage{polish}
\input{epsf}

\pagestyle{headings}

\def\thebibliography#1{\small\section*{Literatura}\list
 {}{\setlength\labelwidth{1.4em}\leftmargin\labelwidth
 \setlength\parsep{0pt}\setlength\itemsep{0pt}
 \setlength{\itemindent}{-\leftmargin}
 \usecounter{enumi}}
 \def\newblock{\hskip .11em plus .33em minus -.07em}
 \sloppy
 \sfcode`\.=1000\relax}
\let\endthebibliography=\endlist
\def\@cite#1#2{{#1\if@tempswa , #2\fi}}
\def\@biblabel#1{}


\begin{document}

\vspace{3.5cm}
\begin{large}
\begin{center}
OBSERWATORIUM ASTRONOMICZNE

UNIWERSYTETU IM. ADAMA MICKIEWICZA
\end{center}
\end{large}

\vspace{3.5cm}

\begin{Large}
\begin{center}
\bf{BADANIE GWIAZD KATAKLIZMICZNYCH
NA PODSTAWIE RÓWNOCZESNYCH
OBSERWACJI ULTRAFIOLETOWYCH I RENTGENOWSKICH}
\end{center}
\end{Large}

\vspace{4.5cm}

\begin{center}
Wojciech Borczyk
\end{center}

\vspace{4.5cm}

\begin{center}
Praca doktorska napisana pod kierunkiem prof. UAM dr hab. Aleksandra
Schwarzenberga-Czernego, przedstawiona do obrony na Wydziale Fizyki i
Astronomii Uniwersytetu Mikołaja Kopernika w Toruniu
\end{center}

\vspace{0.5cm}
\hrule
\vspace{0.5cm}
\begin{center}
Poznań 1999
\end{center}
\newpage


\begin{table}[b]
\begin{tabular}{cl}
&\vspace{16cm} \\
& Dziękuję mojemu promotorowi, prof. UAM dr hab. Aleksandrowi Schwarzenbergowi- \\
&Czernemu za zainteresowanie mnie tematyką gwiazd kataklizmicznych, pokierowanie\\ 
&moją pracą i cenne uwagi krytyczne. Panu prof. UAM Edwinowi Wnukowi za otuchę w \\ 
&chwilach zwątpienia. Wszystkim moim kolegom i koleżankom z Obserwatorium \\
&Astronomicznego UAM w Poznaniu za nieocenioną pomoc  udzieloną  mi w czasie\\
&pisania niniejszej pracy \\ 
\end{tabular}
\end{table}

\newpage

\tableofcontents

\newpage

\chapter{Wstęp}

\begin{verse}
\it{

,,If the ancient philosophers had been correct in their assertion \\
that the distant stars are immutable, incorruptible and eternal, \\ 
astronomy would be the dullest of disciplines'' \\
}
\end{verse}
\begin{flushright}
Brian Warner, ,,Cataclysmic Variable Stars (Warner, 1995)''
\end{flushright}

\vspace{1cm}

Gwiazdy kataklizmiczne stanowią grupę obiektów należącą do większej klasy
ciasnych układów podwójnych. Nazwa ,,kataklizmiczne'' ma obecnie znaczenie 
zdecydowanie historyczne i pochodzi z czasów, gdy gwałtowne
wzrosty blasku tych obiektów (takie, jak np. obserwowane od czasów starożytnych 
wybuchy gwiazd nowych) wiązano z dramatycznymi zmianami ich stanu. 
Obecnie wiadomo, że pojawiające się w tych obiektach rozbłyski nie tylko 
nie powodują destrukcji samego układu, lecz często powtarzają się nawet 
kilkakrotnie (jak to ma miejsce w przypadku nowych powrotnych), bądź też 
są obserwowane w sposób niemal ciągły (np. w nowych karłowatych).

Pomimo dużego postępu w dziedzinie badania gwiazd kataklizmicznych wiele
zagadnień dotyczących ich fizyki pozostaje wciąż niewyjaśnionych. 
Dotyczy to zwłaszcza obiektów, których obserwowane cechy
odbiegają w istotnym stopniu od innych, należących do tej samej klasy.
Jednym z takich obiektów jest dawna nowa V603 Aquilae.

V603 Aql, po raz pierwszy zaobserwowana jako ,,Nova Aquilae'' w 1918 roku,
wykazuje zarówno w swoim widmie jak też w krzywych zmian blasku w zakresie
widzialnym i w ultrafiolecie szereg nietypowych i trudnych do zinterpretowania
zachowań (takich jak np. obecność kilku różniących się między sobą okresów 
modulacji blasku) 
które wymagają intensywnych badań dla wyjaśnienia ich mechanizmu.

Celem niniejszej pracy jest szczegółowa analiza zmienności gwiazdy
kataklizmicznej V603 Aql w oparciu o nowy, bogaty materiał obserwacyjny
(obserwacje IUE wykonane przez Aleksandra Schwarzenberga-Czernego i Paule
Szkody oraz obserwacje rentgenowskie uzyskane z satelity ROSAT przez
Aleksandra Schwarzenberga-Czernego i Wolfganga Pietsch).

Możliwość korzystania z pokrywających wspólny, długi interwał czasu 
obserwacji rentgenowskich oraz ultrafioletowych umożliwiła autorowi
pracy zbadanie nie analizowanych nigdy przedtem wzajemnych 
zależności czasowych zachodzących pomiędzy tymi dwoma rodzajami 
promieniowania. Badania takie mogą być bardzo
pomocne w ustaleniu mechanizmu powstawania różnych struktur w widmie
ultrafioletowym oraz w wyjaśnieniu przyczyn ich zmienności.

Ponadto w trakcie prac nad obróbką podwójnie naświetlonych
obrazów widmowych z IUE opracowany został oryginalny pakiet procedur
numerycznych w którym (po raz pierwszy do tego celu) zaimplementowany
został algorytm dekonwolucji Lucy-Richardsona.   

\newpage

\chapter{Ciasne układy podwójne}

\section{Klasyfikacja układów podwójnych} 

Podwójne i wielokrotne układy gwiazd są w Galaktyce zjawiskiem bardzo
powszechnym. W przeważającej większości przypadków odległości pomiędzy 
składnikami tworzącymi układ są na tyle duże, że ich wzajemne oddziaływanie 
może być z dobrym przybliżeniem opisane jako oddziaływanie mas punktowych i nie
powoduje ono żadnych wyraźnych zaburzeń w ich strukturze wewnętrznej ani
w procesie ewolucyjnym, który przebiega dla każdego ze składników w sposób
nie rózniący się od ewolucji pojedyńczej gwiazdy. Ruch orbitalny w takich
układach jest z reguły keplerowskim ruchem wokół wspólnego środka masy,
odbywającym się po orbitach eliptycznych.

Dla każdego układu podwójnego możliwe jest wykreślenie powierzchni
ekwipotencjalnych. Z dobrym przybliżeniem można tego dokonać stosując tzw.
model Roche, w którym obie gwiazdy są traktowane jako masy punktowe.
W takim modelu kształt powierzchni ekwipotencjalnych w bliskim
sąsiedztwie każdej z mas jest niemal idealnie sferycznie symetryczny, 
deformując się w miarę wzrostu odległości od centrów mas do kształtów 
przypominających coraz bardziej wydłużone ,,krople'', do momentu gdy 
obie powierzchnie zetkną sie ze sobą w punkcie libracyjnym L1, tworząc
wspólną powierzchnię ekwipotencjalną, zwaną powierzchnią
Roche. Kształt tej 
powierzchni jest zależny od wzajemnego stosunku mas składników tworzących 
układ. (Rys \ref{roche})

\begin{figure}[h] 
\begin{center}
\epsfig{file=Roche.eps,width=6cm,height=10cm,angle=270}
\caption{Schemat powierzchni Roche} 
\label{roche}
\end{center}
\end{figure}

W wiekszości znanych układów podwójnych rozmiary składników są na tyle
niewielkie, że wypełniają one jedynie niewielką część powierzchni Roche'a.
Układy takie noszą nazwę ,,rozdzielonych''.

W pewnych przypadkach rozmiary jednej z gwiazd są na tyle duże, że jest ona 
w stanie całkowicie wypełnić swoją część powierzchni Roche'a
Ponieważ powierzchnia takiej gwiazdy ,,dotyka'' bezpośrednio punktu L1
dlatego możliwy jest w takim przypadku swobodny przepływ materii gwiazdy 
do drugiej części powierzchni Roche'a (z uwagi na równą, wynikającą z
definicji powierzchni ekwipotencjalnej, wartość potencjału na powierzchni
Roche'a przepływ taki nie wymaga dostarczenia dodatkowej energii z zewnątrz). 
Układy w których jeden ze składników wypełnia swoją część powierzchni
Roche'a (niezależnie od obecności lub braku przepływu materii) noszą
nazwę ,,układów półrozdzielonych''. 



Przykładem układów półrozdzielonych w których rzadko obserwuje się
bezposrednio  przepływ materii
są tzw. algole. Jednym ze składników układu jest gwiazda ciagu głównego,
drugim - olbrzym który wypełnia swoją część powierzchni Roche'a. 
O tym, że w przeszłości nawet w układach w których obecnie nie ma przepływu 
materii ten przepływ musiał występować  może
świadczyć tzw. ,,paradoks Algola'' (od którego grupa wzięła swoją nazwę),
polegający na tym, że masa składnika
znajdującego się na ciągu głównym jest większa niż masa olbrzyma. Przy
założeniu, że obie gwiazdy powstały równocześnie jest to pozornie sprzeczne z
przyjetą teorią ewolucji gwiazd, według której masywniejsza gwiazda powinna
ewoluować szybciej. Wyjaśnieniem tego paradoksu może być przyjęcie
założenia, że pierotna masa olbrzyma była znacznie większa niz obecnie i na 
pewnym etapie życia układu znaczna część tej masy przepłynęła do gwiazdy
ciągu głównego. Nieco podobne do algoli lecz znacznie masywniejsze są układy 
zaćmieniowe typu $\beta Lyr$. 

Osobną grupe tworzą tzw. gwiazdy symbiotyczne, w których składnikiem o
większych rozmiarach jest czerwony nadolbrzym, natomiast składnikiem
odbierającym materie jest gwiazda ciągu głównego lub biały karzeł.

Trzecia grupa obejmuje układy podwójne w których oba składniki wypełniają
całkowicie swoje części powierzchni Roche'a i 
stykają się bezpośrednio ze soba w punkcie L1. Układy takie noszą nazwe
,,kontaktowych''.

Przykładem układów kontaktowych mogą być natomiast gwiazdy typu W UMa, w
których oba składniki (gwiazdy ciągu głównego) stykają się ze sobą w punkcie
L1. 

Szczególnie interesujące z punktu widzenia autora niniejszej pracy są
wspomniane wcześniej we wstępie ,,gwiazdy kataklizmiczne'', tj. układy 
półrozdzielone z występujacym przepływem materii, w których
jednym ze składników jest wypełniająca powierzchnię Roche'a gwiazda ciągu
głównego (późnego typu widmowego) lub - rzadko - czerwony olbrzym, natomiast
drugim składnikiem, odbierającym materię, jest biały karzeł.  


\section{Cechy ruchu orbitalnego w ciasnych układach podwójnych}

Jednym z dobrze poznanych efektów bedących wynikiem wzajemnego oddziaływania
składników w ciasnych układach podwójnych (nie tylko układach
kataklizmicznych) jest tzw. ,,ukołowienie'' ich orbit, tj. doprowadzenie
wartości mimośrodu orbity do zera.
Zjawisko to daje się wytłumaczyć teoretycznie oddziaływaniami przypływowymi:
powierzchnia gwiazdy wypełniajacej swoją część powierzchni Roche'a jest
silnie zdeformowana do kształtu ,,kroplowego''. W przypadku ruchu po orbicie
eliptycznej orbitalna prędkość kątowa gwiazdy byłaby zmienna w czasie i
musiałaby powodować ciągłe zmiany kierunku deformacji gwiazdy. Zmiana
deformacji 
jest procesem w dużym stopniu dyssypatywnym, ze względu na występowanie sił
lepkości pomiędzy przemieszczającymi się względem siebie w czasie jej
dokonywania warstawmi gazu w atmosferze gwiazdy, powodujacych rozpraszaniem 
energii.  Zjawisko 
to prowadzi do szybkiego przekształcenia orbity w orbitę kołową. 
Podobny efekt jest
odpowiedzialny za synchronizację okresu rotacji wokół osi w/w składnika z
okresem orbitalnym.
Typowe okresy orbitalne zaobserwowane w układach kataklizmicznych są rzędu
kilku godzin. 

\section {Obserwowalne cechy układów kataklizmicznych}

Bardzo charakterystyczną cechą wszystkich układów kataklizmicznych jest
intensywne świecenie w continuum w krótkofalowych obszarach widma, zwłaszcza 
w zakresie niebieskim i ultrafioletowym, świadczące o bardzo wysokich
temperaturach obszarów świecących. Widmo tego promieniowania ma dość 
płaski przebieg, przemawiający za tym że rejestrowane
promieniowanie jest złożeniem świecenia powstającego w różniących się
temperatura obszarach obiektu. 

Kolejna cechą wyróżniającą gwiazdy kataklizmiczne jest tzw. ,,flickering'',
czyli szybkie zmiany blasku o amplitudzie dochodzacej do kilkudziesięciu 
procent, w skali czasu rzędu minut. 

Na tle continuum widmowego obserwuje się w większości gwiazd kataklizmicznych
silne, wysoko wzbudzone linie emisyjne. Tylko w niektórych układach linie te 
są zastąpione liniami
absorbcyjnymi lub ,,mieszanymi'' liniami typu ,,P Cygni'' (będącymi
nałożeniem się linii emisyjnej i absorbcyjnej, przesunietych
dopplerowsko względem siebie).

Poza obszarem widzialnym i ultrafioletowym układy kataklizmiczne świecą
także z często silnie w zakresie rentgenowskim, zarówno w twardych jak i
miękkich promieniach X. 

\section {Cechy fizyczne układów kataklizmicznych}

Według przyjętego obecnie modelu układ kataklizmiczny składa się z 
czerwonej gwiazdy ciągu głównego, wypełniającej powierzchnie Roche'a i
oddającej materię poprzez punkt L1 do drugiego składnika, którym jest biały
karzeł (Smak, 1971),(Warner, Nather, 1971),(Smak, 1976). 
Z uwagi na konieczność spełnienia zasady zachowania momentu pędu
przez przepływający od jednego do drugiego składnika gaz, jego ruch nie 
może odbywac się bezpośrednio w
kierunku składnika ,,akreującego''. Przy założeniu nieistnienia tarcia
(lepkości) oraz pola magnetycznego wypływający z L1 strumień gazu powinien 
zacząć okrążać białego karła po pseudo-keplerowskiej orbicie o stałym
promieniu. W praktyce, ze względu na skończone rozmiary pierścienia różne
jego obszary poruszają się względem siebie z różnymi prędkościami kątowymi i
oddziaływują na siebie nawzajem siłami ,,lepkości''. Źródłem opisywanych sił 
lepkości w stopniu większym niż efekty molekularne (dominujące w przypadku 
,,klasycznych'' płynów) są efekty związane z turbulencją: na styku
sąsiadujacych, poruszających się względem siebie warstw tworzą się wiry
pozwalające na przeniesienie energii i momentu pedu między sąsiadującymi 
wartswami. 

W ten sposób moment pędu jest przekazywany od wewnętrznych  (o mniejszym
promieniu orbitalnym) obszarów do obszarów zewnetrznych, powodując
tworzenie niemal płaskiego ,,dysku akrecyjnego'' o skończonym promieniu
(Shakura, Sunayev, 1973). 

Schematyczny szkic układu podwójnego składającego się z gwiazdy ciągu
głównego, białego karła oraz dysku akrecyjnego jest przedstawiony na rysunku
\ref{2.1}


\begin{figure}[h] 
\begin{center}
\epsfig{file=cv.eps,width=10cm,height=8cm}
\caption{Schematyczny szkic niemagnetycznego 
układu kataklizmicznego z dyskiem akrecyjnym. 
(źródło: http://lheawww.gsfc.nasa.gov)}
\label{2.1}
\end{center}
\end{figure}

Systematyczne oddawanie
momentu pędu przez wewnętrzne wartstwy rotującego gazu do warstw
zewnetrznych umożliwia w rezultacie spadek materii na powierzchnię białego 
karła. Rozmiary zewnetrznych, odbierających moment pędu obszarów dysku nie
mogą być jednak dowolnie duże. Dla dostatecznie dużych promieni orbitalnych
ujawnia się bowiem w dysku oddziaływanie przypływowe pochodzące od 
drugiego składnika.
Oddziaływanie to deformuje coraz silniej orbity po których porusza się
gaz, do tego stopnia że w skrajnym przypadku 
dochodzi do silnego tarcia wartstw gazu poruszającego się po krzyżujących się 
wzajemnie, zdeformowanych orbitach i nadmiar momentu pędu jest wówczas
oddawany za pośrednictwem sił przypływowych drugiemu składnikowi (Paczyński,
1977)

Tarcie przylegających do siebie koncentrycznie warstw dysku wyzwala 
bardzo duże ilości
energii która powoduje silne podgrzewanie dysku. 
Sprawia to, że w wielu układach kataklizmicznych świecenie
dysku stanowi dominującą część całego obserwowanego światła pochodzącego
od całego układu. Poza wysoką temperaturą, istotną rolę odgrywa w tym przypadku
również duża powierzchnia dysku przez którą jest wyświecane promieniowanie. 

Strumień gazu wypływającego z punktu L1 rozpędza się spadając w polu 
grawitacyjnym białego karła i następnie
gwałtownie uderzając w krawędź dysku rozgrzewa się wyświecając
znaczną część swojej energii kinetycznej w postaci promieniowania. Miejsce w
którym strumień gazu trafia w krawędź dysku nosi nazwę ,,gorącej plamy''.

Opisany wcześniej ,,flickering'' czyli migotanie może być wytłumaczony
niejednorodnościami przepływu w strumieniu gazu biegnącym ku gorącej plamie,
które to niejednorodności powodują chwilowe zmiany jasności świecenia samej 
plamy.

Przebieg akrecji materii na białego karła zależy bardzo silnie od obecności
lub braku pola magnetycznego w białym karle. W przypadku układów 
niemagnetycznych spadek gazu odbywa się równomiernie w płaszczyźnie równikowej 
białego karła. Natomiast w przypadku układów z silnym polem magnetycznym 
istnienie dysku
akrecyjnego jest wogóle niemożliwe: spadek materii odbywa się zgodnie z
liniami sił pola magnetycznego w kierunku biegunów magnetycznych białego
karła. Opadający gaz tworzy wówczas tzw. kolumny akrecyjne.
 
\section{Źródła świecenia w układach kataklizmicznych}

\subsection{Continuum}

Maksimum świecenia continuum typowego układu kataklizmicznego przypada na 
zakres niebieski i ultrafioletowy, siegając czasem aż do miękkich promieni
rentgenowskich. Znamienną cechą tego świecenia jest bardzo płaski rozkład
natężenia w funkcji długości fali, odbiegający zasadniczo o typowego
rozkładu Plancka.  Taki rozkład świadczy o tym, że za powstawanie tego
continuum odpowiedzialnych jest wiele różnych, goracych obszarów różniących
się temperaturą. Mogą to być grube optycznie rejony samego dysku akrecyjnego 
lub też obszary powierzchni białego karła rozgrzane przez akrecję.  

\subsection{Świecenie w liniach widmowych}

Linie emisyjne mogą powstawać wyłącznie w rozgrzanym do dostatecznie
wysokiej temperatury ośrodku optycznie cienkim. Linie te mogą w układzie
kataklizmicznym tworzyć się bądź to w strumieniu gazu uderzającym w
powierzchnię dysku (w pobliżu gorącej plamy), bądź to w cienkich optycznie
obszarach samego dysku bądź też w wietrze gwiazdowym i otoczce gazowej.

W nielicznych układach z bardzo dużym tempem przepływu masy linie
emisyjne nie występują wogóle - można to wytłumaczyć dużą gęstością optyczną
ośrodka świecącego, spowodowaną przez szybkie dostarczanie materii. 

Linie powstające w wietrze mają często profile typu P Cygni, tj. oprócz
linii emisyjnej obserwuje sie nałożoną na nią linię absorbcyjną przesunietą
nieco wzgledem pierwszej. Powstawanie tego typu linii może byc wytłumaczone
ekspansją wiatru w przestrzeni, przyczym linie absorbcyjne tworzą się w
obszarach wiatru znajdujących się pomiedzy obserwatorem a świecącym dyskiem
(przesunięcie jest spowodowane efektem Dopplera w gazie poruszającym się z
niezerową względem obserwatora prędkością radialną), natomiast linie
emisyjne sa generowane przez obszary wiatru poruszające się poprzecznie
względem kierunku widzenia i obserwowane wokół dysku.

Oprócz wyskokiej temperatury czynnikiem powodującym powstawanie linii
emisyjnych może być również oświetlenie gazu strumieniem wysokoenergetycznych 
fotonów promieniowania rentgenowskiego.

\subsection{Promieniowanie rentgenowskie}

Promieniowanie rentgenowskie emitowane przez układy kataklizmiczne można
podzielić na promieniowanie twarde i miękkie. Promieniowanie twarde powstaje
w wyniku zderzenia rozpędzonego do predkości rzędu tysięcy kilometrów na
sekundę gazu z powierzchnią białego karła.
(temperatury w fali uderzeniowej tworzącej się w miejscu spadku dochodzą
często do $10^{8}K$).

Promieniowanie miękkie jest natomiast promieniowaniem wtórnym, powstałym w
wyniku przetworzenia pierwotnego promieniowania twardego w wyniku
oddziaływania z materią. 

\section{Przyczyny zmian blasku}

Zmiany blasku gwiazd kataklizmicznych moga mieć różne przyczyny. Ogólnie
można podzielić je na geometryczne i fizyczne.

Przyczyny geometryczne obejmują wszystkie te sytuacje w których w wyniku
ruchu orbitalnego lub rotacji białego karła nastepują geometryczne zmiany
warunków widzialności obszarów świecących.
W układach w których płaszczyzna orbity jest nieprostopadła do kierunku 
patrzenia można
obserwować modulację z okresem równym zbliżonym do orbitalnego, spowodowaną
zmianą orientacji świecących obszarów dysku względem obserwatora lub np.
zakryciami gorącej plamy.

W układach magnetycznych, w których spadek materii na białego karła
nastepuje w okolicach biegunów magnetycznych (,,czapki biegunowe'' i
,,kolumny akrecyjne'')
obserwuje się również modulację strumienia promieniowania rentgenowskiego
spowodowaną zmiennymi warunkami widocznosci obszarów
biegunowych (obecność modulacji w promieniach rentgenowskich jest jedną z
cech charakterystycznych wyróżniających układy magnetyczne od
niemagnetycznych).

Przyczyny fizyczne obejmują opisany wcześniej ,,flickering'' (za który
odpowiedzialne są niejednostajnosci w dopływie materii do gorącej plamy),
wszelkie 
niestabilności przepływu materii przez dysk związane ze zmianami tempa
akrecji (i co za tym idzie zmianami tempa produkcji energii), zapalenie
wodoru w powierzchniowych warstwach białego karła, ewentualne pulsacje
jednego ze składników układu. 

Okres orbitalny w większości przypadków może byc z dużą precyzja wyznaczony
z obserwacji spektroskopowych, na podstawie systematycznych
pomiarów dopplerowskiego przesunięcia linii widmowych (zakładając
oczywiście, że okres 
oscylacji położenia linii jest równy okresowi orbitalnemu).

W niektórych układach kataklizmicznych obserwuje się modulacje blasku z
kilkoma nałożonymi na siebie, różnymi częstotliwościami.
Niektóre z nich dają się zidentyfikować jako np. wpływ ruchu orbitalnego lub
rotacji białego karła wokół osi (ewentualnie jako superpozycja obu tych
okresów), niektóre pozostają jednak niewyjaśnione.

Przykładem gwiazdy która wykazuje podobne zachowania może być V603 Aql,
będąca głównym przedmiotem badań autora niniejszej pracy.

{\it Opracowane na podst. (Hack, la Dous, 1993), (Lewin i in., 1993), (Mauche ,1990), 
(Warner, 1995)}

\newpage

\chapter{Klasyfikacja gwiazd kataklizmicznych}

\section{Rys historyczny}

,,Nowe'' gwiazdy obserwowane były od zarania dziejów, na długo przed 
powstaniem pierwszych modeli tłumaczących fizyczny mechanizm ich rozbłysków. 
Dawne (wizualne) obserwacje pozwalały jedynie na odnotowanie samego faktu
pojawienia się nowej, nieznanej wcześniej gwiazdy, której blask po rozbłysku
stopniowo malał aż do chwili gdy stawała się ona niewidoczna. Dopiero w przypadku
Nova Ophiuchi 1848 zaobserwowano pozostałą w miejscu po wybuchu gwiazdę,
o jasności ok. $11^{m}$ (patrz: Warner, 1995).
 
Wieczorem 15 grudnia 1855 roku J.R.Hind, prowadzący poszukiwania nowych
planetoid, przez przypadek odkrył obiekt o jasności ok. $9^{m}$, świecący
,,bardzo niebieskim, planetarnym światłem''. Po dłuższych obserwacjach 
Hind doszedł do wniosku, że odkryty przez niego obiekt jest 
całkowicie odmiennym, nieznanym wcześniej rodzajem gwiazdy zmiennej, 
której blask - w przeciwieństwie
do poznanych wcześniej gwiazd zaćmieniowych - utrzymuje się przez większą
część czasu na poziomie minimum, z wyjatkiem krótkich okresów gwałtownych
pojaśnień, przypominających nieco rozbłyski ,,Nowych
klasycznych'' (Hind, 1856). W przeciwieństwie do innych gwiazd zmiennych, 
nadwyżka świecenia w zakresie niebieskim świadczyła wyraźnie o jej bardzo 
wysokiej temperaturze. Obiekt odkryty przez Hind'a (oznaczony
wkrótce jako U Geminorum) okazał się być pierwszą zaobserwowaną 
,,nową karłowatą''. 

W wyniku rozwoju technik obserwacyjnych ilość odkrywanych gwiazd o
analogicznych cechach zwiększała się szybko. Ponadto okazało się, 
że podobne ,,nietypowe'', 
świecące silnie w niebieskiej części widma obiekty znajdują się również w
miejscach w których wcześniej obserwowano wybuchy ,,klasycznych'' gwiazd
nowych. 

Nazwa ,,gwiazdy kataklizmiczne'' (,,Cataclysmic Variables'', CV)
została wkrótce przyjęta na określenie klasy obiektów, charakteryzujących
się nagłymi i niespodziewanymi skokami jasności, którym towarzyszyły również
znaczne zmiany w ich widmach. Początkowo do tej grupy zaliczone zostały klasyczne
gwiazdy nowe (,,Classical Novae'', CN) oraz tzw. ,,nowe karłowate'' (,,Dwarf
Novae'', DN), znacznie później dołączono do nich również inne rodzaje obiektów, takie jak
np. gwiazdy ,,nowopodobne'', wykazujące wprawdzie liczne cechy identyczne 
z pozostałościami
po ,,nowych klasycznych'', lecz których wybuchy nie były nigdy wcześniej
obserwowane (patrz: Warner, 1995). 

Z chwilą wprowadzenia w latach 40-tych fotopowielaczy czułość obserwacji
fotometrycznych stała się wystarczająco wysoka do szczegółowego zbadania krzywych
zmian blasku nowych obiektów. Pionierskie obserwacje UX UMa (znanej
wcześniej jako zmienna zaćmieniowa o najkrótszym zanotowanym okresie
orbitalnym, równym $4^{h}43^{m}$) przeprowadzone 
przez A.P.Linnell'a zwróciły uwagę na kolejną, jak się wkrótce okazało 
wspólną dla wszystkich gwiazd kataklizmicznych
cechę: obecność szybkich, krótkotrwałych zmian chwilowego blasku w skali
czasu rzędu minut, z amplitudą od kilku setnych do kilku dziesiątych magnitudo.
Zjawisko to, określane mianem ,,flickering'', zostało w niedługim czasie 
 zaobserwowane 
również w przypadku trzynastu innych obiektów będących pozostałościami po
wybuchach gwiazd nowych oraz czterech ,,nowych karłowatych'' (Walker, 1954).

Walker (1954), badając gwiazdę Nova Herculis 1934 (DQ Herculis)
stwierdził, że jest ona układem zaćmieniowym z krzywą zmian blasku bardzo
zbliżoną do UX UMa lecz o jeszcze krótszym okresie orbitalnym równym
$4^{h}39^{m}$. Ponadto w przypadku kilku innych ,,gwiazd kataklizmicznych''
(AE Aquari, SS Cygni, RU Pegasi) udało sie wykazać, że są one obiektami
spektroskopowo podwójnymi (Joy, 1943), (Joy, 1954), (Joy, 1956). 
Fakty te nasunęły podejrzenie, że wszystkie
obiekty typu ,,CV'' są ciasnymi układami podwójnymi i że ,,flickering''
obserwowany w ich krzywych zmian blasku jest w jakiś sposób z tym właśnie
faktem powiązany (patrz: Warner, 1995).

Dwa lata później Crawford i Kraft wykazali (Crawford, Kraft, 1956) 
że w przypadku AE Aquarii drugi
składnik układu (gwiazda ciągu głównego typu K5) wypełnia całkowicie swoją
powierzchnię Roche'a oraz zinterpretowali szerokie linie emisyjne
występujące w widmie tej gwiazdy jako skutek turbulencji gorącego gazu
wypływającego z drugiego składnika przez punkt Lagrange\'a i tworzącego
następnie ,,pierścień gazowy'' wokół głównego składnika (białego karła).
Był to pierwszy model fizyczny układu kataklizmicznego zbliżony do koncepcji
przyjmowanej obecnie (Smak, 1971),(Warner, Nather, 1971),(Smak, 1976).

W ciągu kolejnych lat przybywało systematycznie obiektów klasyfikowanych
jako CV. 

Pierwotny podział gwiazd kataklizmicznych opierał się wyłącznie na
morfologicznej analizie ich krzywych blasku. Bardziej fizyczna klasyfikacja
opiera się o tempo przepływu masy przez dysk i obecność lub brak pola
magnetycznego. Mimo to pozostała wciąż liczna grupa obiektów wykazujących 
cechy nie pozwalające jednoznacznie zaklasyfikować ich do którejkolwiek z grup.

Wśród tych obiektów znajdują sie również takie, które z racji swej dużej
jasności i dużej ilości dokonanych obserwacji wydawać się powinny bardzo
gruntownie zbadanymi. Przykładem może być V603 Aql, jedna z najjaśniejszych
zaobserwowanych nowych, której nietypowe cechy takie jak np. obecność kilku
różniących się między sobą okresów zmienności w różnych przedziałach
widmowych pozostają wciąż trudne do wyjaśnienia.


\section{Układy niemagnetyczne}

\subsection{Nowe karłowate}

Są to układy ze stosunkowo małą szybkością przepływu masy.
Charakterystyczne dla nowych karłowatych są gwałtowne pojaśnienia ich blasku
trwające przez kilka dni i powtarzające się w niezbyt regularnych odstepach
czasu rzędu tygodni, miesięcy lub lat. Mechanizm rozbłysków nowych
karłowatych wytłumaczyć można niestabilnościami dysku akrecyjnego i
nieregularnościami w przepływie materii przez dysk - po okresach w których
akrecja praktycznie zanika pojawiają sie okresy gwałtownie wzmożonej
akrecji. Do nowych karłowatych zalicza się m.in. gwiazdy typu U Gem
(historycznie pierwsze odkryte układy kataklizmiczne), gwiazdy typu
Z Cam oraz SU UMa.

\subsection{Nowe klasyczne}

Są to najbardziej ,,spektakularni'' przedstawiciele gwiazd
kataklizmicznych. Rozbłyski gwiazd nowych były obserowane od tysiącleci, na
długo zanim skojarzono je z ciasnymi układami podwójnymi. 

Akrecja materii na białego karła (który w wyniku procesów ewolucyjnych jest
niemal całkowicie pozbawiony termojądrowego ,,paliwa'' wodorowego)
doprowadza do systematycznego wzrostu zawartosci wodoru w jego warstwie
powierzchniowej. Wskutek obecności silnego pola grawitacyjnego gaz
gromadzący się na powierzchni białego karła znajduje się w stanie
zdegenerowanym, tzn. jego gęstość w niewielkim stopniu zależna jest od jego
temperatury. Gdy ilość dostarczonego wodoru przekroczy wartość krytyczną
jego temperatura podnosi sie do wartości wystarczającej do zapoczątkowania
reakcji termojadrowych. Wskutek istnienia degeneracji wzrost temperatury
nie pociąga za sobą istotnych zmian gestości, natomiast reakcje jądrowe
powodują silne dalsze podgrzewanie gazu, doprowadzające do samonapedzającej
się 
intensyfikacji procesów jądrowych. Doprowadza to do gwałtownego wybuchu
(podobnego do wybuchu bomby termojądrowej) który z dużej odległości jest
widoczny jako rozbłysk nowej klasycznej. 

Wbrew dawniejszym poglądom układ kataklizmiczny nie ponosi istotnego 
uszczerbku w wyniku opisanego wybuchu i po pewnym czasie powraca do
pierwotnego stanu ,,stacjonarnego''. W pewnej liczbie przypadków udało się
nawet zaobserwować wielokrotne wybuchy nowych w tym samym układzie
 (tzw. nowe powrotne - ,,Recurrent Novae'') 

Tempo przepływu materii w układach obserwowanych w miejscach dawnych
wybuchów nowych jest większe niż w przypadku nowych karłowatych, pozostaje
jednak kwestią nierozstrzygniętą czy jest to cecha charakteryzująca tą
określoną grupę obiektów czy też chwilowe stadium przejściowe.

\subsection{Gwiazdy nowopodobne}

Są to układy pod wzgledem morfologicznym bardzo podobne do pozostałości po
Nowych Klasycznych, których wybuchy nie były jednak nigdy wcześniej
obserwowane. Charakteryzuje je wysokie tempo przepływu masy.

\section{Układy magnetyczne}

\subsection {Polary}

Są to układy zawierające białego karła z bardzo silnym polem magnetycznym.
Nazwa ,,polary'' wzieła swój poczatek od dużego i zmiennego (dochodzącego do
kilkudziesieciu procent) stopnia polaryzacji ich światła.

W Polarach dysk akrecyjny praktycznie nie występuje - pole magnetyczne
powoduje odkształcenie strumienia gazu opadajacego na białego karła i spadek
jest możliwy jedynie wzdłuż linii sił pola, w kierunku biegunów
magnetycznych. W okolicach biegunowych kolumny akrecyjne opadającego gazu 
tworzą tzw. ,,czapki polarne''.

Bardzo charakterystyczną cechą polarów jest całkowita synchronizacja okresu
rotacji białego karła z okresem orbitalnym (w układach niemagnetycznych
z okresem orbitalnym zsynchronizowana jest jedynie rotacja drugiego
składnika).    

Klasycznym reprezentantem Polarów jest np. AM Herculis

Schemat ilustrujący strukturę typowego układu magnetycznego o charakterze
polara jest
przedstawiony na rysunku \ref{3.1} 

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\epsfig{file=magn.eps,width=6cm,height=10cm,angle=270}
\caption{Układ magnetyczny o typie polara
 (źródło: http://lheawww.gsfc.nasa.gov)}
\label{3.1}
\end{center}
\end{figure}
 
\subsection {Polary pośrednie}

Są to układy w których obserwuje się modulację blasku zarówno z okresem
orbitalnym jak i okresem rotacji białego karła. Polaryzacja światła jest w
ich przypadku znacznie słabsza niż w przypadku Polarów a czesto wogóle
niezauważalna. 

W przypadku polarów pośrednich zakłada się istnienie szcaątkowego dysku
akrecyjnego, który w obszarach wewnętrznych jest ,,rozerwany'' przez pole
magnetyczne białego karła.

Nie jest do końca pewne czy mniejszy wpływ pola magnetycznego na
obserowawane cechy Polarów Pośrednich wynika z mniejszych wartości natężenia
samego pola czy też jest następstwem np. większego niż w Polarach tempa
przepływu masy.

Pierwsze, odkryte optycznie polary posrednie, DQ Her i AE Aqr okazały się
być nietypowe, zarówno z powodu braku promieniowania rentgenowskiego jak i
krótkości okresu.  Pierwszym typowym, rentgenowsko aktywnym  polarem ośrednim
była gwiazda TV Col. Obecnie znanych
jest kilkanaście obiektów tego typu.

Na rysunku \ref{3.2} przedstawiony jest model budowy układu magnetycznego o
charakterze polara posredniego 

\begin{figure}[ht] 
\begin{center}
\epsfig{file=inter.eps,width=7cm,height=10cm,angle=270}
\caption{Układ magnetyczny o typie polara pośredniego. 
(źródło rysunku: http://lheawww.gsfc.nasa.gov)}
\label{3.2}
\end{center}
\end{figure}

{\it Opracowane na podstawie (Hack, la Dous, 1993), (Lewin i in., 1993), (Mauche, 1990), 
(Warner, 1995), (Schwarzenberg-Czerny, 1999)}

\newpage

\chapter{Historia badania V603 Aquilae}

Historia badania V603 Aquilae rozpoczęła się 9 czerwca 1918 roku, kiedy
gwiazda ta została po raz pierwszy zaobserwowana jako Nova Aquilae.
Osiągając w maksimum blasku jasność równą blisko $-1^{m}1$ stała się
najjaśniejszą gwiazdą nową zaobserwowaną w bieżącym stuleciu.

Po wybuchu pozostała wyraźnie widoczna, ekspandująca w przestrzeni mgławica
utworzona z odrzuconej w przestrzeń materii, zaobserwowana po raz pierwszy
ok 4 miesiące po wybuchu roku przez Barnarda jako obiekt o rozmiarach 
kątowych rzędu 1" (Barnard, 1919). Wyse, analizując w roku 1940 obserwacje 
fotograficzne i
spektroskopowe ekspandującej otoczki oszacował prędkość jej ekspansji na ok.
1" rocznie. Asymetria rozszerzającej się otoczki została zauważona już w
1919 roku przez Wrighta. W 1947 roku Baade na  podstawie analizy
spektrogramów uzyskanych w obserwatorium Licka zasugerował istnienie w
mgławicy trzech równoległych, ,,równikowych'' płaszczyzn oraz dwóch dużych
kondesacji ,,biegunowych'', rozbiegających się we wzajemnie przeciwległych 
kierunkach (patrz: Hack, la Dous, 1993).

Dokładną analizę tego zagadnienia przeprowadził Weaver (1974),
potwierdzając obecność opisanych wcześniej asymetrii.

Dziś, ponad 80 lat po wybuchu, jasność V603 Aql równa ok. $12^{m}5$ 
stawia ją w rzędzie najjaśniejszych obserwowanych obiektów tego
typu.

Charakterystyczne cechy widma pozwalające zaklasyfikować V603 Aql do 
gwiazd kataklizmicznych (takie jak np. duży ,,flickering'', intensywne
świecenie w niebieskiej części widma) zostały zobserwowane już w
latach 60-tych. Kraft (1964) wyznaczył po raz
pierwszy na podstawie obserwacji spektroskopowych wykonanych w zakresie 
widzialnym okres orbitalny układu, równy $0.1382^{d}$.

W pracy (Drechsel i in. 1981) omówione zostały wyniki
równoczesnych obserwacji fotometrycznych i spektroskopowych V603 Aql
dokonanych przy pomocy kamery FES i SWP umieszczonych na pokładzie 
satelity IUE.
Autorzy donosili o odkryciu korelacji pomiędzy natężeniem świecenia w
liniach emisyjnych UV a fazą ruchu orbitalnego układu. Podobny, choć w znacznie
mniejszej skali widoczny efekt zauważyli oni również w części ciągłej widma.
Obserwacje z jakich korzystali pokrywaly jednak zaledwie ok. 2 okresy
orbitalne, nie pozwalaly zatem na szersza analize zauwazonego efektu. 

Badanie zaobserwowanych zależności ograniczyli jedynie do analizy jakościowej.
Sugerowali ponadto, że okres dostrzeżonych przez nich zmian jasności 
gwiazdy w zakresie widzialnym jest dobrze zgodny z okresem orbitalnym. 
Jako wytłumaczenie okresowych zmian w widmie UV proponowali częściowe
zaćmienia fragmentu dysku przez drugi składnik lub zakrycia 
gorącej plamy przez dysk  

Nietypowe zachowanie gwiazdy zostało po raz pierwszy zauważone po
wyznaczeniu
w latach 80-tych okresu 
fotometrycznego równego $0.1449^{d}$, zatem różniącego się o blisko 5\% od
znanego wcześniej okresu orbitalnego (Haefner, Metz, 1985). 
Niezgodność okresu
fotometrycznego z okresem orbitalnym została w następnych latach
potwierdzona również przez innych obserwatorów w latach 1980-1991, kiedy to z
niezależnych pomiarów wyznaczono jego wartość zawierającą się w przedziale 
od $0.1449^{d}$  do $0.1466^{d}$ (Patterson i in., 1993). 
W wyniku intensywnej kampanii 
obserwacyjnej zauważono również, że okres ten wykazuje powolne
zmiany w skali czasu rzędu miesięcy - 
Patterson i in. (1997) opublikowali wyniki uzyskane w oparciu o dużą ilość 
obserwacji fotometrycznych w zakresie widzialnym, wykonanych w latach 1992, 
1993 i 1994, wskazując na obecność modulacji sygnału z okresem innym niż
dotychczasowe, zmieniającym sie w zakresie $0.1338^{d}-0.1345^{d}$, a zatem
krótszym niż okres orbitalny. 

W oparciu o obserwacje spektroskopowe
udokładnił on również wyznaczony wcześniej okres orbitalny, uzyskując
wartość $0.13809\pm0.00012^{d}$ (Patterson i in., 1997)

Wyjaśnieniem rozbieżności pomiędzy okresem fotometrycznym a spektroskopowym
może być zjawisko którego istnienie zasugerował Whitehurst
 (1988). W wyniku
symulacji numerycznych przeprowadzonych dla gwiazdy Z Chameleontis wykazał
on, że drugi składnik układu podwójnego może wykazywać silne oddziaływanie
pływowe na przepływającą przez dysk materię. Szczególnie przy duzym stosunku
mas składników układu dysk jest "pływowo niestabilny", staje się
asymetryczny i dokonuje powolnego obrotu względem inercjalnego układu
odniesienia. Fale pływowe przebiegające przez dysk powodują zmiany
obserwowanej jasności z okresem o kilka procent dłuższym niż okres
orbitalny.

Interesującą z punktu widzenia interpretacji przyczyn obserwowanej
zmienności jest specyficzna orientacja orbity V603 Aql w przestrzeni.
Nachylenie orbity zostało oszacowane w miarę dokładnie 
dwiema niezależnymi metodami. 
Pierwsza z nich, to pomiar zmian prędkości radialnych z dopplerowskiego 
przesuniecia linii widmowych i porównanie ich z oszacowanymi prędkościami 
ruchu orbitalnego (ponieważ masa oraz stosunek mas układu mogą być z 
dobrym przybliżeniem  znaleziona metodami astrofizycznymi, natomiast okres 
orbitalny i zmiany składowej radialnej są dane z obserwacji spektroskopowych 
możliwe jest oszacowanie nachylenia na podstawie stosunku amplitudy wahań 
prędkości radialnej do obliczonej wartości predkości orbitalnej) (Kraft, 1964). 

Druga metoda polegała na pomiarach asymetrii rozprzestrzeniania sie
mgławicy powstałej w wyniku wybuchu Nova Aquilae w 1918 roku (Weaver, 1974).

W obu przypadkach uzyskano bardzo zbieżne ze sobą wyniki, wskazujące na to
że nachylenie płaszczyzny orbity jest bardzo niewielkie, nie większe niż 
$15^{o}$ (obecnie przyjmowane parametry orbitalne układu to nachylenie równe 
nie więcej niż $17^{o}$ i stosunek mas biały karzeł / drugi składnik 
równy 0.66/0.29 (Ritter, 1990).

Oznacza to, że układ jest obserwowany w kierunku niemal
dokładnie prostopadłym do płaszczyzny orbity. Fakt ten wyklucza 
automatycznie mozliwość występowania w układzie wzajemnych 
zakryć składników i dysku 

Kolejne wyniki analizy krzywych zmian blasku V603 Aql w zakresie optycznym
opublikowali Udalski i Schwarzenberg-Czerny (1989). W swej 
pracy autorzy donosili o odkryciu słabej modulacji z okresem równym ok. $61^{m}$. 
Ten sam okres został następnie podany w pracy z roku 1992 
(Schwarzenberg-Czerny i in., 1992), 
której treścią
była analiza zmienności blasku w zakresie ultrafioletowym. Autorzy
pracy korzystali z obserwacji wykonanych przy pomocy satelity IUE, dokonując
fotometrii widma ultrafioletowego w jego części ciągłej, w pięciu wybranych
pasmach częstotliwości. O znalezieniu śladu modulacji z identycznym okresem 
w zakresie rentgenowskim donosił również Drechsel i in. (1983).

Obecność modulacji z okresem $61^{m}$ stanowiła dość silną przesłankę 
przemawiającą za tym, ze V603 jest układem kataklizmicznym o cechach 
polara pośredniego - modulacja taka mogłaby wówczas być wytłumaczona
rotacją magnetycznego białego karła.

Interesujące wydają się również wyniki obserwacji V603 Aql w zakresie
ultrafioletowym przy pomocy teleskopu Hubble'a. W pracy Friedjunga i in. 
(1997) autorzy donoszą o zaobserwowaniu, szczególnie w pobliżu
linii emisyjnej CIV, wyraźnej struktury absorbcyjnej przesuniętej w stronę
krótkofalową, przypominającej (wraz z linią emisyjną) profil typu P-Cygni.

Zwracają oni jednak uwagę na fakt, że mimo morfologicznego podobieństwa 
struktura ta wykazuje wiele cech całkowicie odmiennych od typowych profili
P-Cygni: składowa emisyjna jest znacznie silniejsza od absorbcyjnej i 
niemal idealnie symetryczna. Tłumaczą ten fakt przyjmując założenie, że
obserwowane przez nich linie emisyjne powstają w zewnetrznych warstwach
chromosfery dysku, natomiast za część absorbcyjną odpowiedzialny jest
chłodniejszy, ,,stożkowato'' ukształtowany wiatr gwiazdowy wybiegający w
kierunku prostopadłym do płaszczyzny dysku. 

W pracy (Friedjung i in., 1997) pojawia się wprawdzie informacja o zmianach
natężeń i profili linii w czasie (oraz zmian natężenia świecenia w continuum
UV), lecz autorzy ograniczają się w niej 
jedynie do stwierdzenia obecności ,,znacznych zmian w skali czasu minut''. 
Wynik Drechsela i in. (1981) dotyczący okresowych wahań natężenia w liniach 
oceniają jako niepewny z uwagi na to, że
jego obserwacje pokrywały zaledwie dwa okresy orbitalne.
Przyczyny zmienności upatrują w zmianach natężenia promieniowania
rentgenowskiego pochodzącego z gorących obszarów w bezposrednim sąsiedztwie
białego karła.


\newpage

\chapter{Obserwacje V603 Aql w ultrafiolecie}

\section{Format danych z IUE}

Satelita IUE, czynny w okresie od 26 stycznia 1978 do 27 września 1996,
umieszczony był na orbicie geosynchronicznej o nachyleniu $28.6^{o}$ i
mimośrodzie 0.24 (Boggess i in., 1978). 
Jego podstawowe wyposażonie stanowiły trzy rodzaje kamer 
typu ,,vidicon'' pozwalające na
uzyskiwanie widm w zakresie ultrafioletowym: Short Wavelength Prime (SWP),
Long Wavelength Prime (LWP) oraz Long Wavelength Redundant (LWR). Kamery te
mogły współpracować ze spektrografami w dwóch trybach pracy - wysokiej rozdzielczości 
(,,High Resolution" albo ,,Echelle mode'')
oraz niskiej rozdzielczości (,,Low Resolution Mode''). 
Każdy spektrograf wyposażony był w dwa rodzaje przysłon (,,szczelin'') - małą,
kołową, o średnicy kątowej 3" oraz dużą, owalną, o rozmiarach kątowych rzędu
10 x 20". 
Zakres długości fal
dla odpowiednich kamer i trybów pracy jest przedstawiony w 
tabelce \ref{tab5.1} (Newmark i in., 1992)

\begin{table}
\begin{center}
\caption{Zakresy długości fal dla kamer SWP, LWP i LWR dostępne w różnych 
trybach pracy}
\label{tab5.1}
\vskip0.5cm
\begin{tabular}{|c|c|c|c|}
\hline
Kamera &HIGH, pełne pokrycie &HIGH, częściowe pokrycie &LOW \\
\hline 
SWP &1145-1930 &1930-2198 &1150-1975 \\
LWR &1845-3105 &3105-3230 &1860-3300 \\
LWP &1845-2980 &2980-3230 &1910-3300 \\
\hline
\end{tabular}
\end{center}
\end{table}

Luki w pokryciu niektórych przedziałów długości fal dla trybu ,,wysokiej
rozdzielczości'' wynikają z przyczyn instrumentalnych (obcięcia niższych
rzedów widm Echelle przez krawędź płyty czołowej kamery)

,,Surowy'' obraz uzyskiwany przy pomocy w/w kamer jest zapisywany w postaci
,,klatki'' będącej 8-mio bitową macierzą o rozmiarze 768 x 768 pikseli. 
Zależnie od trybu pracy
zawiera ona albo pojedyńcze widmo o niskiej dyspersji (dla Low Resolution
Mode) albo grupę kolejnych, położonych równolegle względem siebie 
fragmentów widma o wysokiej dyspersji w (trybie Echelle).

Informacja zapisana w surowej klatce (Raw Image, RI) jest
obarczona błędami instrumentalnymi, takimi jak geometryczna
dystorsja oraz różnego rodzaju zniekształcenia informacji fotometrycznych. 
Standardowy software udostępniany użytkownikom
korzystającym z obserwacji IUE - IUE Spectral Image Processing System,
IUESIPS, zastąpiony w ostatnich latach przez jego nowszą wersje, NEWSIPS
(Nichols, Linsky, 1996) - 
umożliwia dokonanie geometrycznej i fotometrycznej korekcji surowych 
klatek oraz dalszą ich obróbkę cyfrową, umożliwiająca w końcowym 
rezultacie uzyskanie plików zawierających długości fali i odpowiadające 
im, wykalibrowane wartości zmierzonego natężenia w widmie badanego obiektu 
(Turnrose, Thompson, 1984).


W niniejszej pracy korzystano wyłącznie z widm o niskiej dyspersji
wykonanych kamerą SWP, dlatego dalszy opis będzie dotyczył jedynie tego
typu danych obserwacyjnych.

Przetwarzane przez IUESIPS 
(lub NEWSIPS) dane są dostępne w postaci następujących plików:

--,,Photometrically Corrected Image'' (PI), klatki zawierające dwuwymiarową 
macierz pikseli powstałą w wyniku
dokonania korekcji geometrycznej i fotometrycznej surowej klatki. 
Obraz widma na 
takiej klatce biegnie skośnie względem osi układu współrzednych.

--,,Extracted Line By Line Spectra'' (ELBLS), klatka zawierająca obraz widma
,,wycięty'' z pliku PI wraz z przylegającym obszarem tła. W procesie
ekstrakcji dokonywany jest również resampling pikseli - kierunek
dyspersji pokrywa się w ELBLS z jedną z osi układu współrzędnych klatki.

--,,MErged LOw dispersion extracted spectral file'' (MELO), w którym
zapisane są m.in. długości fali i odpowiadające im wykalibrowane wartości 
natężeń, wydobyte z pliku ELBLS. Wartości natężeń są obliczane przez proste
sumowanie w (kierunku stałej długości fali, tj. prostopadle do kierunku
dyspersji) odpowiednich obszarów kolejnych kolumn macierzy ELBLS. Sumy te
po odjęciu tła (wziętego również z ELBLS) i odpowiednim wyskalowaniu (oraz
dokonaniu korekcji na nieliniowość krzywej czułości kamery) są zapisywane w
MELO jako ,,absolutely calibrated fluxes'' 

\section{Metoda ,,wielokrotnie naświetlonych widm''}

Dla dokonania szczegółowej analizy krótkookresowej zmienności badanego
obiektu konieczne jest uzyskanie punktów obserwacyjnych
położonych dostatecznie gęsto aby zapewnić zadowalajaca rozdzielczość
czasową. W związku z podejrzeniami istnienia modulacji blasku 
z okresem rzędu $61^{m}$ sygnalizowanej przez poprzednich obserwatorów 
(Udalski, Schwarzenberg-Czerny, 1989), (Schwarzenberg-Czerny i in., 1992) 
wskazane byłoby, aby odległości kolejnych punktów na krzywej jasności
były nie większe niż kilka - kilkanaście minut. Z drugiej strony - proces
przetwarzania danych na pokładzie satelity IUE oraz ich przesyłania do
naziemnej stacji kontrolnej z przyczyn sprzętowych uniemożliwia uzyskanie
rozdzielczości czasowej lepszej niż ok 40 min (15 minut ekspozycja, 25 minut
czytanie obrazka i przygotowanie kamery).  

Problem ten może być częściowo rozwiązany przez zastosowanie techniki
,,wielokrotnie naswietlonych widm'', opartej w dużym stopniu na metodzie znanej
i stosowanej od dawna w spektroskopii fotograficznej. 
Korzystając z faktu,
że szczelina spektrografu pracującego w trybie niskiej rozdzielczości ma
stosunkowo dużą wysokość, na jednej klatce można zarejestrować dwa (lub
więcej) widma poprzez kilkakrotne zmiany położenia gwiazdy wewnątrz 
szczeliny w trakcie obserwacji. Zmiana położenia gwiazdy w szczelinie 
dokonywana jest
przez obrót satelity w przestrzeni, zatem separacja czasowa uzyskanych tą
drogą ,,wielokrotnych'' widm jest ograniczona od dołu jedynie przez czas
niezbędny do zmiany orientacji satelity.
Klatka zawierająca takie ,,wielokrotnie naświetlone widmo'' jest następnie
przetwarzana i przesyłana na Ziemię.

W efekcie uzyskuje się ,,paczki'' widm, których separacja czasowa (w obrębie
każdej pojedyńczej ,,paczki'') jest niemal dowolnie mała, natomiast odstępy
czasowe pomiędzy kolejnymi ,,paczkami'' są w dalszym ciagu limitowane przez
ograniczenia sprzętowe.

W praktyce w większości przypadków realne i celowe jest jedynie uzyskanie
dwóch obrazów widmowych na jednej ,,klatce''. W przypadku większej ich 
ilości sąsiadujace widma
nakładaja się na siebie w stopniu uniemozliwiającym ich późniejsze
rozdzielenie. 

Widok takiej ,,podwójnie naświetlonej'' klatki (po dokonaniu korekcji
fotometrycznej i przeskalowania sprowadzającego układ wspólrzednych klatki do
układu zgodnego z kierunkiem dyspersji) przedstawia rysunek \ref{5.1}

\begin{figure}
\begin{center} 
\vspace{0.5cm}
\epsfig{file=swp.eps,width=2cm,height=10cm, angle=270}
\caption{Podwójnie naświetlona klatka (w postaci FITS)}
\label{5.1}
\end{center}
\end{figure}


W wielu wypadkach (także w przypadku widm używanych w niniejszej pracy)
separacja nawet podwójnie naświetlonych widm stwarza bardzo poważne
problemy. Głównym czynnikiem odpowiedzialnym za rozmycie i poszerzenie
obrazów widmowych na klatce jest ich rozogniskowanie. Ogniskowanie
obrazu jest w kamerach satelity IUE realizowane za pośrednictwem elementu, 
który zmienia swoje rozmiary w wyniku elektrycznego podgrzewania.
Podgrzewanie to jest procesem bardzo energochłonnym i dlatego często opcja
ogniskowania musi
być wyłączona, zwłaszcza w sytuacji gdy niekorzystna orientacja baterii 
słonecznych satelity w przestrzeni uniemożliwia wystarczające 
pokrycie powstającego deficytu
energetycznego. W takich przypadkach nawet wykorzystanie całej wysokości
szczeliny spektrografu nie zapewnia wystarczającej separacji przestrzennej
sąsiednich widm na klatce i rozdzielenie ich w prosty sposób jest
niemożliwe.
Poza nakładaniem się widm rozogniskowanie obrazu powoduje znaczne 
pogorszenie dyspersji widma,
utrudniając tym samym szczegółową analize elementów jego struktury.

Istotnym i dotkliwym ograniczeniem wynikającym z zastosowania opisanej 
wyżej techniki
jest również niemożność uzyskania końcowych, wykalibrowanych widm wyłącznie 
przy użyciu
standardowego oprogramowania. Z uwagi na zastosowany w IUESIPS algorytm
ekstrakcji widm z plików ELBLS, w przypadku podwójnych obrazów końcowym 
rezultatem działania standardowego oprogramowania obrabiającego klatki
jest jedynie zapisane w MELO wykalibrowane widmo bedące sumą obu składowych
- uzyskanie podobnej informacji dla każdego widma z osobna jest niemożliwe.

\section{Materiał obserwacyjny}

W niniejszej pracy wykorzystano obserwacje V603 Aquilae wykonane przez
Aleksandra Schwarzenberga-Czernego i Paule Szkody przy pomocy satelity 
IUE w czasie ciągłej sesji obserwacyjnej w dniach od 6 do 8 
października 1992 . 

W celach kontrolnych dokonano też opracowania starszych obserwacji z 
1989 roku na których oparta 
była wcześniejsza praca (Schwarzenberg-Czerny i in., 1992). 

Wszystkie widma 
uzyskano przy użyciu kamery SWP pracującej w trybie niskiej rozdzielczości.
W trakcie obserwacji zastosowano metodę ,,podwójnie naświetlonych'' klatek.
Trójwymiarowa wizualizacja typowej ,,podwójnie naświetlonej'' klatki jest
pokazana na rysunku \ref{5.2}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=fig-3d.eps,width=10.5cm,height=10.5cm}
\caption{Trójwymiarowa wizualizacja typowej ,,podwójnie naświetlonej''
klatki}
\label{5.2}
\end{center}
\end{figure}

Przekrój poprzeczny przez tą samą klatkę, zilustrowany na kolejnym
rysunku \ref{5.3} pozwala zauważyć że separacja przestrzenna 
sąsiadujących ze sobą 
widm
uniemożliwia zastosowanie do ich rozdzielenia jakiegokolwiek prostego 
algorytmu - boczne ,,skrzydła'' rozogniskowanych obrazów widmowych w
znacznym stopniu nakładają się na siebie. 

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=fig-cross0.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Przekrój poprzeczny typowego podwójnego widma}
\label{5.3}
\end{center}
\end{figure}

Lista obserwacji, zawierająca kod identyfikacyjny oraz momenty czasu
odpowiadające środkowi ekspozycji 1-szego i 2-giego widma z każdej ,,pary''
(po uwzględnieniu poprawek barycentrycznych) 
jest zamieszczona w tabelce \ref{tab5.2}. Wartości $t_1$ i $t_2$ są
podane w dniach w postaci dat juliańskich od której odjęto stały offset równy
2448900.0.

\begin{table}
\begin{center}
\caption{Lista obserwacji, czas $t$ w postaci JD-2448900}
\label{tab5.2}
\vskip0.5cm
\begin{tabular}{|c|r|r||c|r|r|}
\hline
 Kod obserwacji & $t_1$ & $t_2 $ &
Kod obserwacji & $t_1$ & $t_2 $ \\
\hline
SWP45850 & 01.735 & 01.725 &
SWP45851 &01.772 &01.782 \\
SWP45852 &01.832 &01.820 &
SWP45853 &01.880 &01.891\\
SWP45855 &02.013 &02.000 &
SWP45856 &02.051 &02.065\\
SWP45857 &02.097 &02.109 &
SWP45858 &02.139 &02.151\\
SWP45860 &02.212 &02.223 &
SWP45862 &02.286 &02.299\\
SWP45863 &02.329 &02.340 &
SWP45864 &02.376 &02.389\\
SWP45865 &02.437 &02.424 &
SWP45866 &02.473 &02.483\\
SWP45867 &02.528 &02.511 &
SWP45868 &02.558 &02.574\\
SWP45869 &02.622 &02.603 &
SWP45870 &02.652 &02.667\\
SWP45871 &02.712 &02.697 &
SWP45872 &02.741 &02.760\\
SWP45873 &02.806 &02.787 &
SWP45874 &02.835 &02.848\\
SWP45875 &02.897 &02.880 &
SWP45877 &03.000 & 02.990\\
SWP45878 &03.029 &03.039  &
SWP45879 &03.079 &03.089\\
SWP45880 &03.125 &03.135 &
SWP45881 &03.182 &03.195\\
SWP45882 &03.231 &03.243 &
SWP45883 &03.277 &03.290\\
SWP45884 &03.327 &03.337 &
SWP45885 &03.369 &03.383\\
SWP45886 &03.428 &03.413 &
SWP45887 &03.476 &03.486\\
SWP45888 &03.524 &03.505 &
SWP45889 &03.557 &03.569\\
SWP45890 &03.615 &03.604 &
SWP45891 &03.652 &03.665\\
SWP45892 &03.710 &03.699 &
SWP45893 &03.744 &03.762\\
SWP45894 &03.807 &03.793 &
SWP45895 &03.836 &03.854\\
SWP45896 &03.897 &03.885 &
SWP45898 &04.017 &04.002\\
SWP45899 &04.055 &04.068 &
SWP45900 &04.101 &04.113\\
SWP45901 &04.147 &04.163 &
SWP45902 &04.193 &04.205\\
SWP45903 &04.249 &04.261 &
SWP45904 &04.295 &04.307\\
SWP45905 &04.340 &04.352 & & & \\
\hline
\end{tabular}
\end{center}
\end{table}

\newpage

\chapter{Obserwacje V603 Aql w promieniach X}

\section{Satelita ROSAT}

W niniejszej pracy wykorzystane zostały obserwacje rentgenowskie V603 Aql 
wykonane przez
satelitę ROSAT. ROSAT (ROentgen SATellite), którego budowa byłą wynikiem
współpracy Niemiec, Wielkiej Brytanii i Stanów Zjednoczonych został
wprowadzony na orbitę 1 czerwca 1990. Dokonywał on obserwacji aż do dnia 12
lutego 1999 kiedy to został ostatecznie wyłączony.

Zasilanie segmentu kosmicznego zapewniały 3 baterie słoneczne o maksymalnej 
mocy 1 kW oraz akumulatory, które były ładowane w czasie gdy satelita
znajdował się na łuku orbity swej orbity w miejscu zapewniającym 
dostateczne oświetlenie 
światłem słonecznym, podtrzymywały natomiast zasilanie podczas trwających do 40 minut
,,nocy''. 

Wyposażenie satelity stanowiły dwa niezależne segmenty obserwacyjne.
Pierwszym z nich był teleskop rentgenowski, który mógł współpracować z 
dwoma różnymi detektorami umieszczonymi w jego płaszczyźnie ogniskowej:
obrazującym licznikiem proporcjonalnym (Position Sensitive Proportional
Counter, PSPC) oraz przetwornikiem umożliwiającym uzyskanie obrazów o
wysokiej rozdzielczości w  promieniach X (High Resolution Imager, HRI).

Drugim urządzeniem była kamera szerokokątna (Wide Field Camera),
wyposażona we własny system zwierciadeł.

Podczas pojedyńczej obserwacji możliwe było pokrycie obszaru nieba o
rozmiarach ok. 2 stopni przy użyciu PSPC oraz ok. 40 minut łuku z
zastosowaniem HRI. 
(Misja ROSAT rozpoczęła sie od sześciomiesięcznych kompleksowych obserwacji z
zastosowaniem PSPC, których celem było pokrycie całego obszaru nieba).

Układ optyczny teleskopu rentgenowskiego (o ogniskowej 2.40 m) zbudowany 
był z szeregu koncentrycznych zwierciadeł, o maksymalnej średnicy 83.5 cm, 
wykonanych ze szkła typu ,,zerodur'' napylonego warstewka złota.

W płaszczyźnie ogniskowej teleskopu na ,,karuzelowym'' uchwycie,
umozliwiajacym łatwą zmianę stosowanego detektora, umieszczone były 2
detektory PSPC z filtrami pozwalającymi wybrać odpowiedni przedział energii
rejestrowanych fotonów oraz jeden detektor HRI.

Detektor PSPC zapewniał wysoką rozdzielczość przestrzenną (ok. 25 sekund łuku
dla fotonów o energiach 1 keV). Składał się on z dwóch w zasadzie oddzielnych
liczników. Zadaniem jednego z nich była detekcja kwantów rentgenowskich (a
mówiąc dokładniej - fotoelektronów powstałych w gazie wypełniającym licznik po
wtargnieciu kwantu rentgenowskiego), podczas gdy drugi pełnił rolę ,,licznika
antykoincydencyjnego'', rejestrującego "background rejection".

Elektrody liczników zbudowane były z siatek metalowych, o średnicy drutu 10
mikronów i rozmiarach ,,oczek'' od 1.5 do 2 mm dla siatek anodowych oraz
średnicy 50 mikronów i rozmiarach ,,oczek'' 0.5 mm dla siatek katodowych.

Detektor był wypełniony gazem, składającym sie w 60\% z argonu, 20\% ksenonu
oraz 15\% metanu.

Detektor HRI był konstrukcyjnie bardzo podobny do urządzenia zastosowanego
wcześniej w satelicie EINSTEIN. Umożliwiał uzyskanie obrazów pól o rozmiarach
38 minut łuku z rozdzielczoscią ok. 2 sekund łuku.

Kamera szerokokątna była wyposażona w swój własny system zwierciadeł o
ogniskowej 0.525 m. W płaszczyźnie ogniskowej układu umieszczony był
detektor wraz z ośmiona filtrami, dającymi mozliwość uzyskania obrazów w
różnych zakresach energii kwantów. Pole widzenia kamery wynosi ok. 5 stopni
przy rozdzielczości 2.3 minuty łuku.

{\it{(źródło informacji: http://heasarc.gsfc.nasa.gov)}}

\section{Obserwacje rentgenowskie}

Do celów niniejszej pracy uzyte zostały niepublikowane obserwacje V603 Aql
wykonane przy pomocy detektora PSPC satelity ROSAT przez Aleksandra
Schwarzenberga-Czernego i Wofganga Pietsch.

Obserwacje zostały zredukowane przez ich autorów za pomoca pakietu EXSASS do
postaci krzywych zmian blasku w binach z czasem integracji pojedyńczego binu
równym 400 s.

Przedział czasu w jakim wykonano obserwacje został
celowo dobrany w taki sposób, aby duża jego część pokrywała się z
przedziałem dla którego wykonywane były równiez obserwacje w ultrafiolecie. 
Miało to na celu umożliwienie zbadania ewentualnych korelacji zachodzących
pomiędzy zmianami natężenia w promieniach rentgenowskich i w ultrafiolecie.

Obserwacje obejmują okres niemal pięciu dni, pokrywający w całości okres w
jakim dokonywane byłu obserwacje w ultrafiolecie. Z przyczyn
instrumentalnych pokrycie to jest niezbyt równomierne - pojedyńcze 
obserwacje są zgrupowane w ,,paczki'' po których następują dłuższe przerwy. 
Grupowanie w ok. 20 minutowe serie jest spowodowane krótkim czasem
zapewniającym dogodną widoczność obiektu podczas pełnego, 90 minutowego okresu
orbitalnego satelity. Natomiast dłuższe przerwy powodowane są koniecznością
wykonywania w tym czasie przez satelitę innych programów obserwacyjnych.

Rozkład obserwacji w czasie oraz powiększenie
wybranego fragmentu ukazujące grupowanie punktów pomiarowych w ,,paczki''
ilustrują dwa rysunki \ref{6.1} i \ref{6.2}

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=ros.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Rozkład obserwacji rentgenowskich w czasie, 
na osi poziomej data w postaci JD-2448900 (w dniach)}
\label{6.1}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=ros1.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Grupowanie oberwacji rentgenowskich w ,,paczki'', na osi 
poziomej data w postaci JD-2448900 (w dniach)}
\label{6.2}
\end{center}
\end{figure}

Krzywa zmian blasku w promieniach X (dla zliczeń sumarycznych) jest
przedstawiona na rysunku \ref{6.3}. Na osi pionowej znajduje się ilość zliczeń
detektora, na osi poziomej moment czasu w dniach, jako JD-2448900.

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=ros3.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Krzywa zmian blasku w promieniach rentgenowskich, 
na osi poziomej data w postaci JD-2448900, na osi pionowej liczba zliczeń z
PSPC}
\label{6.3}
\end{center}
\end{figure}

\chapter{Metody zastosowane do opracowania obserwacji}

\section{Opracowanie podwójnie naświetlonych klatek} 

\subsection{Metoda ,,klasyczna''}

Problem rozdzielenia częściowo nakładających się widm był rozważany wcześniej
przez innych autorów. ,,Klasyczne'' podejście do zagadnienia sprowadza się
do założenia, że rozkład natężenia w poprzecznym (tj. prostopadłym do 
dyspersji) przekroju przez podwójnie naświetloną klatkę może być z 
dostatecznie dobrym
przybliżeniem opisany przez złożenie dwóch funcji Gaussa. Dla każdego
przekroju można wtedy zapisać funcję opisującą natężenie jako:

\begin{equation}
F_{sum}(x)=F_{1}(x)+F_{2}(x)
\end{equation}
gdzie $x$ oznacza współrzędną biegnącą w kierunku prostopadłym do kierunku
dyspersji, natomiast
\begin{equation}
F_{1}(x)=A_{1}\exp\frac{-(x-\mu_{1})^2}{{\sigma_{1}}^2}
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
F_{2}(x)=A_{2}\exp\frac{-(x-\mu_{2})^2}{{\sigma_{2}}^2}
\end{equation}
gdzie $A_{1}$, $A_{2}$, $\mu_{1}$, $\mu_{2}$, $\sigma_{1}$ i
$\sigma_{2}$ 
są szukanymi parametrami funkcji opisującej rozkład natężenia w
badanym przekroju.

Rozdzielenie widm sprowadza się w takim przypadku do znalezienia dwóch
nieznanych całek
\begin{equation}
S1=\int_{-\infty}^{\infty} F_{1}(x) \textrm{d}x
\end{equation}

oraz

\begin{equation}
S2=\int_{-\infty}^{\infty} F_{2}(x) \textrm{d}x
\end{equation}

Najprostszym, narzucającym się w sposób naturalny rozwiązaniem jest 
dopasowanie odpowiednich 6 parametrów $A_{1}$, $A_{2}$, $\mu_{1}$, 
$\mu_{2}$, $\sigma_{1}$ i $\sigma_{2}$
do dostatecznie dużej liczby przekrojów poprzecznych i na tej 
podstawie
oszacowanie wzajemnego stosunku natężeń sąsiadujacych ze sobą widm dla 
kolejnych wartości $n$ (odpowiadających kolejnym wartościom długości fali)
jako ilorazu ${S_{1}}/{S_{2}}$
Korzystając z wykalibrowanych przy użyciu IUESIPS wartości natężeń 
,,sumarycznych'' (MELO) oraz dysponując wartościami stosunków natężeń w 
sąsiadujących widmach dla różnych długości fal można wówczas
uzyskać wykalibrowane widma pojedyńcze.

Metoda ta, aczkolwiek pozornie oczywista, ma jednak dość istotną wadę:
podczas dopasowywania sześcioparametrowego modelu wartości amplitud dopasowują
się bardzo niedokładnie i są bardzo czułe zarówno na wszelkie artefakty 
występujące na ,,klatkach'' jak też na dobór wartości początkowych wchodzacych
do procesu iteracyjnego. Celowe wydawało się zatem zmodyfikowanie tej
metody.

Na rysunku \ref{7.1} przedstawiony jest schematycznie widok dwóch
,,nakładających się'' na siebie funkcji gaussowskich oraz funkcja będąca
ich sumą. Punkt zerowy osi X został wybrany w sposób dowolny, wymagane jest
jedynie aby znajdował się pomiędzy punktami $\mu{1}$ i $\mu{2}$.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=gauss.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Przekrój poprzeczny przez podwójnie naświetlone widmo - schemat}
\label{7.1}
\end{center}
\end{figure}

Pola obszarów D1 i D2 będą wówczas wyrażały sie jako

\begin{equation}
D1=\int_{0}^{\infty} F_{1}(x) \textrm{d}x =A_{1}\int_{|\mu{1}|}^{\infty}\exp({\frac{-t^{2}}{\sigma_{1}^{2}}}) \textrm{d}t
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
D2=\int_{0}^{\infty} F_{2}(x) \textrm{d}x=A_{2}\int_{|\mu{2}|}^{\infty}\exp({\frac{-t^{2}}{\sigma_{2}^{2}}}) \textrm{d}t
\end{equation}
Niech dla n-tego przekroju
\begin{equation}
\Sigma{1}=\sum_{k={k_{min}}}^{0} \Phi(n,k)
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
\Sigma{2}=\sum_{k=0}^{k_{max}} \Phi(n,k)
\end{equation}
gdzie $k_{min}$ i $k_{max}$ oznaczają indeksy skrajnych pikseli na
przeciwległych krańcach n-tego przekroju (w tej konwencji wpółrzędna
,,zerowa'' na osi X oddziela od siebie piksele o indeksach -1 i 1),
$\Phi(n,k)$ jest natomiast odczytem detektora dla piksela $(n,k)$.
Z tożsamości
\begin{equation}
\Sigma{1} + \Sigma{2} \equiv S1 + S2
\end{equation} 

Na podstawie rysunku \ref{7.1} można również zapisać
\begin{equation}
S1=\Sigma{1}+D1-D2
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
S2=\Sigma{2}+D2-D1
\end{equation}
Przybliżone wartości $A_{1}$ oraz $A_{2}$ można uzyskać jako
\begin{equation}
A_{1} \cong \frac{\Sigma{1}}{\int_{-\infty}^{\infty}\exp{(\frac{-t^{2}}{\sigma_1^{2}})} \textrm{d}t  }
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
A_{2} \cong \frac{\Sigma{2}}{\int_{-\infty}^{\infty}\exp{(\frac{-t^{2}}{\sigma_2^{2}})} \textrm{d}t  }
\end{equation}

W ten sposób w dopasowywanym modelu można pominąć parametry $A_{1}$ i $A_{2}$ traktując je
jako wartości stałe i dopasowywać jedynie nieznane wartości $\mu_{1}$,
$\mu_{2}$, $\sigma_{1}$ oraz $\sigma_{2}$. Po znalezieniu przybliżonych
wartości tych parametrów mogą być znalezione udokładnione wartości amplitud.
W tym celu na podstawie parametrów $\mu$ i $\sigma$ z pierwszej iteracji
wyliczane są wartości całek $D1$ i $D2$, a następnie na ich podstawie 
przybliżone wartości $S1$ i $S2$: 
Wartości całek $D1$ i $D2$ z zadowalajacą dokładnością moga być liczone z
wykorzystaniem przybliżenia wielomianowego (Abramowitz, Stegun, 1964)

\begin{equation}
\textrm{erf}(z)=\frac{2}{\sqrt{\pi}}\int_{0}^{z} e^{-t^{2}} \textrm{d}t \cong 1-(a_{1}t+a_{2}t^{2}+a_{3}t^{3})e^{-z^{2}}
\end{equation}
gdzie 
\begin{equation}
t=\frac{1}{1+px}
\end{equation}

\begin{equation}
p=0.47047
\end{equation}

\begin{equation}
a_{1}=0.3480242
\end{equation}

\begin{equation}
a_{2}=-0.0958798
\end{equation}

\begin{equation}
a_{3}=0.7478556
\end{equation}

Dysponując wartościami $S1$ i $S2$ można następnie znaleźć
kolejne przybliżenie wartości amplitud: 
\begin{equation}
A_{1} \cong \frac{S1}{\int_{-\infty}^{\infty}\exp{(\frac{-t^{2}}{\sigma_1^{2}})} \textrm{d}t  }
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
A_{2} \cong \frac{S2}{\int_{-\infty}^{\infty}\exp{(\frac{-t^{2}}{\sigma_2^{2}})} \textrm{d}t  }
\end{equation}
które wchodzą następnie do kolejnej iteracji w wyniku której obliczane jest
kolejne przybliżenie $\mu_{1}$, $\mu_{2}$, $\sigma_{1}$ oraz $\sigma_{2}$

Uzyskane w ten sposób wartości całek $S1$ i $S2$ mogą być użyte do
wyznaczenia natężeń oddzielnie dla 1 i 2 widma w każdym przekroju, z
wykorzystaniem prostej zależności:

\begin{equation}
I_{1}=({\Sigma{1}}+{\Sigma{2}})\frac{S1}{S1+S2}
\end{equation}
oraz
\begin{equation}
I_{2}=(\Sigma{1}+\Sigma{2})\frac{S2}{S1+S2}
\end{equation}
gdzie $(\Sigma{1}+\Sigma{2})$ jest zsumowaną wartością wszystkich pikseli
danego przekroju, której wykalibrowana wartość znajduje się w 
pliku MELO.

W ten sposób znaleźć można wykalibrowane wartości natężeń niezależnie dla 
każdego z widm należących do ,,pary''. 

W tworzeniu oprogramowania dokonującego dopasowania parametrów modelu do
przekrojów poprzecznych widm wykorzystane zostały fragmenty procedur
numerycznych opublikowane w ,,Numerical Recipes'' (Press i in., 1992).

Opisana wyżej metoda została z powodzeniem zastosowana do obróbki podwójnie
naświetlonych klatek z 1992 i 1989 roku oraz klatek z widmami V795 Her.
Typowe wartości parametrów $\sigma$ oraz
$\mu{1}$ i $\mu{2}$, jak również błąd względny dopasowania parametru
$\sigma$ (liczony jako stosunek odchylenia standardowego do dopasowanej
wartości $\sigma$) dla oserwacji V603 Aql z 1992 roku są przedstawione 
na rysunkach \ref{7.2} i \ref{7.3}. Oś X na
wszystkich rysunka pokrywa się z kierunkiem dyspersji.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=mi.eps,width=8cm,height=8cm}
\caption{Dopasowane wartości $\mu{1}$ i $\mu{2}$ jako funkcja numeru piksela
(numeracja pikseli zgodna z kierunkiem dyspersji)}
\label{7.2}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=sigma.eps,width=8cm,height=8cm}
\caption{Dopasowane wartości $\sigma{1}$ jako funkcja numeru piksela
(numeracja pikseli zgodna z kierunkiem dyspersji}
\label{7.3}
\end{center}
\end{figure}


\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=error.eps,width=7cm,height=9cm,angle=270}
\caption{Błąd względny dopasowania $\sigma{1}$ jako funkcja numeru piksela,
numeracja pikseli zgodna z kierunkiem dyspersji}
\label{7.4}
\end{center}
\end{figure}

Duży rozrzut wartości dopasowywanych parametrów w pobliżu początku osi X
jest spowodowany silnym niedoświetleniem widma w tym obszarze i bardzo dużym
szumem. Jednakże nie ma to żadnego istotnego wpływu na końcowe wyniki obróbki
obserwacji,
ponieważ badany fragment widma leży w obszarze w którym dopasowywane
parametry są już stablilne. 

Na niektórych klatkach (m.in. na klatce która
posłużyła do sporządzenia niniejszych wykresów) daje się zauważyć lekka
tendencja wzrostowa parametru $\sigma$ w miarę wzrostu długości fali
\ref{7.3}
(kierunek numeracji pikseli na rysunkach jest zgodny z kierunkiem wzrostu
$\lambda$). Jednocześnie rośnie też błąd względny dopasowania - rys.
\ref{7.4}
Prawdopodobnie jest to spowodowane silniejszym rozogniskowaniem widma w
części długofalowej. 

\subsection{Separacja widm z zastosowaniem algorytmu Lucy-Richardsona}

Rozmyty wskutek rozogniskowania obraz zawierający podwójne widmo może być 
również potraktowany jako dwuwymiarowy splot nieznanej funkcji opisującej
,,ostre'' widmo z jądrem splotu, które w analizowanym przypadku może być z
dobrym przybliżeniem wyrażone przez dwuwymiarowa funkcje Gaussa. Przy
założeniu znajomości parametrów ,,jądra'' można 
dokonać dekonwolucji tego splotu i odtworzenia w ten sposób ,,ostrego'' 
obrazu. 

Bardzo efektywną metodą stosowaną w rozwiązywaniu podobnych zagadnień jest
algorytm opisany po raz pierwszy przez Lucy (Lucy, 1974), (Spruit, 1994) 
i opracowany niezależnie przez Richardsona, znany pod nazwą 
dekonwolucji Lucy-Richardsona. Pomimo to, że sama metoda w swojej obecnej postaci 
jest znana od początku lat siedemdziesiątych to jednak nigdy dotychczas nie 
była ona zastosowana do wielokrotnie naświetlonych klatek z widmami IUE.  

Dla sprawdzenia przydatności metody LR w przypadku obserwacji IUE autor
niniejszej pracy zdecydował się na samodzielne stworzenie pakietu 
obliczeniowego umożliwiającego przetestowanie algorytmu na konkretnych
przykładach obserwacyjnych.

Początkowo metoda LR zastosowana została jedynie do przypadku
jednowymiarowego, tj. do dalszego poprawiania pojedyńczych widm uzyskanych
przy użyciu opisanej wcześniej metody ,,klasycznej''. Założono przy tym, że
wykalibrowane jednowymiarowe widma $I(\lambda)$ dla każdej wartości długości
fali $\lambda$ są opisane splotem ,,czystej'' funkcji $l(\xi)$ z jądrem 
$K(\lambda-\xi)$:

\begin{equation}
I(\lambda)=\int l(\xi)\,K(\lambda-\xi)\,d\xi 
\end{equation}
gdzie jądro splotu $K$ jest opisane przez funcję
\begin{equation}
K(\lambda-\xi)=A\exp{\frac{-(\lambda-\xi)^2}{2 \sigma^2}}
\end{equation}
natomiast $\sigma$ jest wartością opisujacą ,,poszerzenie'' linii widmowych
wskutek efektów instrumentalnych (głównie rozogniskowania).
Rozwiązanie splotu można uzyskać stosując następującą procedurę iteracyjną:

\begin{equation}
l^{r+1}(\xi)=l^{r}(\xi)\int\frac{I(\lambda)}{I^{r}(\lambda)}K(\xi-\lambda)\,d\lambda
\end{equation}
gdzie  
\begin{equation}
I^{r}(\lambda)=\int l^{r}(\xi)\,K(\lambda-\xi)\,d\xi\
\end{equation} 

Do rozpoczęcia iteracji jako pierwsze przybliżenie $l^0(\xi)$ 
użyte zostały wartości wykalibrowanych natężeń $I(\lambda)$

Procedura taka, aczkolwiek dająca pewną poprawę rozdzielczości w
jednowymiarowych widmach, wydawała się być w dużym stopniu niedoskonała i
skłoniła autora do zastosowania pełnej, dwuwymiarowej dekonwolucji.

Zmierzone przez detektor natężenia przechowywane są w plikach ELBLS w
postaci macierzy  $\Phi(x,y)$ o rozmiarach n x m pikseli.
Fragment macierzy zawierający właściwy obraz widma wraz z przylegającym tłem
zajmuje jedynie wąski pas wewnątrz tej macierzy i może być bardzo łatwo 
zidentyfikowany. Wszystkie piksele znajdujące się na zewnatrz tego obszaru
są wyłączane z dalszych rachunków i nie biora udziału w procesie
iteracyjnym.
Natomiast dla każdego piksela o współrzednych (x,y) znajdujacego się wewnątrz 
zaznaczonego obszaru jego wartość jest opisywana przez całkę splotu:

\begin{equation}
\Phi(x,y)=\int\int\Psi(\xi,\eta)\,P(x-\xi,y-\eta)\,d\xi\,d\eta
\end{equation}
gdzie $\Psi(\xi,\eta)$ oznacza szukaną funkcję natężenia w punkcie
$(\xi,\eta)$, uwolnioną od efektów instrumentalnych, natomiast P 
jest dwuwymiarowym jądrem splotu. Jądro to zostało przybliżone dwuwymiarową
funkcja gaussa

\begin{equation}
P(x-\xi,y-\eta)=A \exp{\frac{-((x-\xi)^2+(y-\eta)^2)}{2 \sigma^2}}
\end{equation}

Załóżmy, że znamy parametr $\sigma$.
W rzeczywistości może on być oszacowany na podstawie wcześniejszej analizy
z zastosowaniem metody ,,klasycznej''. 
Wówczas kolejne przybliżenia funkcji $\Psi(\xi,\eta)$ mogą być znalezione
przy użyciu następujacego schematu iteracyjnego, będącego prostym
rozszerzeniem procedury jednowymiarowej: 
\begin{equation}
\Psi^{r+1}(\xi,\eta)=\Psi^r(\xi,\eta)\int\int\frac{\Phi(x,y)}{\Phi^r(x,y)}P(\xi-x,\eta-y)\,dx\,dy
\end{equation}
gdzie 
\begin{equation}
\Phi^r(x,y)=\int\int\Psi^r(\xi,\eta)\,P(x-\xi,y-\eta)\,d\xi\,d\eta
\end{equation} 
Proces startuje z $\Psi^0=\Phi$ 

Pierwszym pojawiającym się problemem jest przyjęcie właściwego kryterium
zatrzymania iteracji. Po przeprowadzeniu eksperymentów numerycznych przyjęte
zostało ,,robocze'' kryterium zatrzymujące proces z chwila gdy norma z
różnicy kolejnych przybliżeń $||\Phi^{r}-\Phi^{r+1}||^{2}$ osiągała wartość
minimalną. Zauważona została przy tym podobna prawidłowość którą
opisał już Lucy (Lucy, 1974): norma malała bardzo szybko do minimalnej
wartości po wykonaniu 3-4 kroków, poczym zaczynała dość szybko rosnąć.

Autor zdaje sobie sprawę z tego, że nie jest to kryterium doskonałe i w
przyszłości planowane jest zastapienie go innym, bardziej efektywnym.
Zmiany normy w funkcji numeru iteracji są przedstawione na rysunku \ref{7.5}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=norm.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Norma $||\Phi^{r}-\Phi^{r+1}||^{2}$ jako funkcja numeru iteracji}
\label{7.5}
\end{center}
\end{figure}

Zanim metoda została zastosowana do opracowania rzeczywistych obserwacji
przeprowadzonych zostało szereg symulacji numerycznych.
Polegały one na wygenerowaniu sztucznych klatek w większym lub
mniejszym stopniu podobnych do oryginalnych klatek z obserwacji. 
Symulacje te polegały na dokonywaniu
splotu znanych a priori funkcji (złożonych np. z dwóch dobrze
rozdzielonych dwuwymiarowych fukcji Gaussa, rys. \ref{7.6}) 
z zasymulowanymi funkcjami jądra o
znanych parametrach. Jako wynik otrzymano klatki zawierające dwie
dwuwymiarowe fukcje Gaussa częściowo się pokrywające (rys. \ref{7.7}). 
Z tych wysymulowanych klatek próbowano nastepnie odtworzyć pierwotne funkcję.

W większości przypadków udawało się tego dokonać z zadowalającą, tj.
pozwalającą na ich separację,
dokładnością. Podobne wyniki uzyskano po zaburzeniu sygnału wejściowego
szumem przypadkowym (rys. \ref{7.8} i \ref{7.9})

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=primary.eps,width=17cm,height=17cm}
\caption{,,Czysta'' funkcja pierwotna przed dokonaniem splotu}
\label{7.6}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=convolved.eps,width=17cm,height=17cm}
\caption{Splot dwóch funcji Gaussa z gaussowskim jądrem o znanych parametrach}
\label{7.7}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=convnoise.eps,width=17cm,height=17cm}
\caption{Ten sam splot z dodaniem szumu przypadkowego}
\label{7.8}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=result.eps,width=17cm,height=17cm}
\caption{Wynik dekonwolucji - odtworzone przybliżenie pierwotnej funkcji}
\label{7.9}
\end{center}
\end{figure}

Po przeprowadzeniu opisanych wyżej testów których celem było wykazanie
poprawności działania programu dokonano dekonwolucji rzeczywistych
obserwacji. 

Przy doborze parametrów funkcji opisującej jądro splotu bardzo
pomocne okazały się wyniki uzyskane wcześniej z zastosowaniem metody
,,klasycznej'', a w szczególności wartości parametrów opisujących szerokości 
,,rozmycia'' gaussowskich profili w przekrojach podwójnie naświetlonych
klatek. Umożliwiły one wystarczająco precyzyjne zadanie stałych modelu
w procesie iteracyjnym.

Przetworzone zostały obserwacje zredukowane wstępnie przy zastosowaniu
starszej wersji IUESIPS jak też 
obserwacje zredukowane powtórnie z użyciem nowej wersji NEWSIPS.
Uzyskane w obu przypadkach wyniki były niemal identyczne. 

Głównym celem zastosowania dekonwolucji LR była separacja nakładających się
na siebie widm w celu umożliwienia niezależnego zmierzenia wartości natężeń
w każdym z ich jako funkcji długości fali.  Cel ten został osiągnięty w 
stopniu bardzo dobrym - po zakończeniu procesu iteracyjnego było możliwe 
dokonanie podziału klatki na dwa rozłączne, dobrze rozdzielone 
obszary zawierające pojedyńcze widma.
W sytuacji tej uzyskanie wartości względnych natężeń w pojedyńczych widmach
 mogło być łatwo dokonane przez proste sumowanie pikseli w kierunku stałej
długości fali oraz odjęcie tła, wziętego z wąskich pasów przylegających
bezpośrednio do rozdzielonych widm. Dysponując uzyskanymi w ten sposób
nateżeniami względnymi oraz wykalibrowanymi natężeniami ,,sumarycznymi''
z plików MELO  można znaleźć wykalibrowane wartości natężeń dla obu widm w
funkcji $\lambda$.

Na rysunku \ref{7.10} pokazane jest porównanie przekroju klatki przed i po
dokonaniu dekonwolucji. Na szczególną uwagę zasługuje fakt dokładnego
odtworzenia poziomu tła pomiedzy sąsiadującymi widmami.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=fig-sect.eps,width=8cm,height=8cm,angle=270}
\caption{Porównanie przekroju poprzecznego tej samej klatki przed i po
dekonwolucji}
\label{7.10}
\end{center}
\end{figure}

Poza umożliwieniem dokonania separacji przestrzennej podwójnych widm
obiecujące wydawało się użycie metody LR do poprawy rozdzielczości w
kierunku dyspersji. Cel ten w znacznym stopniu został osiągniety. 

Dowodem na to może byc porównanie szerokości profili linii CIV uzyskanych 
przy pomocy metody 
"klasycznej" i L-R  z widmami wysokiej rozdzielczosci z HST (Friedjung i in.,
1997). Ponieważ rozdzielczość
widm z HST jest znacznie wyższa niż szerokość profilu linii, dlatego można
zakładać że zmierzona szerokość profilu odpowiada w tym przypadku szerokości
rzeczywistej. Wyniki porównania wskazują na zauważalną wyższość
dekonwolucji L-R nad metodą ,,klasyczną''. Po dopasowaniu funkcji Gaussa do
odpowiednich profili linii (HST, L-R i metoda ,,klasyczna'') uzyskano
nastepujące wartości parametru $\sigma$, opisujacego szerokość linii:
$\sigma_{HST}=2.79 A$, $\sigma_{L-R}=2.98 A$, $\sigma_{klas}=3.15 A$

Porównanie profili linii CIV w metodzie L-R i klasycznej jest uwidocznione 
na rysunku \ref{7.11}.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=fig-c4.eps,width=8cm,height=8cm,angle=270}
\caption{Otoczenie linii węgla CIV na widmach uzyskanych metodą
,,klasyczną'' oraz z zastosowanie algorytmu Lucy-Richardsona}
\label{7.11}
\end{center}
\end{figure}


\section{Dyskretna funkcja korelacyjna}

Zbadanie ewentualnych
korelacji zachodzących pomiędzy zmiennością świecenia w zakresie 
rentgenowskim i
ultrafioletowym (oraz pomiędzy zmiennością w liniach widmowych i w części
ciągłej widma ultrafioletowego) wymaga zastosowania wiarygodnego i
efektywnego algorytmu liczącego funkcję korelacyjną dla badanych ciągów
danych obserwacyjnych.
 
Wszystkie ,,klasyczne'' metody badania korelacji wzajemnych i autokorelacji
wymagają spełnienia warunku równomiernego rozmieszczenia w czasie 
poszczególnych punktów
w analizowanym ciągu danych. W przypadku ciągów zawierających nierównomiernie
rozmieszczone punkty obserwacyjne konieczne jest zatem stosowanie
interpolacji, która zawsze powoduje większą lub mniejszą utratę dokładności. 
W sytuacjach gdy nie istnieją bardzo wyraźne
przesłanki do przyjęcia a priori określonego algorytmu interpolacji końcowe
wyniki zawsze muszą być oceniane bardzo ostrożnie i traktowane wyłacznie
jako w dużym stopniu przybliżone.

Ponadto stosując metody klasyczne bardzo trudno jest oszacować niepewność
otrzymanych wyników, ponieważ różnice w rozmieszczeniu analizowanych punktów 
wpływają w silny i trudny do dokładnego uwzględnienia sposób na rezultaty
końcowe. 

Od wad tych wolna jest metoda ,,Dyskretnej Funcji Korelacyjnej'' (,,Discrete
Correlation Function'', DCF) opisana w pracy (Edelson, Krolik, 1988). 
DCF zdefiniowana jest w następujący sposób:
Dla dwóch dyskretnych ciągów danych $a_{i}(t)$ oraz $b_{i}(t)$ obliczane są
najpierw wartości $UDCF_{ij}$ (Unbinned Discrete Correlation Function) jako

\begin{equation}
UDCF_{ij}=\frac{(a_{i}-a)(b_{j}-b)}{\sqrt{(\sigma^{2}_{a}-e^{2}_a{a})(\sigma^{2}_{b}-e^{2}_{b})}}
\end{equation}
wzięte dla wszystkich istniejących par $(a_{i},b_{j})$ z ciągów obserwacyjnych 
$a$ i $b$  

Każdej wartości $UDCF_{ij}$ odpowiada określony interwał czasu
$\Delta t_{ij}=t_{j}-t_{i}$. Parametry $e_{a}$ i $e_{b}$ są błędami pomiaru
dla danych zawartych w odpowiednich ciągach obserwacyjnych $a$ i $b$. 
(Uwzględnianie $e_{a}$ i $e_{b}$ jest konieczne w przypadku silnie
zaszumionych danych w celu zapewnienia prawidłowej normalizacji).

Dysponując obliczonymi wartościami $UDCF$ dokonuje się następnie ich 
,,zbinowania'' w celu obliczenia wartości $DCF(\tau)$:

\begin{equation}
DCF(\tau)=\frac{1}{M} \sum{UDCF_{ij}}
\end{equation}
przyczym sumowanie dla ustalonego $\tau$ prowadzone jest po wszystkich
$M$ wartościach $UDCF_{ij}$ dla których spełniony jest warunek, że 
$\tau-\frac{\Delta \tau}{2} \le \Delta t_{ij} < \tau+\frac{\Delta \tau}{2}$,
gdzie $\Delta \tau$ jest przyjętym a priori krokiem z jakim liczone są kolejne
wartości $DCF(\tau)$, zaś $\Delta t_{ij}$ jest odstępem czasu pomiędzy
obserwacjami $a_{i}$ i $b_{j}$.

Odchylenie standardowe obliczonych wartości $DCF(\tau)$ (w przypadku gdy
zakładamy, że w obrębie pojedyńczego ,,binu'' wartości $UDCF_{ij}$ są
całkowicie nieskorelowane) można wyrazić jako

\begin{equation}
\sigma_{DCF}(\tau)=\frac{1}{M-1} \sqrt{\sum{(UDCF_{ij}-DCF(\tau))^{2}}}
\end{equation}

Metoda ta działa szybko i pozwala na wygodne opracowywanie dowolnych ciagów
danych obserwacyjnych, bez przyjmowania dodatkowych założeń co do rozkładu
punktów.

\chapter{Opracowanie obserwacji V795 Her: test metody}

\section{Informacje o V795 Her}

V795 Her jest przykładem jednego z bardziej interesujacych układów
kataklizmicznych. Zaklasyfikowana do grupy ,,nowopodobnych'', wykazuje
jednak pewne cechy wyróżniające ją spośród obiektów tej klasy.

Wyznaczony na podstawie obserwacji spektroskopowych okres $2.598^{h}$ 
(Shafter i in., 1990) jest interpretowany
jako okres orbitalny układu. Widmo V795 Her jest
zdominowane przez linie absorbcyjne, co może swiadczyć o dużym tempie
przepływu materii przez dysk akrecyjny (Prinja i in., 1992). 

W wyniku obserwacji fotometrycznych wyznaczono początkowo dosć znacznie
różniące się między sobą wartości okresu zmian blasku, od $2.748^{h}$ do
$2.800^{h}$.  Zdaniem Shaftera odmienne wartości okresów fotometrycznych
wyznaczonych przez poprzednich badaczy dają się wytłumaczyć tym, że
zaszumienie krzywej zmian blasku ogranicza dokładność pojedyńczych wyznaczeń
do ok. $0.170^{h}$. Opierając się na własnych obserwacjach oraz wykorzystując -
w celu udokładnienia wyników - wcześniejsze dane, otrzymał on stałą wartość
okresu fotometrycznego równą $2.795676^{h}$ (Shafter i in., 1990).

Aby wytłumaczyć różnice pomiedzy okresem orbitalnym (spektroskopowym) i
okresem fotometrycznym Shafter zasugerował, że V795 może być polarem pośrednim. 
W pewnej sprzeczności z tym założeniem stoi jednak duże tempo przepływu 
masy, które
w przypadku polarów pośrednich jest znacznie mniejsze niż w niemagnetycznych
gwiazdach ,,nowopodobnych''.

Prinja i Rosen (1993) badając widma ultrafioletowe V795 Her wykonane w sierpniu
1992 roku znaleźli modulację natężenia w liniach SiIV i CIV z okresem równym
$4.86^{h}$, który był całkowicie odmienny zarówno od okresu orbitalnego jak i
od okresu fotometrycznego. Ponadto, porównując wyniki z wcześniejszymi
obserwacjami z lat 1989-1992 wykazali oni obecność tej samej modulacji 
na przestrzeni 3 lat, co świadczy o tym że nie jest to zjawisko o
charakterze sporadycznym.

V795 Her była również obserwowana 12 lutego 1991 przez satelitę ROSAT w
okresie ok. $7h$ (przy użyciu kamery HRI). Archiwalne obserwacje opracowane
prze Prinja i Rosena (1993) ujawniły istnienie
źródła promieniowania rentgenowskiego położonego nie dalej niz 1" od pozycji
V795 Her, były one jednak zbyt krótkie aby na ich podstawie mozna było
wyciągać jakiekolwiek dalsze wnioski, w szczególności dotyczące ewentualnej zmienności
strumienia rentgenowskiego w czasie która mogłaby przemawiać za hipotezą o
magnetycznym charakterze układu.

\section{Obserwacje i ich opracowanie}

Odkrycie modulacji w liniach widmowych z okresem $4.86^{h}$ w V795 Her
stanowiło dla autora pracy zachętę do przeprowadzenia kolejnej weryfikacji
stosowanej przez niego metody poprzez powtórzenie pracy Prinja i Rosena z
wykorzystaniem tych samych obserwacji z których korzystali autorzy cytowanej
publikacji. 

Niemal wszystkie obserwacje z których korzystali Prinja i Rosen były
wykonane metodą ,,wielokrotnie naświetlonych klatek''
Z uwagi na małą jasność obiektu należało liczyć się z większymi
niż w przypadku V603 Aql problemami podczas obróbki danych 
obserwacyjnych. Również separacja
przestrzenna podwójnych widm V795 Her okazała się znacznie gorsza.
Do opracowania wykorzystanych zostało 17
klatek, co dało w sumie 34 punkty pomiarowe na krzywej zmian blasku.
Lista obserwacji jest zamieszczona w tabeli \ref{tab8.1}

\begin{table}
\begin{center}
\caption{Lista obserwacji V795 Her}
\label{tab8.1}
\vskip0.5cm
\begin{tabular}{|c|r||c|r|}
\hline
 Kod obserwacji & $JD-2440000$ \\
\hline

SWP41134 &  334.74198 \\
SWP41135 &  334.79968 \\
SWP41136 &  334.85999 \\
SWP41137 &  334.91517 \\
SWP41140 &  335.69424 \\
SWP41141 &  335.75559 \\
SWP41142 &  335.84082 \\
SWP41143 &  335.90949 \\ 
SWP45334 &  848.29669 \\
SWP45335 &  848.36655 \\
SWP45336 &  848.43976 \\
SWP45348 &  850.27066 \\
SWP45349 &  850.33544 \\
SWP45350 &  850.40229 \\
SWP45363 &  852.24969 \\
SWP45364 &  852.31465 \\
SWP45365 &  852.39183 \\

\hline
\end{tabular}
\end{center}
\end{table}

Dokonano fotometrii linii SiIV w zakresie  1138 - 1407 A.  
W przeciwieństwie do autorów pracy w trakcie obróbki danych nie były 
stosowane żadne metody
,,oczyszczania'' periodogramów. Mimo to w uzyskanym widmie mocy udaje się
zauważyć modulację z opisywanym w pracy okresem ok. $4.86^{h}$ ($4.93 c/d$), 
co jest uwidocznione na rysunku \ref{8.1}.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=her.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram zmian blaku w linii SiIV dla V795 Her, na osi poziomej
częstostliwość wyrażona w c/d}
\label{8.1}
\end{center}
\end{figure}

Zbieżność uzyskanych wyników z wynikami innych autorów stanowi kolejne 
potwierdzenie że metoda
stosowana przez autora niniejszej pracy może być z powodzeniem stosowana do
opracowywania podwójnie naświetlonych klatek zawierających widma wielu
różnych obiektów.

\newpage

\chapter{Wyniki obserwacji V603 Aql w zakresie UV i X}

\section{Zestawienie obserwacji w czasie}

Dla porównania zmienności gwiazdy w zakresie
ultrafioletowym ze zmiennością w zakresie rentgenowskim (z położeniem 
szczególnego nacisku na odnalezienie ewentualnych wzajemnych korelacji)
bardzo istotna była możliwość korzystania z obserwacji pokrywających
dostatecznie gęsto wystarczająco długi wspólny przedział czasu. Cel ten
udało się w dużym stopniu osiągnąć - długość przedziału wspólnego dla
obserwacji wykonanych przez ROSAT'a i IUE jest równy niemal 3 doby.
Rozkład punktów obserwacyjnych jest zobrazowany na rysunku \ref{9.1}.

Wprawdzie istnieją obecnie satelity o znacznie lepszych parametrach
technicznych niż w/w (np. HST lub Rossi), lecz z różnych wzgledów podobnie
długie, ciągłe serie obserwacji nie były przy ich omocy nigdy dotychczas
wykonane. Nadaje to niniejszym badaniom dodatkowy aspekt oryginalności.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=simultan.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Rozkład obserwacji z ROSAT'a i IUE w czasie, na osi poziomej moment
obserwacji w dniach w postaci JD-2448900, górny ciąg punktów odpowiada
obserwacjom IUE, dolny - ROSATa}
\label{9.1}
\end{center}
\end{figure}

Górny ciąg punktów odpowiada obserwacjom IUE, dolny - obserwacjom ROSAT'a.
Pamietać należy, że w przypadku ROSAT'a pojedyńczy punkt na wykresie oznacza
w rzeczywistości ,,paczkę'' punktów, z uwagi na grupowanie obserwacji w
krótkie serie, wymuszone cyklem pracy satelity.

\section{Krzywe zmian blasku w zakresie ultrafioletowym}

Zarówno przy zastosowaniu ,,klasycznej'' metody separacji podwójnie
naświetlonych klatek jak i stosując dekonwolucję Lucy-Richardsona
uzyskano bardzo zbliżone wyniki końcowe. Jakość wyników uzyskanych
metodą L-R wydaje się być nieco lepsza niż w przypadku metody ,,klasycznej'',
jak wskazuje na to chociażby opisane wcześniej porównanie dopasowanych
szerokości profilu linii CIV dla widm uzyskanych metodą L-R i ,,klasyczną''
z profilem widma z HST o wysokiej dyspersji.
Dlatego też dalsza dyskusja dotyczyć będzie wylącznie wyników uzyskanych
metodą L-R.

Z 51 klatek uzyskane zostały 102 pojedyńcze widma. Przykładowe,
wykalibrowane pojedyńcze widmo jest przedstawione na rysunku \ref{9.2}. 
Wartości na
osi y wyrażone są w $(erg cm^{-2} s^{-1} A^{-1})$, na osi x znajduja się
długości fali w Angstromach.

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=widmo-v603.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Przykład rozdzielonego (pojedyńczego) widma V603 Aql, na osi
poziomej długość fali w A, na osi pionowej natężenie w 
$(erg cm^{-2} s^{-1} A^{-1})$}
\label{9.2}
\end{center}
\end{figure}

Z rozdzielonych, pojedyńczych widm wyznaczono następnie 
krzywe zmian blasku w wybranych
zakresach długości fal. Aby móc nawiązać wyniki do wcześniejszej pracy
(Schwarzenberg-Czerny i in., 1992), 
której autorzy donosili o odkryciu
modulacji z okresem $61^{m}$ w continuum ultrafioletowym, do sporządzenia
krzywych zmian blasku w części ciągłej widma wybrano pięć identycznych jak
w cytowanej pracy przedziałów długości fali: 1275-1375, 1425-1475, 1575-1625, 
1650-1750 i 1800-1900 A. Każdy punkt na krzywej zmian blasku w continuum
został obliczony jako suma natężeń $I(\lambda)$ zapisanych w pojedyńczym 
widmie dla których $\lambda$ należy do analizowanego
przedziału długości fali. 

Ponadto sporządzone zostały krzywe zmian blasku w dwóch najwyraźniej
widocznych liniach emisyjnych: węgla CIV oraz krzemu SiIV. 
Punkty na krzywej zmian blasku zoatały w tym wypadku znalezione jako suma
natężeń w przedziale $\lambda$ obejmujacym daną linie, po odjęciu od każdego
z natężeń wartości natężenia w continuum, interpolowanego z punktów leżących
w obszarach continuum
znajdujących się przed i za badaną linią.  

Przykłady uzyskanych w ten sposób krzywych zmian blasku (dla continuum w
przedziale 1575-1625 oraz dla linii CIV) są pokazane na rysunku \ref{9.3}. 
Wypełnione romby odpowiadają punktom na krzywej zmienności w continuum,
puste okręgi - krzywej zmian blasku w obszarze linii CIV.

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=lightcurve.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Przykładowe krzywe zmian blasku w continuum i linii CIV, na osi
poziomej data obserwacji w dniach (JD-2448900). Puste kółka oznaczają krzywą
zmian blasku w liniach, wypełnione romby - w continuum}
\label{9.3}
\end{center}
\end{figure}

\section{Analiza częstotliwości dla obserwacji ultrafioletowych}

Analiza częstotliwości krzywych zmian blasku w continuum ultrafioletowym 
oraz w liniach emisyjnych przeprowadzona została przy użyciu pakietu ULA
(Schwarzenberg-Czerny, 1993), opartego o algorytm realizujący dyskretną
transformację Fouriera. 

Aby uzyskać dostatecznie gęste pokrycie wszystkich przedziałów
częstostliwości w których spodziewano się znalezienia efektów okresowych 
periodogramy były liczone niezależnie dla dwóch przedziałów
odpowiednio od 0-70 c/d oraz 0-20 c/d. 
Pierwszy z nich dobrany został w celu poszukiwania okresowości 61 m
odpowiadającej domniemanej rotacji białego karła 
opisywanej w pracy (Udalski, Schwarzenberg-Czerny, 1989), 
drugi służył poszukiwaniu śladów okresu orbitalnego lub fotometrycznego
(Drechsel i in., 1981).

Dla continuum ultrafioletowego w żadnym z badanych przedziałów długości
fali żadna wiarygodna modulacja nie została znaleziona. Jeden z periodogramów
zmienności w continuum (w przedziale 1575-1625) jest przedstawiony na
rysunku \ref{9.4}. 

\begin{figure}[h!]
\begin{center}
\epsfig{file=freq-cont-wide.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram zmian blasku w continuum UV (1575-1625 A),
zakres częstości na osi poziomej 0-70 c/d}
\label{9.4}
\end{center}
\end{figure}

Silna modulacja została natomiast wykryta dla zmienności w obu liniach
emisyjnych (CIV i SiIV). Dokładna wartość znalezionego okresu modulacji jest
równa $7.269\pm0.026 c/d$ (rys. \ref{9.5}), co w granicach błędu 
odpowiada dobrze
wartości okresu orbitalnego podanej w pracy (Patterson i in., 1997).
Amplituda tych zmian sięga 19\% średniej wartości sygnału.

Ta sama czestotliwośc została również znaleziona w sztucznie wydzielonych,
krótszych interwałach, o długości rzędu 1/3 całego przedziału. Jest to
kolejny argument przemawiający za tym, że jest to realnie istniejący efekt a
nie jedynie przypadkowa koincydencja położenia punktów na krzywej zmian
blasku.

\begin{figure}[h!]
\begin{center}
\epsfig{file=freq-lines.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram dla zmienności w linii CIV, przedział częstości na osi
poziomej 0-20 c/d}
\label{9.5}
\end{center}
\end{figure} 

Wydaje się, że prócz okresu głównego w periodogramie występuje jego pierwsza
harmonika, która mogłaby wskazywać na niesinusoidalny charakter zmian.
Jednak ze względu na niski stosunek sygnału do szumu dokładne zbadanie tego
zjawiska wymaga dalszych obserwacji.

Krzywa zmienności blasku w liniach UV złożona z fazą jest przedstawiona na
rysunku rys. \ref{faza}. Kolejne punkty na rysunku przedstawiają uśrednione
w ,,paczkach'' po dziesięć punktów wartości natężenia z krzywej zmian blasku
w liniach UV. 

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\epsfig{file=faza_CIV.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Krzywa zmian blasku w linii CIV złożona z fazą, na osi poziomej
faza, na osi pionowej natężenie w $(erg cm^{-2} s^{-1})$}
\label{faza}
\end{center}
\end{figure} 

Wynik ten jest w istotny sposob nowy, poniewaz udowadnia istnienie
zmiennosci natezenia w liniach koherentnej z okresem orbitalnym. Wprawdzie 
na obecnosc podobnych zmian zwracal uwage juz Drechsel i in. (1981), lecz
krotki okres obserwacji, pokrywajacy zaledwie ok. 2 cykle orbitalne, nie
pozwalal tym autorom na jakiekolwiek ostateczne wnioski dotyczace charakteru
opisywanej zmiennosci.

\section{Badanie korelacji wzajemnych i autokorelacji}

W poszukiwaniu ewentualnych zależności czasowych 
zbadane zostały korelacje pomiędzy zmiennością
blasku w zakresie X i UV. Ponadto, zbadano korelacje pomiędzy
natężeniem świecenia w continuum i liniach UV oraz autokorelacje w/w
zmienności.
Zastosowana została do tego celu opisana wcześniej metoda dyskretnej funkcji
korelacyjnej.

Zgodnie z oczekiwaniami - w funkcji autokorelacyjnej dla krzywej zmian blasku w
liniach widmowych w UV zaznacza się bardzo wyraźny efekt spowodowany
modulacją z okresem
identycznym jak wyznaczony w wyniku analizy częstotliwości.
Fakt wykrycia identycznej modulacji przy zastosowaniu całkowicie odmiennej
metody stanowi dodatkowe potwierdzenie że mamy do czynienia z realnie
istniejącym zjawiskiem fizycznym. Przebieg funkcji autokorelacyjnej dla
zmienności w lini CIV przedstawia rysunek \ref{9.6}.

\begin{figure}[h!]
\begin{center}
\epsfig{file=korel-lines-lines.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja autokorelacyjna dla zmienności w linii CIV, na osi poziomej
przesunięcie w dniach, na osi pionowej wartość DCF(t)}
\label{9.6}
\end{center}
\end{figure} 

W przypadku autokorelacji dla krzywej zmian blasku w continuum i promieniach
X żadnych dających się wyróżnić zależności nie udało się odnaleźć (rys.
\ref{9.7} i \ref{9.8}).

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=korel-cont-cont.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja autokorelacyjna dla zmienności w continuum UV}
\label{9.7}
\end{center}
\end{figure} 

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=korel-x-x.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja autokorelacyjna dla zmienności w promieniach
rentgenowskich, na osi poziomej przesunięcie w dniach, na osi pionowej
wartości DCF(t)}
\label{9.8}
\end{center}
\end{figure} 

Podobnie badania zależności pomiedzy zmiennością w promieniach X a
zmiennością w liniach i continuum UV oraz pomiedzy zmiennością w continuum a
zmiennościa w liniach wykazały brak istotnych korelacji we wszystkich
opisanych wymienionych przypadkach (rys. \ref{9.9} i rys. \ref{9.10}).

W funkcji korelacyjnej dla zmienności w liniach UV ze
zmiennością w innych zakresach pojawiał się wprawdzie również efekt
odpowiadający częstotliwości $7.269 c/d$, lecz tłumaczyć go należy
raczej jako skorelowanie silnie modulowanej krzywej zmienności w
liniach z przypadkowym maksimum blasku w pozostałych badanych
przebiegach. Po odjęciu w/w częstotliwości od pierwotnego sygnału 
(w liniach) i ponownym obliczeniu korelacji pozostałych po tej operacji 
residuów ze zmiennością blasku w promieniach X i continuum UV efekt był już
niewidoczny, czego przykład można zobaczyć na rysunku \ref{fitsin}.

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=lines-x-improve.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja korelacyjna zmienności w liniach i promieniach
rentgenowskich, po uwolnieniu natężenia w liniach od częstotliwości $7.269
c/d$. Na osi poziomej przesunięcie w dniach, na osi pionowej
wartości DCF(t)}
\label{fitsin}
\end{center}
\end{figure} 

Nieskorelowanie zmienności w zakresie
rentgenowskim ze zmiennością w zakresie ultrafioletowym może być istotnym
argumentem przemawiającym za tym, że promienie X nie mają w przypadku
badanego obiektu 
większego znaczenia w procesie wzbudzania świecenia w zakresie UV.  

O ile w przypadku continuum UV nie jest to wynik zaskakujacy, gdyż świecenie
w tym obszarze pochodzi głównie od dyssypacji energii wskutek lepkości
dysku, o tyle dla linii UV jest to istotna nowość. Jako jeden z możliwych
mechanizmów napędzających wypływ wiatru gwiazdowego przyjmuje się obecnie
promienie rentgenowskie. Uzyskany rezultat wydaje się natomiast ten
mechanizm wykluczać.

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=korel-lines-cont.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja korelacyjna zmienności w liniach i continuum UV, na osi
poziomej przesunięcie w dniach, na osi pionowej DCF(t)}
\label{9.9}
\end{center}
\end{figure} 

\begin{figure}
\begin{center}
\epsfig{file=korel-lines-x.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Funkcja korelacyjna zmienności w liniach UV i w promieniach X, na
osi poziomej przesunięcie w dniach, na osi pionowej DCF(t)}
\label{9.10}
\end{center}
\end{figure} 

\newpage

\section{Detekcja i analiza struktur absorbcyjnych w liniach widmowych}

O zaobserwowaniu w widmie ultrafioletowym V603 Aql struktur absorbcyjnych 
piszą w swojej pracy Friedjung i in. (1997). Praca przedstwaia 
wyniki  analizy widm o wysokiej rozdzielczości wykonanych teleskopem 
Hubble'a. Jednym z rezultatów jest stwierdzenie obecności wyraźnej struktury
absorbcyjnej widocznej w pobliżu linii CIV, przesuniętej w stosunku
do niej dopplerowsko w stronę krótkofalową, o wyraźnych cechach profilu typu
P-Cygni, świadczących o obecności wiatru gwiazdowego. 
Autorzy cytowanej pracy zakładają, że strumień wiatru jest uformowany w
kształt stożka, którego oś symetrii jest prostopadła do płaszczyzny 
orbity. 

Przedział czasu w jakim wykonane były te obserwacje był na tyle krótki, 
że nie dawał możliwości zbadania ewentualnych długoskalowych
zmian okresowych zachodzących w odkrytych strukturach w skali czasu godzin 
lub dłuższej. Istotną przewagę mają
pod tym względem obserwacje IUE, które dają wprawdzie o wiele gorszą
rozdzielczość widm, lecz pokrywają interwał w zupełnosci wystarczający do
dokonania takich analiz.
Celowe wydawało się zatem podjęcie próby odnalezienia podobnego efektu (tj.
obecności struktur o charakterze P-Cygni) w widmach IUE z 1992 roku.

Początkowo, w celu usunięcia silnego szumu wystepującego w pojedyńczych
widmach, dokonane zostało uśrednienie 50 widm. Na rysunku \ref{averspec}
przedstawiona jest okolica linii CIV z uśrednionego widma, wraz z
prostokątami błędów poszczególnych punktów.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=averspec.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Widmo średnie z 50 widm pojedyńczych, linia CIV, na osi 
poziomej $\lambda$ wAngstromach}
\label{averspec}
\end{center}
\end{figure}

Po stronie krótkofalowej widoczna jest niewielka struktura absorbcyjna,
która może być dopplerowsko przesuniętym fragmentem absorbcyjnego
odpowiednika linii CIV. Stanowi to potwierdzenie obserwacji Friedjunga i in.
i jednocześnie zaprzeczenie jego stwierdzenia, jakoby w widmach IUE V603
Aql nie było ,,wyraźnych śladów linii z profilem P-Cygni'' (Friedjung i in., 1997).

Dysponując długa seria obserwacji możliwe było podjęcie próby 
zaobserwowania zmian tego efektu w czasie. Początkowo przeprowadzona została
analiza wyłącznie jakościowam której celem było sprawdzenie czy widma IUE o
niskiej rozdzielczości dają szansę dostrzeżenia ewentualnych zmian.

Sporządzony
został w tym celu szereg kolejnych uśrednionych widm, tworzonych z
dwóch - trzech bezpośrednio ze sobą sąsiadujących klatek. 

Na kolejnych rysunkach \ref{1}, \ref{2}, \ref{3} i \ref{4}
przedstawione są profile linii CIV z czterech widm
średnich. Rysunki wykonano po odjęciu od każdego z widm składowej continuum,
przybliżonej przez funkcję liniową której współczynniki zostały wyznaczone z
dopasowania regresją liniową prostej do punktów leżących w odpowiednio
odległym 
otoczeniu linii. Momenty czasu na rysunkach są średnimi
arytmetycznymi momentów środka ekspozycji każdego z widm pojedyńczych. 

\begin{figure}[p]
\begin{center} 
\epsfig{file=3.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Widmo średnie, linia CIV, $T_{1}=1.826$ $(\phi_{em}=0.550)$}
\label{1}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[p]
\begin{center} 
\epsfig{file=4.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Widmo średnie, linia CIV, $T_{2}=1.886$ $(\phi_{em}=0.568)$}
\label{2}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[p]
\begin{center} 
\epsfig{file=6.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Widmo średnie, linia CIV, $T_{3}=2.103$ $(\phi_{em}=0.633)$}
\label{3}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[p]
\begin{center} 
\epsfig{file=7.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Widmo średnie, linia CIV, $T_{4}=2.145$ $(\phi_{em}=0.646)$}
\label{4}
\end{center}
\end{figure}

Porównanie rysunków \ref{1} i \ref{2} oraz \ref{3} i \ref{4} pozwala
bez trudu zauważyć że opisana wcześniej struktura absorbcyjna pojawia 
się i znika.
Podobne zmiany widoczne są również na pozostałych uśrednionych widmach.

Na podstawie szacunkowego określenia położenia maximum absorbcji oraz
,,błękitnej krawędzi'' dołka absorbcyjnego na kilku wybranych, uśrednionych
widmach możliwe jest określenie przybliżonych wartości średnich i
maksymalnych prędkości radialnych
gazu, które wynoszą odpowiednio 2100 km/s (maksimum absorbcji) i 
3300 km/s (błękitny brzeg). Wartości te są odniesione do
wierzchołka linii emisyjnej, dla którego wyznaczona przez Friedjunga (1997)
predkość radialna jest równa ok. 50 km/s, zatem zaniedbywalnie mała w
porównaniu z dokładnością przeprowadzanego pomiaru. 

Porównanie znalezionych w ten sposób prędkości z ich wartościami wyznaczonym
dokładnie przez Friedjunga (maximum absorbcji - od 1400 do 2100 km/s,
,,błekitny brzeg'' 2500 km/s) wskazuje na dość dobrą zgodność, co może być
kolejnym potwierdzeniem że dokładność obserwacji IUE jest wystarczająca dla
dokonania takiej analizy. 

Ponadto wartości te dość dobrze odpowiadają prędkościom wypływu wiatru
szacowanym na podstawie modeli teoretycznych (Proga i in., 1998) (Proga, 1999).

W kolejnym kroku dokonana została fotometria okolic linii
CIV w dwóch ,,oknach'' częstotliwości, odpowiadających obszarom absorbcji i
emisji. 
Przeprowadzona analiza ujawniła
w części absorbcyjnej istnienie niemal identycznej modulacji jaka znaleziona
została wcześniej w części
emisyjnej. Periodogram dla zmienności w części absorbcyjnej jest
przedstawiony na rysunku \ref{absorbcja}, porównanie wartości
znalezionych częstotliwości modulacji dla części emisyjnej i absorbcyjnej 
wraz z błędami oraz epoki maximum
blasku zestawione są w tabelce \ref{em-abs}.

\begin{table}[h!]
\begin{center}
\caption{Wyniki analizy częstotliwości dla zmienności w części absorbcyjnej
i emisyjnej linii CIV w widmie V603 Aql}
\label{em-abs}
\vskip0.5cm
\begin{tabular}{|c|c|c|}
\hline
 &Część emisyjna &Część absorbcyjna \\
\hline 
Częstotliwość $f$ [c/d] &$7.269\pm{0.026}$ &$7.210\pm{0.036}$ \\
Epoka maximum (JD-2448900) &$3.0375\pm{0.0047}$ &$3.0786\pm{0.0065}$ \\
\hline
\end{tabular}
\end{center}
\end{table}


\begin{figure}[hp!]
\begin{center} 
\epsfig{file=absorbcja.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram dla zmienności w części absorbcyjnej, na osi X skala
częstotliwosci w c/d}
\label{absorbcja}
\end{center}
\end{figure}

Porównanie znalezionych częstotliwości modulacji z częstotliwościami
zmienności fotometrycznej i spektroskopowej przedstawione są na rysunku
\ref{periods}.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=periods.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Porównanie częstotliwości modulacji odpowiadających wybranym
okresom fotometrycznym (1-4), zmienności w absorbcji (5) i emisji (6) oraz
okresu spektroskopowego (7). Na osi pionowej częstotliwość w c/d}
\label{periods}
\end{center}
\end{figure}

Punkty 1, 2, 3 i 4 na rysunku \ref{periods} oznaczają częstotliwości
odpowiadające okresom fotometrycznym wyznaczonym przez Pattersona i in. 
(1997) na
podstawie niezależnych obserwacji z dni 3-8 czerwiec 1992 (1), 
3-26 czerwiec (2), 24 lipiec - 11 sierpień (3) oraz 8 sierpień - 14
wrzesień (do porównania celowo wybrane zostały wartości okresów fotometrycznych
znalezione na podstawie obserwacji wykonanych w czasie zbliżonym do
obserwacji IUE tj. 6-8 październik 1992). Punkty 5 i 6 oznaczają
częstotliwości modulacji w części absorbcyjnej i emisyjnej wraz z błędami,
natomiast punkt 7 jest częstotliwością odpowiadającą okresowi
spektroskopowemu wyznaczonemu przez Pattersona i in. (1997).  

Porównanie pozwala stwierdzić, że w granicach oszacowanego błędu wyznaczone
wartości okresu zmienności w części emisyjnej i absorbcyjnej dla linii CIV
bardzo dobrze zgadzają się z wartością okresu spektroskopowego, natomiast
odbiegają zdecydowanie od wszystkich wyznaczonych w podobnym czasie wartości
okresów fotometrycznych.  

\newpage

\chapter{Porównanie obserwacji V603 Aql z 1992 i 1989 roku}

\section{Obserwacje}

Oprócz opracowania nowych obserwacji UV z 1992 roku dokonana została również
(przy użyciu tego samego zestawu procedur) powtórna analiza
starych obserwacji z 1989 roku z których korzystali autorzy wspomnianej pracy
(Schwarzenberg-Czerny i in., 1992).
Dawało to możliwość wykrycia zmian w zachowaniu się
badanego obiektu w ciagu 3 lat dzielących od siebie obie serie obserwacyjne,
uwalniając jednocześnie od ewentualnego wpływu odmiennych metod zastosowanych
do opracowania obserwacji.

Opracowaniu poddanych zostało 15 klatek wykonanych kamerą SWP IUE pracującą 
w niskiej rozdzielczości. 4 klatki zawierały podwójnie naswietlone widma,
które zostały rozdzielone przy użyciu obu opisanych wcześniej metod (tj.
zarówno metodą ,,klasyczną'' jak i z zastosowaniem dekonwolucji LR).
W przypadku pojedyńczych klatek zastosowano wykalibrowane wartości natężeń
otrzymane z NEWSIPS/MELO.
Rezultaty uzyskane z zastosowaniem obu technik (tj. klasycznego
dopasowywania profili gaussowskich i dekonwolucji LR) 
były bardzo również bardzo 
zbliżone. Lista obserwacji wraz z
heliocentrycznymi momentami czasu jest zamieszczona w tabeli \ref{tab10.1}.

\begin{table}
\begin{center}
\caption{Lista obserwacji z 1989 roku}
\label{tab10.1}
\vskip0.5cm
\begin{tabular}{|c|r||c|r|}
\hline
 Kod obserwacji & $JD-2447000$ & Kod obserwacji & $JD-2477000$ \\
\hline

swp36455A  &689.4481 &
swp36455B  &689.4565 \\
swp36456   &689.4925 &
swp36457   &689.5230 \\
swp36458   &689.5538 &
swp36459   &689.5832 \\
swp36460   &689.6134 &
swp36461   &689.6466 \\
swp36462A  &689.6788 &
swp36462B  &689.6934 \\
swp36468A  &690.4201 &
swp36468B  &690.4367 \\
swp36469   &690.4661 &
swp36470A  &690.4973 \\
swp36470B  &690.5100 &
swp36471   &690.5582 \\
swp36472   &690.6166 &
swp36473   &690.6466 \\
swp36474   &690.7023 &
            &         \\
\hline
\end{tabular}
\end{center}
\end{table}

Rozkład punktów obserwacyjnych w czasie jest przedstawiony na rysunku rys.
\ref{10.1}.

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=lll.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Rozkład punktów obserwacyjnych z 1989 roku w czasie, na osi 
poziomej czas w
dniach (JD-2447000)}
\label{10.1}
\end{center}
\end{figure}

Porównując krzywe zmian blasku w continuum UV sporządzone na podstawie 
obserwacji z 1989 i 1992 roku można zauważyć dość istotną różnicę
w poziomie ,,szumu'':  na krzywej z 1992 roku szum jest niemal dwukrotnie
wyższy niż w 1989 roku. Pozwala to przypuszczać że stan fizyczny obiektu
ulega wyrażnym zmianom w skali czasu rzędu lat.

Krzywe zmian blasku z lat 1989 i 1992 są przedstawione na rysunkach
\ref{new} i \ref{old}. Na osi poziomej zaznaczony jest czas w dniach liczony
od ustalonej epoki początkowej, na osi poziomej odchylenie jasności od
średniej, w skali magnitudowej.

\begin{figure}[ph]
\begin{center} 
\epsfig{file=szum_new.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Krzywa zmian blasku z 1992 roku (skala magnitudowa)}
\label{new}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[ph]
\begin{center} 
\epsfig{file=szum_old.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Krzywa zmian blasku z 1989 roku (skala magnitudowa)}
\label{old}
\end{center}
\end{figure}


\section{Zmienność w continuum UV}

Do sporządzenia krzywych zmian blasku w continuum ultrafioletowym wybrane
zostały identyczne przedziały długości fal jak przy opracowywaniu ,,nowych''
obserwacji. Po dokonaniu
analizy częstotliwości wyniki okazały się niemal identyczne do opisanych przez
wcześniejszych autorów - udało się znaleźć modulację o częstotliwości ok. $22.5 c/d$. 
Periodogram krzywej zmian blasku dla pasma 1425-1525 A jest
przedstawiony na rysunku \ref{10.2}.
 
\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=old.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram zmienności w continuum UV w pasmie 1425-1525 A, na osi
poziomej częstotliwość w c/d}
\label{10.2}
\end{center}
\end{figure}

Trudno stwierdzić czy zaobserwowana modulacja jest rzeczywiście spowodowana
czynnikami majacymi związek ze stanem fizycznym badanego układu, czy też
jest to efekt koincydencji przypadkowych zmian zarejestrowanego blasku. 
Gdyby przyjąć, że odpowiedzialne za nią są jednak zjawiska zachodzące w
samej gwieździe, świadczyłoby to o dość silnych 
zmianach stanu badanego układu które dokonały się od 1989 do 1992 roku - w
nowych obserwacjach, pokrywajacych o wiele bardziej równomiernie znacznie
dłuższy przedział czasu modulacja ta nie wystepuje nawet w postaci śladowej.

Całkowity brak modulacji w zakresie promieni rentgenowskich zdaje
się jednak wykluczać obecność w układzie rotujacego magnetycznego białego karła. 

\section{Zmienność w liniach}

Po przeanalizowaniu zmienności w części ciągłej widma autor postanowił
również zbadać zmiany natężenia w liniach emisyjnych, pod kątem poszukiwania
modulacji z okresem orbitalnym, analogicznej do tej jaką udało sie znaleźć w
nowych obserwacjach z 1992 roku. Sporządzone zostały w tym celu krzywe 
zmian blasku dla linii węgla CIV oraz krzemu SiIV. Niestety, w obu
przypadkach nie udało sie stwierdzić żadnej wyraźnej okresowości w żadnym z
badanych pasm. Periodogramy sporządzone dla linii CIV są przedstawione na
dwóch kolejnych rysunkach \ref{10.3} i \ref{10.4}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=photlin_old.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram zmienności w linii CIV, przedział częstości na osi
poziomej do 70 c/d}
\label{10.3}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=photlin_old_1.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Periodogram zmienności w linii CIV, przedział częstości na osi
poziomej do 10 c/d}
\label{10.4}
\end{center}
\end{figure}

Pojawiające się na pokrywającym przedział do 70 c/d wykresie ,,piki''
są najprawdopodobniej spowodowane nierównomiernym rozkładem punktów
obserwacyjnych (,,dziura'' widoczna na rysunku ilustrującym rozkład
obserwacji). 

Brak w starych obserwacjach modulacji z okresem orbitalnym (wyraźnie
widocznej w obserwacjach z 1992 roku) może świadczyć zarówno o zmianach 
charakteru fizycznego samej gwiazdy na przestrzeni 3 lat, jak również może
być konsekwencją zbyt małej ilości punktów na ,,starej'' krzywej co w
połaczeniu z nieoptymalnym rozkładem czasowym tych punktów uniemożliwia
zaobserwowanie istniejącej okresowości. 


\chapter{Podsumowanie wyników}

\section{Ocena zastosowanych metod}

O ile metoda rozdzielania podwójnie naświetlonych widm poprzez dopasowywanie 
podwójnych funkcji Gaussa do ich przekrojów poprzecznych była znana i 
stosowana przez wielu badaczy (a jedyny własny wkład autora niniejszej pracy
polegał na modyfikacjach usprawniających działanie tego algorytmu), o tyle
dekonwolucja Lucy-Richardsona, choć używana z powodzeniem w bardzo wielu 
zagadnieniach astrofizycznych, do celu redukcji widm (w szczególnosci: widm
z IUE) została  zaadaptowana po raz pierwszy.

Mimo istnienia gotowych pakietów obliczeniowych korzystających z metody
L-R, autor zdecydował się zaimplementować ją do tego konkretnego
zastosowania samodzielnie. Wynikało to z dwóch przyczyn: po pierwsze,
problem obróbki klatek zawierających informacje fotometryczne wymaga bardzo
indywidualnego podejścia i dokładnej znajomości algorytmu; korzystanie z
oprogramowania działającego na zasadzie ,,czarnej skrzynki'' niesie zawsze
pewną dozę ryzyka. Po drugie - dodatkowym celem było stworzenie kompletnego,
zamkniętego pakietu obliczeniowego pozwalającego łatwo i szybko
przetwarzać w sposób sekwencyjny duże ilości obserwacji.

Jak na to wskazują wyniki testów, oraz wyniki uzyskane z opracowania 
102 widm V603 Aql cel ten udało się w dużym stopniu osiągnąć. 
Porównanie pierwotnych i odtworzonych przekrojów podwójnych widm oraz
kształtów profili linii widmowych świadczy o
tym, że metoda radzi sobie zadowalająco dobrze nawet ze słabej jakości
klatkami. Przy podobnym czasie obliczeniowym jest też w dającym się zauważyć 
stopniu bardziej precyzyjna niż metoda ,,klasyczna'', czego dowodem są
dyskutowane wcześniej w pracy porównanie szerokości odtworzonych metodą L-R
profili linni CIV z szerokością rzeczywistą, znaną z obserwacji HST.

Autor zamierza w dalszym ciągu pracować nad udoskonalaniem i
rozwijaniem opisywanej metody, szczególnie nad opracowaniem najbardziej
optymalnego kryterium zatrzymywania procesu iteracyjnego.

\section{Weryfikacja hipotezy polara pośredniego}

O zaklasyfikowaniu V603 Aquilae do polarów pośrednich przemawiały 
przede wszystkim sporadyczne 
doniesienia o znalezieniu modulacji w continuum UV i promieniach X 
z okresem odpowiadającym domniemanemu okresowi rotacji białego karła.

Analiza długich serii obserwacyjnych z 1992 roku obejmujących zarówno zakres
ultrafioletowy (102 widma) jak i rentgenowski zdecydowanie nie potwierdza 
istnienia okresu $61^{m}$. 
Zwłaszcza brak jakiejkolwiek cyklicznej zmienności w zakresie rentgenowskim 
wydaje się być szczególnie silnym argumentem przemawiającym przeciw 
hipotezie o magnetycznym charakterze układu.

Ponieważ w obserwacjach z 1989 roku okres 61-minutowy jest zaznaczony 
niezbyt wyraźnie, nie można zatem wykluczyć że jego detekcja 
jest jedynie efektem chwilowych fluktuacji przypadkowego szumu.
Za takim wytłumaczeniem w pewnym stopniu przemawia również względnie 
nieduża liczba punktów obserwacyjnych użytych do analizy przez poprzednich 
autorów (19 widm).

Nie można jednak wykluczyć również, że brak tej modulacji w nowych
obserwacjach jest związany ze zmianami stanu fizycznego samej gwiazdy.
O tym że zmiany takie miały miejsce mogą świadczyć chociażby duże różnice
rozrzutu punktów pomiarowych w krzywych zmian blasku z lat 1989 i 1992.

\section{Zależności czasowe pomiedzy zmiennością w ultrafiolecie i w
promieniach rentgenowskich}

Brak dających sie zauważyć związków czasowych pomiędzy zmianami strumienia 
rentgenowskiego i zmianami świecenia w ultrafiolecie świadczy o tym, 
że przynajmniej większa część obserwowanego świecenia ultrafioletowego,
zarowno w liniach emisyjnych jak i w cześci ciągłej, 
nie jest bezpośrednio wzbudzana przez promieniowanie rentgenowskie.
Zwłaszcza brak korelacji ze zmiennością w liniach wydaje się zaprzeczać 
hipotezie że wypływ wiatru jest w dużym stopniu
,,napędzany'' promieniowaniem rentgenowskim.

Uzyskany wynik zasługuje na podkreślenie, ponieważ jest to pierwsza tego
typu analiza V603 Aql oparta o równoczesne obserwacje w ultrafiolecie i w
promieniach X.

\section{Zmienność natężenia w liniach widmowych}

\subsection{Modulacja z okresem orbitalnym}

Najbardziej ważkim rezultatem niniejszej pracy zdaje się być potwierdzenie
silnej modulacji z okresem $7.269\pm0.026$ c/d (0.1376 d) w obszarze wysoko 
wzbudzonych linii emisyjnych CIV i SiIV, oraz modulacji w części
absorbcyjnej linii CIV z okresem $7.210\pm0.036$ c/d (0.1387 d)
które to okresy w granicach błędów pokrywają sie niemal idealnie z wartością 
okresu orbitalnego (spektroskopowego) 
równego 0.13809 d i są całkowicie odmienne od znanych i zaobserwowanych
okresów fotometrycznych. Długi czas obserwacji, pokrywający ponad 20 cykli
orbitalnych, nie pozostawia wątpliwości że zaobserwowane zjawisko realnie 
istnieje i że jest związane z fizyką badanego obiektu.

Należy podkreślić, że jest to pierwszy przypadek stwierdzenia obecności
struktur absorbcyjnych w pobliżu linii CIV w widmach V603 Aql uzyskanych z
IUE jak również pierwsza analiza modulacji blasku w części absorbcyjnej;
wyniki uzyskane z teleskopu Hubble'a (Friedjung i in., 1997) z powodu zbyt krótkiego
czasu obserwacji, nie pokrywającego nawet połowy okresu orbitalnego,
nie pozwoliły na zbadanie okresowych zmian blasku.

Interesujący wydaje się efekt przesuniecia w fazie krzywych zmian 
blasku w obszarze emisji i absorbcji, które to przesunięcie 
jest jedynie nieznacznie większe od jednej czwartej okresu orbitalnego  
(maksimum w emisji wyprzedza maksimum w absorbcji).

\section{Przyczyny zmienności natężenia w liniach} 

\subsection{Zewnętrzne obszary dysku}

Przyjmując, że linie emisyjne UV powstają w gorącej chromosferze zewnętrznych,
gorących obszarów dysku akrecyjnego pojawia się natychmiast trudność w wytłumaczeniu
niemal idealnej zgodności okresu zmienności natężenia swiecenia w liniach 
z okresem orbitalnym. Jeśli przyjąć że różnice pomiedzy okresem
fotometrycznym i 
orbitalnym są spowodowane zmianami w zewnetrznych, asymetrycznych częsciach
dysku dokonującymi się w czasie ruchu orbitalnego (niestabilność elipsoidalna, 
precesja) to wówczas ten sam efekt powinien dać o sobie znać w świeceniu
linii, natomiast zjawiska takiego nie obserwuje się. Dlatego dysk jako
miejsce powstawania linii UV wydaje się wytłumaczeniem mało prawdopodobnym.

\subsection{,,Gorąca plama''} 

Kolejnym potencjalnym źródłem świecenia w liniach mogą być okolice gorącej 
plamy. Przyjmując takie założenie zmiany natężenia byłyby spowodowane 
zmianami kąta aspektu podczas ruchu orbitalnego plamy (ewentualnie
wzmocnionymi przez wpływ pociemnienia brzegowego). W istniejącej
konfiguracji układu (przy bardzo małym nachyleniu płaszczyzny orbity)
modelowanie takiego efektu napotyka na bardzo duże trudnosci, spowodowane
głównie brakiem dokładnych trójwymiarowych modeli samej plamy. Przyjęcie
modelu ,,płaskiej plamy'' dla tak ekstremalnych warunków obserwacji (,,z
bieguna orbity'' tj. niemal równolegle do płaszczyzny plamy) jest bardzo
ryzykowne a jego wyniki mało wiarygodne. 

\subsection{Wiatr gwiazdowy}

Przyjęte przez Friedjunga i in. (1997) założenie o powstawaniu
składowej emisyjnej linii w zewnętrznych warstwach chromosfery dysku, zaś
skladowej absorbcyjnej w symetrycznym, skierowanym prostopadle do
płaszczyzny dysku wietrze nie tłumaczy mechanizmu zaobserwowanej modulacji
ich blasku.
Z przeprowadzonych analiz wynika, że obie składowe muszą powstawać w ośrodku
dla którego warunki widoczności są ściśle skorelowane z fazą ruchu
orbitalnego.

Najbardziej prawdopodobnym wytłumaczeniem
wydaje się być przyjęcie założenia, że zarówno składowa emisyjna jak i
absorbcyjna linii powstaje w wietrze gwiazdowym, 
w którym z nieznanych bliżej przyczyn następuje łamanie symetrii wypływu. 

Zagadnieniem tym zajmował się m.in. Woods i in. W pracy (1992) 
autorzy opisują wyniki analizy kilku wybranych gwiazd kataklizmicznych w których
stwierdzono wypływ materii w postaci wiatru (m.in. linie emisyjne w ich widmach
mają profile o charakterze P-Cygni). W badanych przez nich przypadkach
sugerowali oni wyraźne związki pomiedzy fazą ruchu orbitalnego a zmianami 
profilu linii, polegającymi na pojawianiu się i znikaniu ,,dołka''
absorbcyjnego. Prace te oparte byly jednak na wzglednie krotkich seriach
obserwacyjnych, zatem ostateczne wnioski nalezy traktowac z duza
ostroznoscia.

Dopiero wyniki analizy długich serii obserwacyjnych
z których korzystano w niniejszej pracy umożliwiły na tyle precyzyjne 
wyznaczenie okresu modulacji, aby można było bez wątpienia przyrównać go do
okresu orbitalnego a nie np. któregoś z okresów fotometrycznych. 

Współczesne modele wiatru gwiazdowego (Proga i in., 1998), (Proga, 1999) zakładają
symetryczny (względem normalnej do orbity) wypływ wiatru. Modele takie są
niewystarczające do wytłumaczenia istnienia modulacji. Konieczne jest zatem
przyjecie założenia, że strukturę wiatru tworzą dwie składowe: symetryczna, 
$I_{0}$ oraz asymetryczna $I_{1}$. Obserwowane z Ziemi sumaryczne natężenie może
być wówczas opisane wzorem $I(\mu)=I_{0}+\mu I_{1}$ gdzie $\mu$ jest
cosinusem kąta pomiędzy kierunkiem z białego karła do drugiego składnika
oraz kierunkiem z białego karła do obserwatora. 

Sprowadza się to w praktyce do zalezności $I(\psi)=I_{0}+I_{1}
cos(\psi+\psi_{0}) sin(i)$ , gdzie $\psi$ i $\psi_{0}$ oznaczają odpowiednio 
fazę ruchu orbitalnego i fazę początkową, natomiast $i$ oznacza nachylenie
normalnej do płaszczyzny orbity do kierunku patrzenia.

Ta prosta zależność pozwala,
przy znanym nachyleniu płaszczyzny orbity układu do kierunku patrzenia, w
sposób przybliżony oszacować jaki musi być stosunek $I_{1}/I_{0}$ aby amplituda
zmian blasku była zgodna z obserwacjami.

Na rysunku \ref{asym-wind} przedstawione są wysymulowane krzywe zmian blasku
dla jednego, pełnego okresu orbitalnego i wartości stosunku $I_{1}/I_{0}$ z
przedziału od 0.1 do 1.0 z krokiem co 0.1. $\psi_{0}$ przyjęto równe zero. 

Dla stosunku $I_{1}/I_{0}$ rownego ok. 0.65 amplituda symulowanej krzywej
zmiennosci odpowiada amplitudzie obserwowanej, co jest uwidocznione na
rysunku. Poziome kreski odpowiadają amplitudzie zmian blasku zgodnej z 
obserwacjami. 

\begin{figure}
\begin{center} 
\epsfig{file=asym-wind.eps,width=7cm,height=7cm,angle=270}
\caption{Symulacja zmienności natężenia w liniach dla różnych wartości
stosunku $I_{1}/I_{0}$ (zmiennych w przedziale od 0.1 do 1.0 z krokiem co
0.1), na osi poziomej faza ruchu orbitalnego, na osi pionowej natężenie 
w arbitralnie przyjętych jednostkach. Poziome linie odpowiadaja amplitudzie
zmian blasku zgodnej z obserwacjami.}
\label{asym-wind}
\end{center}
\end{figure}

Struktury typu P-Cygni oraz zmienność natężenia w liniach widmowych w
obszarze widzialnym dla gwiazd kataklizmicznych (BZ Camelopardalis) opisali
Ringwald i Naylor (1988). Zwiazki pomiedzy opisywaną przez w/w autorów
zmiennościa w chłodnym wietrze w przypadku BZ Cam i w gorącym,
wysokowzbudzonym wietrze w przypadku V603 Aql nie sa jednak do końca jasne. 
Nie jest oczywiste czy chłodny wiatr moze powstawać w cenrum dysku,
z drugiej strony jednak duże prędkości wypływu wskazują na jego powstawanie
w właśnie pobliżu centrum. 
Warto rownież wspomnieć, że cytowani autorzy piszą o szybkich, 
niekoherentnych zmianach natężenia,
podczas gdy obserwacje V603 Aql omawiane w niniejszej pracy pozwalają na 
wykazanie długich zmian okresowych.

\newpage


\addcontentsline{toc}{chapter}{\protect\numberline{}{Literatura}}


\begin{thebibliography}{}
\markright{LITERATURA}
\bibitem{}
	{\sc Abramowitz, M. Stegun, I. (ed.)} 1964.
        Handbook of Mathematical Functions with formulas, graphs and
	mathematical tables
\bibitem{}
	{\sc Barnard, E.E.} 1919.
	Some peculiarities of Nova Aquilae II of 1918
	{\em Astrophysical Journal} 
	{\bf 49} 199--202
\bibitem{}
	{\sc Boggess, A. Carr, F.A., Evans, D.} 1978.
	The IUE spacecraft and instrumentation
	{\em Nature} 
	{\bf 275} 372--385
\bibitem{}
	{\sc Crawford, J.A., Kraft, R.P.} 1956.
	An interpretation of AE Aquarii
	{\em Astrophysical Journal}
	{\bf 123} 44--53
\bibitem{}
	{\sc Edelson, R.A. Krolik, J.H.} 1988.
        The discrete correlation function: a new method for analyzing
	unevenly sampled variability data
	{\em The Astrophysical Journal} 
	{\bf 333} 646--659
\bibitem{}
	{\sc Drechsel, H., Rahe, J., Holm, A.} 1981.
	Phase-dependent Optical and Ultraviolet Observations of the Old Nova
	V603 Aquilae (1918) 
	{\em Astronomy and Astrophysics} 
	{\bf 99} 166--172
\bibitem{}
	{\sc Drechsel, H., Rahe, J., Seward, F.D.} 1983.
	The X-ray emission of the old Nova V603 Aquilae (1918)
	{\em Astronomy and Astrophysics} 
	{\bf 126} 357--362
\bibitem{}
	{\sc Friedjung, M., Selvelli, P., Casatella, A.} 1997.
	Observations of the wind of the old nova V603 Aquilae with the
	HST-GHRS
	{\em Astronomy and Astrophysics} 
	{\bf 318} 204--214
\bibitem{}
	{\sc Hack, M. la Dous, C. (red.)} 1993.
	Cataclysmic variables and related objects
\bibitem{}
	{\sc Haefner, R. Metz, K.} 1985.
	The old nova V603 Aql: An intermediate polar ? 
	{\em Astronomy and Astrophysics} 
	{\bf 145} 311--320
\bibitem{}
	{\sc Hind, J.R.} 1856.
	On a new Variable Star
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.} 
	{\bf 16} 56
\bibitem{}
	{\sc Joy, A.H} 1943. 
	AE AquariiL an SS Cygni variable and spectroscopic binary
	{\em Publications of the Astronomical Society of the Pacific} 
	{\bf 55} 283--284
\bibitem{}
	{\sc Joy, A/H.} 1954. 
	Variable stars of low luminosity 
	{\em Publications of the Astronomical Society of the Pacific} 
	{\bf 66} 5
\bibitem{}
	{\sc Joy, A.H.} 1956.
	Radial-velocity measures of SS Cygni at minimum light
 	{\em Astrophysical Journal}
	{\bf 124} 317--320
\bibitem{}
	{\sc Knigge, Ch. Drew, J.} 1996.
	Eclipses of accretion disc winds in cataclysmic variables: an atlas
	of theoretical CIV line profiles and line flux light curves
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 281} 1352--1362
\bibitem{}
	{\sc Kraft, R.P.} 1964.
	Binary stars among cataclysmic variables III. Ten old novae
	{\em Astrophysical Journal}
	{\bf 139} 457--472
\bibitem{}
	{\sc Lewin, W.H. Paradijs, J. Heuvel, E.P. (ed.)} 1993.
	Cataclysmic Variable Stars
\bibitem{}
	{\sc Lucy, L.B.} 1974.
	An iterative technique for the rectification of observed
	distributions
	{\em The Astronomical Journal}
	{\bf 79} 745--754
\bibitem{}
	{\sc Mauche, Ch. W. (red.)} 1990.
	Accretion-Powered Compact Binaries
\bibitem{}
	{\sc Newmark, J. Holm, A. Imhoff, C. (ed.)} 1992.
	IUE Observing Guide
\bibitem{}
	{\sc Nichols, J. Linsky, J.} 1996.
	The final archive and recalibration of the International Ultraviolet
	Explorer (IUE) satellite
	{\em The Astronomical Journal} 
	{\bf 111} 517--535
\bibitem{}
	{\sc Paczyński, B.} 1977.
	A model of accretion discs in close binaries
	{\em The Astrophysical Journal} 
	{\bf 216} 822--826
\bibitem{}
	{\sc Patterson, J. Thomas, G. Skillman, D.} 1993.
	The 1991 V603 Aquilae Campaign: Superhumps and P-Dots.
	{\em The Astrophysical Journal Supplement Series} 
	{\bf 86} 235--258
\bibitem{}
	{\sc Patterson, J. Kemp, J. Saad, J.} 1997.
	Superhumps in Cataclysmic Binaries. XI. V603 Aquilae Revisited
	{\em Publications of the Astronomical Society of the Pacific} 
	{\bf 109} 468--476
\bibitem{}
	{\sc Press, W.H. Teukolsky, S.A. Vetterling, W.T.} 1992.
	Numerical Recipes. The Art of Scientific Computing
\bibitem{}
	{\sc Prinja, R.K. Rosen, S.R.} 1993.
	A 4.86-h periodic modulation in the UV resonance lines of the
	cataclysmic variable V795 Herculis
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 262} L37--L42
\bibitem{}
	{\sc Prinja, Drew, J.E. Rosen, S.R.} 1992.
	Variability in the UV resonance lines of the
	cataclysmic variable V795 Herculis (PG 1711 +336)
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 256} 219--228
\bibitem{}
	{\sc Proga, D. Stone, J.M. Drew, J.E.} 1998.
	Radiation-driven winds from luminous accretion discs
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 295} 595--617
\bibitem{}
	{\sc Proga, D.} 1999.
	Comparison of the theoretical radiation-driven winds from stars and
	discs.
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 304} 938--946
\bibitem{}
	{\sc Ringwald, F.A. Naylor, T.} 1998.
	High-speed optical spectroscopy of a cataclysmic variable wond: BZ
	Camelopardalis
	{\em The Astronomical Journal}
	{\bf 115} 286--295
\bibitem{}
	{\sc Ritter, H.} 1990.
	Catalogue of cataclysmic binaries, low-mass X-ray binaries and
	related objects (Fifth edition)
	{\em Astronomy and Astrophysics Supplement}
	{\bf 85} 1179--1256
\bibitem{}
	{\sc Schwarzenberg-Czerny, A. Udalski, A. Monier, R} 1992.
	Possible first detection of ultraviolet pulses from an intermediate
	polar: V603 Aquila
	{\em The Astrophysical Journal - Letters} 
	{\bf 401} L19
\bibitem{}
	{\sc Schwarzenberg-Czerny, A.} 1993.
	Interactive Data Handling Programme ULA - opis programu
\bibitem{}
	{\sc Schwarzenberg-Czerny, A.} 1999.
	Wykłady z fizyki ciasnych układów podwójnych na kierunku
	,,astronomia'' UAM w Poznaniu (w przygotowaniu)
\bibitem{}
	{\sc Shafter, A.W. Robinson, E.L. Crampton, D.} 1990.
	V795 Herculis (PG 1711 +336): A New Intermediate Polar in the Period
	Gap
	{\em The Astrophysical Journal} 
	{\bf 354} 708--719
\bibitem{}
	{\sc Shakura, N.I., Sunayev, R.A.} 1973.
	Black Holes in Binary Systems. Observational Appearance
	{\em Astronomy and Astrophysics} 
	{\bf 24} 337--355
\bibitem{}
	{\sc Smak, J.} 1971.
	Eruptive Binaries. II. U Geminorum
	{\em Acta Astronomica} 
	{\bf 21} 15--47
\bibitem{}
	{\sc Smak, J.} 1976.
	Eruptive Binaries. VI. Rediscussion of U Geminorum
	{\em Acta Astronomica} 
	{\bf 26} 277--300
\bibitem{}
	{\sc Spruit, H.C.} 1994.
	Fast eclipse mapping
	{\em Astronomy and Astrophysics} {\bf 289} 441--448
\bibitem{}
	{\sc Turnrose, B.E. Thompson, R.W.} 1984.
	International Ultraviolet Explorer Image Processing Information
	Manual Version 2.0 (New software)
\bibitem{}
	{\sc Udalski, A. Schwarzenberg-Czerny, A.} 1989.
	Photometry of Cataclysmic Variables. IV. Nova V603 Aquilae:
	Discovery of a Magnetic Rotator
	{\em Acta Astronomica} 
	{\bf 39} 125--138
\bibitem{}
	{\sc Walker, M.F.} 1954.
	Nova DQ Herculis (1934): an eclipsing binary with very
	short period 
	{\em Publications of the Astronomical Society of the Pacific} 
	{\bf 66} 230--232
\bibitem{}
	{\sc Warner B., Nather, R.E.} 1971.
	Observations of rapid blue variables - II U Geminorum
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.} 
	{\bf 152} 219--229
\bibitem{}
	{\sc Warner, B.} 1995.
	Cataclysmic Variable Stars
\bibitem{}
	{\sc Weaver, H.} 1974. 
	Space distribution and motion of the local HI gas
	{\em Highlights of astronomy} 
	{\bf 3} 423--440
\bibitem{}
	{\sc Whitehurst, R.} 1988.
	Numerical simulations of accretion discs - I. Superhumps: a tidal
	phenomenon of accretion discs
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 232} 35--51
\bibitem{}
	{\sc Woods, J.A. Verbunt, F. Collier Cameron, A.} 1992.
	Time dependence of the UV resonance lines in the cataclysmic
	variables YZ Cnc, IR Gem and V3885 Sgr
	{\em Monthly Notices of the R.A.S.}
	{\bf 255} 237--242
\end{thebibliography}


\end{document}












