Wikiprojekt:Tłumaczenie artykułów/Spektroskopia astronomiczna

Analiza widmowa czy też analiza spektrum to badanie widma promieniowania elektromagnetycznego. Zajmującą się tym gałąź nauki nazywamy spektroskopią. Badaniem ciał astronomicznych poprzez analizę widma przez nie tworzonego zajmuje się spektroskopia astronomiczna.

W kręgu zainteresowań spektroskopii astronomicznej leży badanie natężenia czyli jasności danej długości fali, a także rozmieszczenie i szerokość tzw. linii Fraunhofera a poprzez badanie widma uzyskanie jak najwięcej informacji o środowisku powstawania lub pochłaniania fali. Porównując wyniki tych ostatnich z liniami uzyskiwanymi dla pierwiastków i związków chemicznych występujących na Ziemi można wnioskować o występowaniu ich w atmosferze gwiazd. Stały rozkład widmowy natężenia światła zależy od temperatury (patrz ciało doskonale czarne) oraz składników materii, która je wypromieniowuje, w ten sposób można wyznaczyć jedną z najważniejszych właściwości gwiazd – ich temperaturę powierzchniową. Badając przesunięcie charakterystycznych linii w widmie zgodnie z efektem Dopplera uzyskuje się informacje o prędkości przybliżania bądź oddalania się gwiazdy, a potem stąd pośrednio – w przypadku układów podwójnych i wielokrotnych – można wnioskować o masie i innych właściwościach fizycznych ciał układu.

Historia spektroskopii astronomicznej

Najważniejsze spośród zaobserwowanych przez Fraunhofera linie widmowe
(pośród nich słynny dublet sodowy)

Oznaczenie Fraunhofera	Długość fali (nm)	Chemiczne pochodzenie linii	Szerokość ekwiwalentna (pm)
A	759,370	atmosferyczny O2	–
B	686,719	atmosferyczny O2	–
C	656,281	wodór alfa (Hα)	402,0
D1	589,592	obojętny sód (Na I)	56,4
D2	588,995	obojętny sód (Na I)	75,2
E	527,039	obojętne żelazo (Fe I)
F	486,134	wodór beta (Hβ)	368,0
G	431,42	CH molekuła
H	396,847	zjonizowany wapń (Ca II)	1546,7
K	393,368	zjonizowany wapń (Ca II)	2025,3
L	382,044	żelazo
N	358,121	żelazo
P	336,112	zjonizowany Tytan
T	302,108	żelazo

Początki spektroskopii jako gałęzi naukowej można cofnąć aż do eksperymentu Newtona, który w swoim eksperymencie z 1666. roku rozszczepił światło przy pomocy pryzmatu i tym samym uzyskał obraz widmowy światła słonecznego. O swoim odkryciu i obserwacjach napisał w książce z 1704 r. pt. Optics, gdzie wyjaśnia naturę koloru oraz zależny od niego współczynnik załamania światła. Na początku XVIII wieku także inni uczeni (Descartes, Hook, Herschel) przeprowadzili ten sam eksperyment. Dla lepszego przestudiowania zjawiska Wollaston (1766–1828) zastosował w swoim eksperymencie zamiast pryzmatu szczelinę i jako pierwszy odkrył linie absorpcyjne Słońca, zaobserwował 7 linii – wśród nich dublet sodowy – nie przywiązywał jednak do nich wagi, ani nie przywiązywał im żadnego znaczenia. Uczynił to natomiast niemiecki optyk: Fraunhofer (1787–1826), który – dołączając do lunety dyspersywny element optyczny – znalazł w widmie słonecznym około 600 takich linii (dziś nazywanych od jego nazwiska liniami Fraunhofera); wyznaczył dokładną pozycję 350-ciu z nich wyliczając współczynnik załamania zakrytych przez nie kolorów. I tak w 1814. roku narodziła się spektroskopia astronomiczna.

Współcześnie z odkryciem Fraunhofera, w 1823., W. H. Fox Talbot John Herschel (syn Williama Herschela) badali wpływ różnych spalanych pierwiastków na kolor płomienia, wskazując, że na tej podstawie można przeprowadzić analizę chemiczną. Brewster w 1832r. odkrył, że linie Fraunhofera można wytworzyć także w warunkach ziemskich. W widmie światła słonecznego przepuszczonego przez opary kwasu azotowego naliczył ok. 2000 linii. Zaobserwował także, iż liczba linii rośnie, gdy powiększa się grubość warstwy gazu, jej gęstość lub temperaturę. Na podstawie tego doświadczenia Brewster wnioskował, że atmosfera ziemska zabiera pewne kolory z białego światła słonecznego – w ich miejscu obserwujemy linie Fraunhofera. W 1849 roku Foucault badając widma rozmaitego pochodzenia doszedł do zasadniczego przekonania: absorpcyjna lub emisyjna postać spektrum zależy od tego, czy światło dociera do bezpośrednio ze źródła, czy opuszczając źródła przechodzi przez materię. W 1859-ym Kirchhoff (1824–1887) wykorzystując wyniki Foucaulta i Bunsena (1811–1899) ustanowił 3 podstawowe prawa klasycznej analizy spektralnej:

1. Rozgrzane do wysokiej temperatury ciała stałe, ciecze, a także gazy pod wysokim ciśnieniem emitują promieniowanie o ciągłym spektrum, bez żadnych linii widmowych, zwanym kontinuum.

   

   Widmo emisyjne atomów żelaza

   

   Widmo emisyjne wodoru w świetle widzialnym, czerwona-H_α, niebieska-H_β.

2. Święcące gazy będące pod działaniem wysokiej temperatury i niewielkiego ciśnienia ukazują oddzielne linie. Każda z nich należy do jednej z serii tego pierwiastka; każda linia należy do jednego ze składników substancji świecącej zdradzając jego skład chemiczny.
3. Gdy światło o widmie ciągłym przebiega przez chłodniejszy gaz, wtedy na kontinuum te długości fali ukazują się jako czarne, które byłyby liniami emisyjnymi przeświecanego gazu, gdyby to on świecił. Mówiąc inaczej: ten sam pierwiastek pochłania jak i wytwarza promieniowanie o tej samej długości fali.

Widmo emisyjne azotu. Linie emisyjne na tle widma ciągłego.

Podstawy teoretyczne spektroskopii

Spektroskopia atomów – wstęp

Już XIX w naukowcy zauważyli, że linie widmowe pierwiastków układają się w charakterystyczne ciągi, w 1888 r. Johannes Rydberg ogłosił formulę opisującą jednym wzorem wszystkie linie atomu wodoru. Brak było jednak teoretycznego uzasadnienia do występowania tych prawidłowości. Pierwszą teorią wyjaśniającą prawidłowości w promieniowaniu atomu wodoru był model atomu Bohra. Według tego modelu widmo liniowe powstaje w wyniku przeskoku elektronu między dozwolonymi poziomami energetycznymi w atomie. Przeskoki z wyższych poziomów energetycznych na dany tworzą serię linii. Natomiast rozmyta końcówka serii przypominająca widmo ciągłe powstaje jako złożenie wielu linii podczas przeskoku elektronu na dany dla tej serii poziom z możliwych wysokich poziomów energetycznych elektronu, oraz elektronów, które poruszały się pomiędzy zjonizowanymi atomowymi jako swobodne elektrony. W każdym przypadku długość fali powstającego promieniowania jest odwrotnie proporcjonalna do różnicy energii elektronu swobodnego oraz poziomu energetycznego osiągniętego przez elektron na orbicie (na podstawie III-go prawa Bohra). W związku z tym, że początkowe energie wolnych elektronów znacznie się od siebie różnią, przy przyjmowaniu elektronów powstają fale o różnej długości, które "rozmazują się" po widmie.

Spektrum atomu wodoru i jonów wodoropodobnych

Częstotliwość fali świetlnej emitowanej przez atom odpowiada zmianie energii atomu zgodnie ze wzorem ν = E/h. Gdy elektron atomu wodoru zmienia swój stan energetyczny przybierając inny o mniejszej głównej liczbie kwantowej, wtedy nadwyżka energii zostaje wypromieniowana jako kwant światła. Na widmo atomu wodoru składają się następujące serie:

Serie widmowe atomu wodoru

seria Lymana	$E=chR_{H}\left(1-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$		$\mathbf {n} =2,3,4...$
seria Balmera	$E=chR_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{4}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$		$\mathbf {n} =3,4,5...$
seria Pascena	$E=chR_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{9}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$		$\mathbf {n} =4,5,6...$
seria Bracketta	$E=chR_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{16}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$		$\mathbf {n} =5,6,7...$
seria Pfunda	$E=chR_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{25}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$		$\mathbf {n} =6,7,8...$

Seria Lymana znajduje się w ultrafiolecie, Seria Balmera ma 4 linie w świetle widzialnym, natomiast pozostałe serie leżą w podczerwieni. Linie serii opisuje jeden wzór zwany regułą Rydberga. Spektra jonów zawierających jeden elektron, czyli jednokrotnie zjonizowanego helu (He⁺), dwukrotnie zjonizowanego litu (Li²⁺), trzykrotnie zjonizowanego berylu (Be³⁺) itd. ukazują silne podobieństwo do spektrum atomu wodoru. Według modelu atomu Bohra możliwe poziomy energetyczne takich jonów są podobne do poziomów atomu wodoru mnożonego przez kwadrat liczby atomowej pierwiastka (Z), dlatego różnice energii atomu i odpowiadające im promieniowanie, mogą być wyrażone wzorem:

$E=chZ^{2}R_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{k^{2}}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$

$\mathbf {n>k}$

Wśród serii wyemitowanych przez zjonizowany hel (jon He⁺), Z=2) w widmie gwiazdy ζ gwiazdozbioru Rufy jeszcze w 1897r. odkryto serię Pickeringa:

$E=4chR_{H}\left({\frac {\mathbf {1} }{4^{2}}}-{\frac {\mathbf {1} }{n^{2}}}\right)$

$\mathbf {n=5,6,...}$

którą na początku uważano za serię widma atomu wodoru. Na podstawie modelu atomu Bohra znaleziono powyższe serie w liniach widmowych He⁺, obserwując światło wytworzone przez wyładowania elektryczne w helu.

W porównaniu do prostego atomu wodoru spektra cięższych atomów stają się coraz bardziej skomplikowane, gdyż atomy te posiadają wiele elektronów.

Widmo atomowe metali alkalicznych

Źródło

Atomy alkaliczne znajdują się w I. grupie głównej układu okresowego, ich zewnętrzną powłokę tworzy jeden elektron, dlatego spośród pierwiastków chemicznych to one najbardziej przypominają wodór, w którego atomie jest tylko 1 elektron. Najbardziej zewnętrzny elektron nazywany jest elektronem świecącym w spektroskopii, a elektronem wartościowości w chemii. Pierwsza z nazw związana jest z tym, że widmo optyczne metali alkalicznych powstaje na skutek wzbudzenia tego elektronu, druga natomiast wyraża rolę elektronu we właściwościach chemicznych pierwiastków. Elektron świecący w atomie alkalicznym może być traktowany jak w atomie wodoru przyjmując, że wewnętrzne elektrony zmniejszają ładunek wytwarzający centralne pole elektryczne, tworząc tzw. korpus atomowy. Założenie to nie jest w pełni spełnione istnieje pewne prawdopodobieństwo przebywania elektronu wartościowości w atomie blizej niż elektrony korpusu, wówczas jego energia jest inna, prawdopodobieństwo to zależy od pobocznej liczby kwantowej, dlatego jego energia – w przeciwieństwie do energii atomu wodoru – oprócz głównej liczby kwantowej, zależy także od liczby pobocznej.

Energia stanu s	$E_{s}={\frac {\mathbf {chR_{H}} }{(n+s)^{2}}}$	gdzie    $\mathbf {n} =1,2,3...$
Energia stanu p	$E_{p}={\frac {\mathbf {chR_{H}} }{(n+p)^{2}}}$	gdzie    $\mathbf {n} =2,3,4...$

c to prędkość światła, h =6,626*10^-34 Js (stała Plancka), R =1,097*10⁷ m^-1 (stała Rydberga), s oraz p człony korekcyjne (dla atomu wodoru ich wartość wynosi 0) tym większe, im cięższy jest atom i im mniejsza jest wartość l pobocznej liczby kwantowej. (Podobnie jak przy atomie wodoru poboczna liczba kwantowa l musi być mniejsza niż główna liczba kwantowa.) Widmo optyczne powstaje w ten sposób, że różnica pomiędzy dwoma poziomami energetycznymi zostaje wypromieniowana w postaci kwantu światła. Podczas badania widma emisyjnego można zauważyć 4 bardziej intensywne, po części zachodzące na na siebie ciągi linii: ciąg główny, pierwszy i drugi ciąg poboczny oraz ciąg Bergmanna. Ciągi, z wyjątkiem ciągu głównego, prowadzące do wspólnego poziomu tworzą serie zbieżne do wspólnej granicy. W tym przypadku ciąg poboczny I i II.

Ciąg główny		$E=ch\left({\frac {\mathbf {R} }{(1+s)^{2}}}-{\frac {\mathbf {R} }{(n+p)^{2}}}\right)$		gdzie     $\mathbf {n} =2,3,4...$
II. ciąg poboczny		$E=ch\left({\frac {\mathbf {R} }{(2+p)^{2}}}-{\frac {\mathbf {R} }{(n+s)^{2}}}\right)$		gdzie     $\mathbf {n} =2,3,4...$
I. ciąg poboczny		$E=ch\left({\frac {\mathbf {R} }{(2+p)^{2}}}-{\frac {\mathbf {R} }{(n+d)^{2}}}\right)$		gdzie     $\mathbf {n} =3,4,5...$
Ciąg Bergmann-a		$E=ch\left({\frac {\mathbf {R} }{(3+d)^{2}}}-{\frac {\mathbf {R} }{(n+f)^{2}}}\right)$		gdzie     $\mathbf {n} =4,5,6...$

Gdy powstaje widmo absorpcyjne gaz alkaliczny nie ma bardzo wysokiej temperatury, wówczas jego atomy są w stanie podstawowym i dlatego powstaje wyłącznie ciąg główny. Z granicą każdego ciągu łączy się widmo ciągłe, podobnie jak w wypadku widma atomu wodoru.

Spektroskopia cząsteczek

Zasadniczo można wyróżnić dwa typy widma: ciągłe oraz nie ciągłe. Widma nieciągłe mogą składać się z linii lub pasm, co zależy od tego, czy widmo wytwarzane jest przez atom czy cząsteczkę. Widma składające się z linii dzielą się na seryjne i multipletowe. W widmach seryjnych do poziomu podstawowego dołącza nieskończony ciąg wyższych poziomów energetycznych. Widmo tego typu obserwuje się dla atomów z jednym elektronem walencyjnym, np. dla wodoru. Widma multipletowe powstają w wypadku atomów rozporządzających większą liczbą elektronów walencyjnych. Komplikuje schemat możliwych przeskoków elektronowych, a co za tym idzie, widma również stają się odpowiednio bardziej skomplikowane i wielowarstwowe. W miejsce linii pojawiają się grupy linii, czyli multiplety. Na widmach cząsteczek obserwuje się linie jak i pasma (pasy) (widmo pasmowe). Pasma widm są układem wielu linii położonych blisko siebie w pewnym zakresie widma, przy dokładnej rejestracji pasma czasami można podzielić na na nieznacznie różniące się od siebie podpoziomy, z tego powodu linie układają się gęsto blisko siebie. Dlatego do badania pasmowego widma cząsteczek potrzebna jest niezwykła technologia i narzędzia spektroskopowe o dużej dokładności.

Istnienie pasm oznacza, że cząstki emitujące to promieniowanie, nie mają ściśle określonych poziomów energetycznych, lecz mogą przyjmować je w pewnym zakresie.

Linie widmowe cząsteczki tworzą się w znacznie bardziej skomplikowany sposób niż linie widmowe atomów. Tutaj poza elektronami drgają także jądra atomowe (wzdłuż osi cząsteczki łączącej jądra), a w pewnych przypadkach równowagi także cała cząsteczka krąży wokół swej osi. Dlatego, przybliżeniu – zaniedbując wzajemny wpływ na siebie tych trzech ruchów – całkowita energia cząsteczki to suma energii elektronów, drgań wewnąrzcząsteczkowych oraz energii obrotowej. Energia drgań i wirowania cząsteczki jest skwantowana podobnie jak energia elektronu w atomie. Gdy cząsteczka znajdująca się w stanie wzbudzonych przechodzi na niższy poziom energetyczny, wypromieniowuje różnicę energii w postaci fotonu, zmiana energii może być wywołana jednym lub kilkoma rodzajami przejść np jednoczesną zmianą energii drgań cząstki i energii elektronu w cząstce.

Na tej podstawie linie widma cząsteczek możemy podzielić na 3 typy:

• czysto rotacyjne, gdy zmienia się tylko energia obrotowa, natomiast stan elektronów oraz drgań pozostaje bez zmian, energie te są niewielkie dlatego pasma odpowiadające tym przejściom znajdują się w podczerwieni oraz mikrofalach,
• wibracyjno-rotacyjne, gdy zmienia się stan drgań i obrotów, nie zmienia się stan elektronów – przejściom tym odpowiada średnia energia i dlatego te pasma znajdują w bliskiej podczerwieni,
• z pasmami elektronowymi, w których wypadku zmieniają się wszystkie trzy stany – tak powstałe pasma znajdują się w ultrafiolecie, paśmie światła widzialnego oraz w podczerwieni.

Badanie widm ostatniego typu jest bardzo ważne, gdyż z ich pomocą można ustalić odległość jądra, częstotliwość drgań jądra, czy też ułożenie elektronów. Stany poszczególnego elektronu można scharakteryzować przy pomocy liczb kwantowych oraz właściwości symetrii. Przez analogię do oznaczeń stanów w atomach (s, p, d, f,..), w molekułach dwuatomowych wprowadza się stany cząsteczek (Σ, Π, Δ, Φ,...) w ten sposób, że rzut całości momentu orbitalnego elektronu na oś cząsteczki to 0, 1, 2,...-krotność h/2π.

W przypadku spektroskopii astronomicznej w pewnych przypadkach mogą pojawić się tzw. 'zakazane linie' (??). Są to takie linie widmowe, które nie powstają w warunkach laboratoryjnych, ponieważ do ich wystąpienia potrzebne są ekstremalne warunki fizyczne (np. wyjątkowo niska gęstość). 'Zabronione/zakazane' (??) linie widmowe. 'Zabronione/zakazane' linie widmowe są liniami jedno- i dwukrotnie zjonizowanego tlenu (O⁺, O²⁺), trzy- i czterokrotnie zjonizowanego neonu (Ne³⁺, Ne⁴⁺), jedno- i dwukrotnie zjonizowanej siarki (S⁺, S²⁺), trzy- i czterokrotnie zjonizowanego argonu (Ar³⁺, Ar⁴⁺). Warunki potrzebne do powstania takich linii są spełnione w mgławicach emisyjnych. Te obiekty mają zwykle 10-100 parseków średnicy, a ich gęstość dochodzi do 10-ciu tysięcy atomów/cm³, co jest niezwykle niską wartością.

Absorpcja i emisja promieniowania

Poziomy energetyczne w modelu atomu Bohra są stanami stacjonarnymi; przejście z jednego stanu w inny może się odbyć się tylko w wyniku oddziaływania z inną cząstką (cząstką jest też Foton). Procesy wywołane oddziaływaniem cząstki na atom mogą być zasadniczo dwóch typów: wzbudzenie lub jonizacja. Podczas wzbudzenia elektronem, atom oddziałuje z elektronem na tyle szybkim, że ma on energię kinetyczną wystarczającą do przeprowadzenia atomu ze stanu podstawowego w stan wzbudzony. Oznaczenie ogólne:

A + e_szybki → A^* + e_wolny   (1)               A^* → A + hν    (2)              A + hν → A^*   (3)

gdzie A^* oznacza atom wzbudzony, e – elektron. Wzbudzony atom dąży do jak najszybszego przejścia w niższy stan energetyczny, co osiąga w procesie (2). Przez hν oznaczony jest tutaj kwant światła. Każdy proces wymiany energii, między atomem a cząstkami jest odwracalny, atom może być wzbudzony światłem (3).

W trakcie jonizacji atom zderza się z wysokoenergetycznym elektronem (4) lub fotonem (5), pod wpływem czego elektron atomu osiąga tak wysoki stan wzbudzenia, że opuszcza atom. Tą reakcję zapisuje się następująco:

A + e_szybki → A⁺ + e + e_wolny  (4)               A + hv → A⁺ + e + E_kin   (5)

gdzie A⁺ oznacza jon czyli taki atom, któremu brakuje jednego elektronu, dlatego posiada on ładunek +e. Proces odwrotny, czyli przyjęcie elektronu prze atom, podczas którego elektron łączy się z atomem (jonem), a wyzwoloną energię przejmuje inny elektron nazywa się rekombinacją przez potrójną kolizję. Przyjęty elektron może wtedy przyjąć bezpośrednio stan podstawowy lub najpierw stan wzbudzony, skąd, wypromieniowując foton o częstotliwości odpowiedniej linii widma, przejść w stan podstawowy. Rolę elektronu, który przejął energię elektronu przyjętego, mogą pełnić także inne atomy, cząsteczki jak i fotony. Jonizacja może się odbywać także poprzez przyjmowanie fotonów, mówimy wtedy o fotojonizacji. Warunkiem koniecznym fotojonizacji jest by energia fotonu była wyższa niż energia odpowiadająca granicy ciągu. Ta reakcja oznacza, że atom może pochłonąć nie tylko fotony odpowiednie dla jego widma, wyrażone równaniem (3), ale także takie o energiach wychodzących poza granicę ciągu, powstaną wówczas jony dodatnie, co jest zgodne z doświadczeniem. Proces odwrotny do fotojonizacji nazywany jest rekombinacją promienistą. W jej trakcie jon przejmuje elektron, w wyniku czego staje się atomem obojętnym. Może się to odbyć na wiele sposobów, elektron może od razu przejść do stanu o najniższej energii (6), może też zająć któryś z poziomów wzbudznych, a z niego przejść do stanu podstawowego (7):

A⁺ + e + E_kin → A + hv   (6)               A⁺ + e + E_kin → A^* + hv₁ → A + hv₁ + hv₂    (7)

Linie widmowe powstają także podczas tzw. perturbacji. Wolny elektron przelatując w sąsiedztwie atomu doznaje przyspieszenia i – jak naładowana, przyspieszająca cząstka – wytwarza promieniowanie elektromagnetyczne. Ponieważ stany podstawowe wolnego elektronu nie są skwantowane, powstające widmo emisyjne jest ciągłe.

Profile linii, poszerzenie linii, szerokość ekwiwaletna

Definicja szerokości ekwiwalentnej

Linie widmowe nie są nieskończenie cienkie, natężenie promieniowania maleje lub rośnie (w zależności od tego, czy linia jest absorpcyjna na czy emisyjna) w sposób ciągły od poziomu kontinuum w stronę środka linii z obydwu kierunków. Przy analizie absorpcyjnych linii widmowych ważnymi jej parametrami jest jej intensywność oraz szerokość.

Szerokość ekwiwalentna Linie absorpcyjne mogą być wąskie a intensywne, jak i szerokie ale o mniejszej intensywności. W celu porównywania intensywności linii Minnaert i współpracownicy wprowadzili termin szerokość ekwiwalentna linii spektralnej. Szerokość ekwiwalentna odpowiada takiej linii w obszarze której następuje całkowite pochłanianie i mającej kształt prostokąta, którą miałaby takie samo pole jak rzeczywista linia, co odpowiada wyrażeniu:

$W_{\lambda }=\int \limits _{\lambda _{1}}^{\lambda _{2}}{\frac {I_{c}-I_{\lambda }}{I_{c}}}\;d\lambda$

Gdzie: Ic to irradiancja spektralna kontinuum, Iλ Irradiancja spektralna linii widmowej.

Szerokość ekwiwalentna nie jest parametrem określającym szerokość linii a jej intensywność. O zależności szerokości ekwiwalentnej poszczególnych linii widmowych od parametrów fizycznych gazu pochłaniającego promieniowanie można wnioskować na podstawie modelu Schustera–Schwarzschilda.

Profil linii widmowej powstaje, gdyż w zakresie częstotliwości linii widmowej wzrasta współczynnik absorpcji $\chi _{v}$, ponieważ w tym interwale częstotliwości atom jest zdolny zaabsorbować spektrum elektromagnetyczne. Aby móc wyznaczyć profil linii w sposób teoretyczny, trzeba znać zależność $\chi$ od częstotliwości. Współczynnik absorpcji składa się z dwóch składowych: $\chi$ współczynnika absorpcji ciągłej, oraz $\chi _{v}^{*}$ współczynnika absorpcji selektywnej. Poza linią widmową uwzględnia się tylko $\chi$, natomiast w zakresie częstotliwości linii widmowej sumę $(\chi +\chi _{v}^{o})$.

ν: częstotliwość widma

I_ν°: natężenie widma kontinuum w okolicy częstotliwości ν

I_ν: natężenie widma dla częstotliwości ν w obszarze linii widmowej.

Profil linii

Tworząc wykres zależności natężenia od długości fali, otrzymujemy profil (kontur) linii. Odcinek środkowy to centrum linii, dwie zewnętrzne części nazywamy skrzydłami, wszystkie trzy części razem dają szerokość linii. W praktyce sąsiednie linie często się stapiają ("blend"), wtedy trudno jest zmierzyć szerokość linii. Wielkość r_ν = I_ν / I_ν° nazywamy natężeniem resztkowym. Poza obszarem częstotliwości linii widmowej r_ν = 1; wewnętrz linii absorpcyjnej r_ν < 1.

Definicja natężenia resztkowego

Profil linii absorpcyjnych, głównie jej szerokość, jest inna przy prowadzeniu doświadczeń na Ziemi , jak i dla światla docierajacego z kosmosu. Najprostrzym parametrem określającym szerokość linii jest jej szerokość połówkowa, choć częściej mówi się o profilu linii widmowych. Profil linii powstających w fotosferze gwiazd tworzony jest przez widmo ciągłe oraz absorpcję selektywną.

Wyróżnić można dwa rodzaje absorpcji selektywnej. Zależnie od przypadku występuje tylko jeden rodzaj absorpcji (np. czyste rozproszenie). O rzeczywistej absorpji selektywnej mówimy, gdy foton jest zaabsorbowany przez atom, którego wzbudza. Wzbudzony elektron w czasie ok. 10·10^-12s schodzi na niższy poziom energetyczny. Jednakże w przypadku rzeczywistej absorpcji nie zawsze wraca do stanu wyjściowego, wówczas energia pochłoniętego fotonu nie jest równa energii fotonu wyemitowanego wskutek przejścia elektronu w niższy stan energetyczny. Czyste rozproszenie ma miejsce wtedy, gdy po zaabsorbowaniu fotonu o częstotliwości ν₁ następuje emisja fotonu o tej samej częstotliwości ν₁. Emitowany foton ma inny kierunek niż foton pochłonięty w wielu przypadkach fotony rozproszone są równomiernie rozłożone we wszystkich kierunkach, dlatego w wyniku rozproszenia z wiązki równoległych promieni powstaje wiązka izotropowa, a w wiązce przechodzącej brak jest fal które zostały pochłonięte.

Badanie profilu linii, w tym i jej parametru poszerzenia linii widmowej, danej gwiazdy (źródła światła) jest ważne, gdyż z nich można wnioskować o wielu właściwościach fizycznych tego ciała niebieskiego. Są to:

• Warunki fizyczne gazu tworzącego atmosferę gwiazd
• Szybkość obrotowa
• Ewentualna pulsacja
• Wiatr gwiezdny
• Utrata masy
• Plamy powierzchniowe (plamy słoneczne)
• Materia otaczająca gwiazdę
• Ewentualna podwójność

Poszerzenie linii widmowych

W trakcie badań zaobserwowano, że linie spektralne nie składają się z nieskończenie cienkich linii, ale następuje ich rozciąganie, zależne od długości fali. To zjawisko można tłumaczyć korzystając z zasady nieoznaczoności Heisenberga, wedle której nie można wyznaczyć wartości dwóch nie zamiennych na siebie wielkości fizycznych w jednakowym czasie i z dowolną dokładnością. Na przykład energia stanu kwantowego oraz czas jego trwania podlegają następującej zależności: $\delta E*\tau \geq h$ gdzie τ czas trwania stanu wzbudzonego, h stała Plancka, δE natomiast oznacza niepewność energii stanu kwantowego.

Inny powód poszerzenia linii to poszerzenie pod wpływem oddziaływań – w wyniku zderzeń atomowych skraca się czas utrzymywania stanu wzbudzonego, przez co atomy szybciej przechodzą do stanu podstawowego, zwiększając nieokreśloność energii. Trzeci powód to poszerzenie termiczne wywołane efektem dopplerowskim spowodowanym ruchami termicznymi atomów. Poszerzenie to jest zwykle większe o 1-2 rzędy wielkości od naturalnego poszerzenia. Poza procesami mikroświata dalsze poszerzanie linii może być spowodowane rotacją lub pulsacją gwiazd.

Na pomiar dopplerowskiego poszerzenia linii bezpośrednio wpływa rozdzielczość (nm/pixel; angstrem/pixel) spektrografu. Gdy mierzymy w tych samych jednostkach, wzór Dopplera można zapisać następująco: $v=cz=c{\frac {\delta \lambda }{\lambda }}$ gdzie Δλ długość fali centrum zaobserwowanego obszaru, λ miara rozdzielczości spektrografu, c prędkość światła i v prędkości radialnej czynnika pochłaniającego lub emitującego promieniowanie.

Promieniowanie termiczne

Rozkład promieniowania ciał o różnej temperaturze.

Dla większości gwiazd rozkład energii widma w pewnym, czasem dość szerokich, obszarów widma odpowiada rozkładowi obserwowanemu dla widma ciała doskonale czarnego. Rozkład opisuje wzór Plancka, który wyrażony dla długości fali:

$E(\lambda ,T)={\frac {2hc^{2}}{\lambda ^{5}}}{\frac {1}{\exp({\frac {hc}{k\lambda T}})-1}}$

gdzie h to stała Plancka (h=6,54*10^-27 erg/s) k stała Boltzmanna (k=1,36*10^-16 erg/grad) c prędkość światła, T temperatura absolutna ciała. Z rozkładu prawa Plancka wynikają dwa prawa stosowane często w astronomii – to prawo Stefana-Boltzmanna oraz prawo Wiena. Prawo Stefana-Boltzmanna mówi, że całkowita energia wypromieniowana przez jednostkę powierzchni ciała doskonale czarnego o temperaturze T w jednostce czasu jest proporcjonalna do czwartej potęgi jego temperatury:

$E(T)=\sigma T^{4}\,$     $\sigma =5,67*10^{-5}ergcm^{-2}s^{-1}grad^{-4}$

W myśl prawa Wiena iloczyn $\lambda _{max}(T)$ długości fali odpowiadającej maksimum krzywej Plancka oraz temperatury T jest stały.

$\lambda _{max}T=0,29cmK=const\,$

Teoria linii widmowych typu Fowler–Milne

Elektrony otoczki elektronowej atomu mogą przyjmować tylko dokładnie określone (stacjonarne) poziomy energetyczne. Poziom energetyczny k r-krotnie zjonizowanego atomu: (r,k), energia tego poziomu: E_r,k . Atom może zaabsorbować jedynie promieniowanie o częstolitwości, dla której spełnione jest równanie: h * v = E_r,k– E_r,l gdzie spełniona jest nierówność k > L.

Natężenie oraz profil linii widmowej odpowiadającej przejściu (r, l) → (r, k) zależy od tego, jak wiele atomów danego typu znajduje się w fotosferze gwiazdy oraz czy w znaczącej ilości pojawia się r-krotnie zjonizowany stan. W identycznych warunkach natężenie linii spektralnej zależne jest od proporcji jonizacji w atmosferze gwiazdy, czy też od temperatury.

Teoria Fowler–Milne z pomocą równania Saha bada, w jaki sposób liczba elektronów na określonym poziomie (r, k) oraz przybliżone natężenie linii widmowej zależne są od temperatury. Obowiązujące w przypadku równowagi termodynamicznej równanie Saha podaje relatywną liczbę atomów o różnych stanach jonizacyjnych:

${\frac {n_{0,r+1}}{n_{0,r}}}n_{e}={\frac {g_{0,r+1}}{g_{0,r}}}{\frac {2(2\pi m_{e}k_{B}T)^{3/2}}{h^{3}}}\exp(-{\frac {X_{r}}{k_{B}T_{I}}})$

gdzie n_k,r to számsűrűsége r-krotnie zjonizowanych atomów będących na k-tym stanie wzbudzenia, g_k,r statyczny ciężar pojedynczego stanu (można uzyskać z tablic), n_e gęstość elektronowa, X_r energia jonizacji, m_e masa elektronu. Badając linie widmowe atomów o różnym stopniu zjonizowania w widmie gwiazd, np z pomącą krzywej rosnącej, można ustalić proporcję ${\frac {n_{0,r+1}}{n_{0,r}}}$ amivel az egyenletből kifejezhető T_I temperatura jonizacji gwiazdy. W stanie równowagi termodynamicznej wypełnia się równanie Boltzmanna, na podstawie ktorego można ustalić T_G, tzw. temperaturę wzbudzenia:

${\frac {n_{r,k}}{n_{r,i}}}={\frac {g_{r,k}}{g_{r,i}}}\exp(-{\frac {E_{r,k}-E_{r,i}}{k_{B}T_{G}}})$

ahol n_r,k az adott kémiai elem r-szeresen ionizált atomjai közül azoknak a térfogategységre eső száma, amelyek a k-adik kvantumállapotban vannak, E_r,k ugyanilyen fajtájú r-szeresen ionizált k-állapotú atom gerjesztési energiája. A csillag színképében azoknak a színképvonalaknak az ekvivalens szélessége amelyeknél az elektronátmenet az r, k állapotból kiindulva történik, arányos n_r,k-val. Ugyanazon atom két különböző színképvonal-sorozatának vizsgálatából megállapítható az ${\frac {n_{r,k}}{n_{r,i}}}$ arány.

Efekt Zeemana

Anomalia zaobserwowana dla atomu sodu

Pieter Zeeman (1865–1943) holenderski fizyk w 1896 odkrył, że gdy substancja emitująca światło znajduje się w polu magnetycznym, to powstające linie spektralne rozszczepiają się na kilka linii. Komponent pi pozostaje na miejscu natomiast dwa komponenty ro przesuwają się symetrycznie w stronę fal dłuższych i krótszych. Wyjaśnieniem zjawiska jest fakt rozdziału stanu energetycznego elektronu znajdującego się w polu magnetycznym w zależności od momentu magnetycznego elektronu. Podział możliwego stanu energetycznego w polu magnetycznym obserwujemy jako rozdzielenie linii widmowej.

Rozróżnia się dwa rodzaje efektu Zeemana: normalny i anormalny. Efektem normalnym nazywa się rozszczepienie wynikające z orbitalnego momentu pędu elektronu (S=0, L≠0), zjawisko to wytłumaczono przy użyciu mechaniki klasycznej po odkryciu efektu. Różnica energii jest równa energii dipola magnetycznego, jakim jest ruch ładunku elektronu wokół jądra atomowego, zewnętrznym w polu magnetycznym. Energię tą określa wzór: ΔW =m_J μ_B B, gdzie B jest indukcją pola magnetycznego, a μ_B jest momentem magnetycznym, a odpowiadająca tej energii różnica częstotliwości to zatem: Δν = ΔW / h ≈ 14 GHz/T . Komponenty linii widmowych wodoru w polu magnetycznym o indukcji 1 tesli będą się różniły o ∆v = 1,4 * 10¹⁰ Hz. Oznacza to bardzo małą rozpiętość w widmie (3% odległości komponentów linii atomu sodu w analogicznej sytuacji). Aby ją zaobserwować należy dysponować spektrometrem o zdolności rozdzielczej ≥ 10⁶.

W przypadku anormalnego efektu Zeemana w atomie zarówno L≠0, jak i S≠0. Z tego powodu pojawia się więcej linii widmowych, niż dla efektu normalnego. Wtedy efekt Zeemana wywołuje także polaryzacji komponentów linii widmowej. Jej sposób i wartość zależą od kąta wyznaczonego przez wektor natężenia pola magnetycznego i kierunek obserwacji. Rozbicie łatwiej badać w wypadku linii emisyjnych. Gdy umieścimy w polu magnetycznym gaz emitujący światło, a kierunek pola magnetycznego pokrywa się z kierunkiem obserwacji, wtedy przy normalnym efekcie Zeemana zaobserwujemy tylko dwa oddalone komponenty ro, których światło będzie spolaryzowane liniowo prostopadle względem siebie. W ogólnym przypadku, gdy kierunek wektora natężenia pola magnetycznego, wraz z kierunkiem obserwacji tworzą kąt γ, proporcje jasności poszczególnych komponentów można podać korzystając ze wzoru sformułowanego przez Fredericka H. Searesa.

Wyjaśnienie rozbicia na więcej komponentów linii widmowych plam słonecznych podał George Ellery Hale. Pomiarami polaryzacji potwierdził, że wielokrotne rozbicie linii widmowej jest następstwem zachodzenia efektu Zeemana w polu magnetycznym plamy słonecznej.

Na wykorzystaniu zjawiska Zeemana opiera się działanie magnetografu. Jest to urządzenie, przy pomocy którego można mierzyć natężenie tworzących się na Słońcu pól magnetycznych oraz ustalić ich rozprzestrzenienie.

Johannes Stark (1874–1957) niemiecki fizyk zaobserwował, że linie gazów umieszczanych w silnym polu elektrycznym także ulegają rozbiciu, podobnie jak dla efektu Zeemana. Rozbicie jest proporcjonalne do kwadratu natężenia pola. To zjawisko nazywamy efektem Starka.

Obrazy widmowe ciał niebieskich

Słońce

Proporcje pierwiastków tworzących atmosferę Słońca

Pierwiastek	Symbol	Masa %	Liczba atomowa %
wodór	H	56%	84,3%
hel	He	41%	15,3%
węgiel	C	0,1%	0,02%
azot	N	0,4%	0,8%
tlen	O	0,8%	0,08%
neon	Ne	1,2%	0,1%
żelazo	Fe	0,2%	0,01%

Analiza widma promieniowania słonecznego umożliwia określenie temperatury fotosfery. Zależność mocy promieniowanej przez powierzchnię ciała od jego temperatury określa prawo Stefana-Boltzmanna, tak wyliczona średnia temperatura powierzchni Słońca to 5785 kelwinów = 5512 °C. Dokładniejsze dane uzyskuje się porównując widmowy rozkład promieniowania z teoretycznym promieniowaniem ciała doskonale czarnego określonym przez Plancka. Prawo Wiena umożliwia określenie temperatury na podstawie maksimum promieniowania, dla Słońa ono wypada na 468 nm, co odpowiada światłu widzialnemu.

Obraz widmowy Słońca to spektrum ciągłe, na które nakładają się linie absorpcyjne oraz, rzadziej, emisyjne. Widmo ciągłe powstaje w fotosferze, gdyż w fotosferze ciśnienie gazu jest duże, natomiast linie absorpcyjne w znajdującej się nad nią chromosferze, w której panuje niższa temperatura oraz mniejsze ciśnienie. Obecnie znanych jest około 25 tysięcy linii absorpcyjnych w widmie słonecznym, z których ponad 75% udało się przyporządkować do określonych pierwiastków. Linie emisyjne powstają głównie w górnej warstwie atmosfery słonecznej – w koronie, w której panuje niewielkie ciśnienie i bardzo wysoka temperatura.

Zdecydowana większość tych linii znajduje się w paśmie światła widzialnego na mniejszych długościach fal. Tymczasowe linie emisyjne pojawiają się przy okazji wybuchów na Słońcu – wtedy obserwujemy znaczny wzrost temperatury. Trwa on ok. 1-2 godzin, potem linie widmowe przekształcają się w absorpcyjne.

Na podstawie natężenia linii widmowych możena ustalić skład chemiczny atmosfery słonecznej. Na podstawie danych stało się jasne, że wodór i hel, czyli 2 najlżejsze pierwiastki stanowią 97% masy Słońca, a 99,6% jeśli brać pod uwagę liczbę atomów. Oprócz sprowadzających się do atomów linii widmowych w spektrum Słońca można znaleźć także kilka pasm widmowych, które wskazują na obecność cząsteczek. W wysokiej temperaturze może być tu mowa głównie o złożeniach dwuatomowych takich jak: OH, NH, CH, SiH, MgH, CaH, C₂, CN, O₂, TiO, MgO, AlO. Atmosfera ziemska także zostawia swój ślad w obserwowanym spektrum Słońca. Atmosfera naszej planety będąc mieszaniną zimnych gazów, pochłania światło słoneczne o charakterystycznej dla nich długościach fal.

Wartość irradiancji słonecznej ( E = dФ / dA ) w zależności od charakterystycznych dla różnych pierwiastków długości fali

Potwierdzają to, nakładające się na widmo słoneczne, pochłaniające linie widmowe cząsteczek H₂O, O₂, O₃, CO₂, N₂O, CH₄, N₂, które przeszkadzają w badaniu widma właściwego. Oddzielenie linii widma właściwego od tych wywoływanych przez atmoferę ziemską odbywa się na podstawie efektu Dopplera. Elementy należące do atmosfery ziemskiej mu nie ulegają i w ten sposób przy dokładnej analizie można je odróżnić od widma właściwego.

Naszą wiedzę o Słońcu zawdzięczamy w znacznej mierze dzięki narzędziom (spektroskop, spektrograf, spektrohelioskop, spektroheliograf) badającym obraz widmowy. Spektroskop służy do analizy widma, spektrografem natomiast możemy je zarejestrować, np. sfotografować. Jednakże żaden z nich nie da nam obrazu Słońca. Jeśli chcemy zobaczyć np. koronę Słońca w wybranym paśmie, lub badać właściwości jego powierzchni, a nie całą zawartość widma, wtedy używamy spekrtoheliokopu lub spektroheliografu. Te narzędzia, dzięki zabudowanemu, wyposażonemu w kratkę ekranowi, przepuszczają jedynie wybrane pasy pełnego spektrum. Oznacza to najczęściej obszar spektralny czerwonego światła widzialnego, gdyż ten obszar zdradza najwięcej o procesach zachodzących na Słońcu. Gwiazda ta składa się w większości z wodoru, którego najjaśniejsza linia widmowa to wodór-alfa. Można ją znaleźć na długości fali lambda=6,5628*10^-6 m . W świtle H-alfa można zaobserwować właściwości magnetyczne plam słonecznych. W wypadku dwóch sąsiadujących ze sobą plam możemy (w świetle H-alfa) ciemniejsze włókna biegnące wielkimi łukami z jednej plamy ku środkowi drugiej, wyrysowując linie pola magnetycznego.

Planety pozasłoneczne

Obecnie dysponujemy jedynie pośrednimi metodami wykrywania planet pozasłonecznych. Może to być np. obserwowanie wpływu grawitacyjnego planety na gwiazdę którą obiega, bądź też pośrednia (spektroskopowa) obserwacja ruchu gwiazdy. Planeta jest zbyt blada w porównaniu do światła gwiazdy i krąży zbyt blisko niej, aby można było zobaczyć ją przy pomocy teleskopu, ale jej grawitacja zostawia ślady w widmie gwiazdy. Wskutek krążenia planety i gwiazdy wokół wspólnego środka masy zmienia się szybkość radialna gwiazdy: według efektu Dopplera linie widmowe przesuwają się w kierunku fioletu podczas przybliżania się do nas gwiazdy, a w wypadku oddalania się przesuwają się w stronę czerwieni. Można mierzyć te zmiany długości fali przy pomocy narzędzi spektroskopowych z dokładnością do 1 m/s. Wskutek ruchu wokół wspólnego środka masy Jowisz powoduje wahania szybkości Słońca rzędu 12 m/s, a Ziemia rzędu 0,1 m/s.

Komety, meteory, planetoidy

Meteor. Planetoida

Widmo komet zdradza obecność w nich cząsteczek. Emitowane przez Słońce promienie UV wywołują zjawisko fluorescencji. Widmo komy i warkocza jest w części ciągłe, co wskazuje na odbite światło słoneczne, a w części składa się z kolorowych linii emisyjnych. Przede wszystkim rozpoznajemy wśród nich linie węgla, wodoru, azotu oraz tlenu. Koma składa się z molekuł obojętnych i zjonizowanych, warkocz natomiast przeważnie ze zjonizowanych. W widmie komy można znaleźć cząsteczki CN, CH, OH, NH, C₂, CH₂, NH₃, zjonizowane cząsteczki CO⁺, CO₂⁺, OH⁺, CH⁺. W widmie warkocza natomiast pojawiają się pasy CN, CO⁺, CO₂⁺, CH⁺ oraz N₂⁺. Pierwsza analiza widma komety wiąże się z nazwiskiem Jean-Pierre Swingsa.

W widmie meteorów można zaobserwować przede wszystkim linie obojętnych Na, Fe, Ca, Mn, Cr, Si, Ni, Al oraz zjonizowanych Ca, Fe, Mg oraz Si. W wypadku szybkich meteorów ( v > 30 km/s ) dominują linie CaII, H i K. Z energii jonizacji można wyznaczyć szybkość meteoru przy wejściu w atmosferę.

Widmo planetoid (asteroid) zależy od materii pokrywającej ich powierzchnię oraz jej stanu. Na tej podstawie możemy je podzielić na:

• typ A: ekstremalnie czerwonego koloru, o silnych liniach absorpcyjnych, które wskazują na obecność oliwinu; pojawiają się rzadko
• typ B: właściwościami przypominają typ C, ale o większym albedo; rzadkie
• typ C: bardzo ciemne, ich albedo geometryczne poniżej 0,065; na powierzni obecne są kondrit i hidrált krzemiany; częstość występowania – 75%, głównie odległe od Słońca
• typ E: o dużym albedo, ensztatit akondritok olvadásos-üvegesedéses folyamatokkal; częstsze w pobliżu Słońca
• typ F: wykazują słabe linie absorpcyjne w ultrafiolecie
• typ G: przypominają typ C, ich widmo zawiera w ultrafiolecie silne linie absorpcyjne
• typ M: zbudowane z metali (żelazo, nikiel, itd.); prawdopodobnie odsłonięte na skutek zderzeń jądra starych, dużych asteroid
• typ S: najbardziej heterogeniczna klasa, stosunkowo bliskie Słońca (w odległości podobnej do ziemnskiej), ich albedo: 0,07–0,23, częstość występowania – 15%; składają się z różnych krzemianów, na powierzchni często dużo pyłu lub ślady procesów topnienia i krzepnięcie, które spowodowało silne promieniowanie młodego Słońca; można je dalej podzielić na siedem podklas
• typ T:
• typ V: bazaltowe, krążą dokładnie określonym torze (podobnym do toru planetoidy Vesta), są prawdopodobnie odłamkami Vesty

Gwiazdy

Atmosferę gwiazdy – ze względu na właściwości fizyczne – dzielimy na trzy części. Fotosfera jest to najniższa warstwa atmosfery. Obok wysokiego ciśnienia i temperatury znajdziemy tu wiele swobodnych elektronów. W takich warunkach może się zdarzyć przechwycanie elektronów o najróżniejszych torach, dzięki czemu powstaje widmo ciągłe. Naturalnie mowa tu nie tylko o wodorze, ale także o cięższych, bardziej skomplikowanych atomach. Nad fotosferą rozciąga się warstwa o niższej temperaturze – chromosfera. Warstwa ta zachowuje się jak zimny gaz, pochłaniając dokładnie te wielkości energii, które są potrzebne elektronom do osiągnięcia stanu wzbudzonego. Powstają wtedy linie absorpcyjne. Nad chromosferą znajduje się korona, której grubość jest zdecydowanie większa, 10⁶ km. Temperatura rośnie tu nagle to ogromnych wartości, osiągając rząd nawet 10⁶ kelwinów. W takich warunkach fizycznych powstają linie emisyjne.

O różnicach w widmie gwiazd o normalnych proporcjach pierwiastków – z powodu ich podobnego składu chemicznego – decyduje przede wszystkim temperatura oraz atmosfera gwiazdy. (Dlatego w wypadku braku w widmie linii danego pierwiastka, nie wolno wnioskować o jego braku w atmosferze gwiazdy. Pierwiastek taki może się pojawiać, ale nie można zaobserwować go spektroskopowo, jeśli jego linie widmowe nie pojawiają się w znacznej liczbie w zakresach możliwych do badania z powierzchni Ziemi.) Czynnik ciśnienia wpływa głownie na szerokość linii: pod wpływem niskiego ciśnienia powstają linie wąskie i ostre, pod wpływem wysokiego – szersze. Gwiazdy wykazujące różnice w natężeniu linii widmowych porządkujemy według temperatury. Na tej podstawie opiera się system klasyfiakcji widmowej Harvard. W teorii przyporządkowanie odbywa się przez ustalenie natężenia oraz szerokości połówkowej charakterystycznych, najważniejszych dla danej gwiazdy linii widmowych. Te linie/serie linii/pasy to:

• seria Balmera atomu wodoru
• linie zjonizowanego helu i żelaza
• linia absorpcyjna wapnia (393,3 nm)
• tzw. pas G (cząsteczka CH)
• linia obojętnego wapnia (422,7 nm)
• linie metali ok. 431 nm
• pasy cząsteczki TiO

Wadą tego systemu jest fakt, że nie zdradza on nic o mocy promieniowania gwiazdy. Dla określenia także tego parametru wprowadzono klasyfikację spektralną Yerkes.

Efekt Dopplera obserwowany w podwójnych spektroskopowo widmie. Gdy planeta oddala się od nas, wtedy jej linie widmowe przesuwają się w kierunku czerwieni, w przeciwnym wypadku zbliżają się do fioletu.

Ustalanie klasy widmowej gwiazdy w praktyce odbywa się następująco: Na drodze szerokokątnej kamery Schmidta umieszcza się kilkustopniowy pryzmat, w ten sposób na płytce fotograficznej pojawia się widmo wszystkich gwiazd. Rozdzielczość tak otrzymanego spektrum jest bardzo niska, nie nadaje się do szczegółowych badań, odpowiada za to regułom klasyfikacji spektralnej. Do każdej grupy przyporządkowane są tzw. gwiazdy standardowe o wzorcowym widmie. (Lista gwiazd standardowych znajduje się w artykule typ widmowy.) Przyporządkowując gwiazdę o nieznanym typie spektralnym do odpowiedniej grupy należy najpierw przygotować próbkę spektrum gwiazdy standardowej, a następnie porównać ją ze spektrum gwiazdy nieprzyporzadkowanej.

Spektroskopia astronomiczna odgrywa niezwykle ważną rolę w padaniu gwiazd spektroskopowo podwójnych. Są to takie gwiazdy podwójne, których podwójność można stwierdzić jedynie metodami spektroskopowymi. Ponieważ komponenty układu podwójnego krążą wokół wspólnego środka masy, wykazują zmiany prędkości radialnej, z wyjątkiem sytuacji, gdy płaszczyzna trajektorii ruchu komponentów jest prostopadła do kierunku patrzenia. Gdy dwa komponenty mają podobną jasność, wtedy widzimy dwa nakładające się na siebie widma, których linie poruszają się w przeciwnych kierunkach. Linie składnika zbliżającego się przesuwają się ku falom krótszym, linie elementu oddalającego się przemieszczają się ku falom dłuższym (efekt Dopplera). Po upływie czasu odpowiadającego połowie okresu obiegowego sytuacja się odwraca, natomiast, gdy gwiazdy poruszają się prostopadle do kierunku patrzenia, wtedy, naturalnie, nie obserwujemy efektu Dopplera. Podsumowując, linie widmowe gwiazd spektroskopowo podwójnych w trakcie całego okresu obrotowego dwukrotnie się rozdzielają i dwukrotnie na powrót zlewają. Dzięki obserwacji jednego pełnego cyklu oprócz czasu obiegu można także ustalić mimośrody orbit (wartość w przedziale (0,1) ) oraz proporcje mas komponentów.

Materia międzygwiezdna

Najsilniejsze linie emisyjne mgławic (cyfry rzymskie opisują stan zjonizowania atomów; I: atom obojętny, II: jednokrotnie zjonizowany, III: dwukrotnie zjonizowany)

Kolor	Długość fali (nm)	Atom lub jon	Uwagi
fioletowy	372,7	O II	tiltott vonal, gyakran erős
fioletowy	386,9	Ne III	tiltott vonal
fioletowy	434,0	H I	Hγ, a Hβ erősségének 40%-a
niebieski	486,1	H I	Hβ, a Hα erősségének 30%-a
zielony	495,9	O III	tiltott vonal
zielony	500,7	O III	tiltott vonal, gyakran erős
czerwony	654,8	N II	tiltott vonal
czerwony	656,28	H I	Hα
czerwony	658,4	N II	tiltott vonal

Zachowanie się materii międzygwiadowej w tym i proces powstawania z niej gwiazd jest jeszcze ciągle jednym z najbardziej niejasnych obszarów astrofizyki. Pierwsze dotyczące tego teorie wiążą się z nazwiskiem S. Laplace, którego koncepje także dziś można zauważyć we współczcesnych teoriach. On pierwszy wysunął tezę, że gwiazdy – razem z planetami – tworzą się z materii międzygwiezdnej na skutek przyciągania grawitacyjnego. Na odkrycie materii międzygwiazdowej trzeba było czekać jeszcze ponad sto lat, w końcu ten rodzaj rzadkiej materii jest trudny do zaobserwowania przy pomocy urządzeń optycznych. Tak więc nie jest zaskakującym fakt, iż pierwszą bezpośrednią obserwację przeprowadzono stosunkowo późno, bo w 1904r. J. F. Hartmann badając wtedy podwójną spektroskopowo Delta Orionis znalazł w jej widmie takie linie absorpcyjne (np. Ca), które nie brały udziału w cyklicznych przesunięciach linii spowodowanych krążeniem dwóch towarzyszy wokół wspólnego środka masy, ale pozostawały ciągle na jednej długości fali. Jedynym możliwym wyjaśnieniem, było założenie, że linie nie pochodzą od gwiazd (bo wtedy należałoby zaobserwować dla nich efekt Dopplera), tylko od będącej między gwiazdą a Ziemią materią.

Spektrum materii międzygwiezdnej to widmop ciągłe, na które nakładają się linie emisyjne. Proporcje tych dwóch składników zależą od typu pyłu; w przypadku mgławic refleksyjnych dominuje ciągłe (niebieskawe) widmo, natomiast w wypadku chmur H II, mgławic planetarnych, pozostałości po supernowych i międzygwiezdnych "bąbelkach/bańkach" ?? dominuje widmo emisyjne.

W materii międzygwiezdnej zidentyfikowano następujące indywidua chemiczne:

• dwuatomowe
  • rodniki i jony: hydroksylowy (OH), aminowy (NH), wodorowęglowy (CH), krzemianowy (SiO), acetylenowy (C₂), cyjanowy (CN), siarkowęglowy (CS)
  • związki chemiczne: Tlenek węgla (CO), wodorek krzemu (SiH), wodorek magnezu (MgH), wodorek wapnia (CaH), tlenek tytanu (TiO), tlenek magnezu (MgO), tlenek glinu (AlO)
  • a także tlen cząsteczkowy O₂
• wieloatomowe: woda (H₂O), cyjanowodór (HCN), formaldehyd (HCHO), HC₉N, cyjanek metylu (CH₃CN), metyloacetylen (CH₃C₂H), acetaldehyd (CH₃HCO), formamid (NH₂HCO), eter dimetylowy (CH₃)₂O.

Występowanie w przestrzeni międzygwiezdnej złożonych związków organicznych jest nie bez znaczenia dla toczących się w ramach astrobiologii dyskusji o powstawaniu życia . Okolice najbogatsze w związki chemiczne można znaleźć w gwiazdozbiorach Strzelca i Oriona.

Galaktyki

Widmo galaktyki jest mieszanką widm jaśniejszych spośród tworzących ją gwiazd. Na kontinuum można więc zaobserwować zarówno linie absorpcyjne jak i emisyjne. W galaktykach spiralnych pokazują się linie obszarów H II oraz chmur zjonizowanego wodoru. W ich jądrach obserwujemy bardzo szerokie linie emisyjne, które wskazują międzygwiezdny gaz o dużej szybkości (~1000 km/s). W ramionach takiej galaktyki znajdują się młode, gorące, niebieskie gwiazdy I. generacji. Razem ze święcącym gazem międzygwiezdnym są one czynnikiem, dzięki któremu widzimy spiralną strukturę galaktyki. Odpowiada ona widmie typów rozciągających się od A do F. Galaktyki eliptyczne oraz jądra galaktyk spiralnych składają się z gwiazd II. populacji. Obserwowane są głównie czerwone olbrzymy, które wspólnie reprezentują typy widmowe K, L i M. Odpowiednio do składu, galaktyki eliptyczne są raczej czerwone, spiralne natomiast są niebieskawe. W ich przypadku gaz i pył międzygwiezdny zbijają się w głównej płaszczyźnie w formie grubego na kilkaset parseków kręgu.

Wzajemne oddalanie się od siebie galaktyk ukazuje rozszerzanie się wszechświata. W widmie galaktyk obserwujemy przesuwanie linii ku czerwieni. Wartość przesunięcia jest tym większa, im mniejsza jest pozorna średnica lub jasność galaktyki oraz im większa jest odległość do niej. Zależność tą opisuje prawo Hubble'a.

Spektroskopia astronomiczna w praktyce. Spektrografy

Budowa i właściwości spektrografu

A spektrográf egységei

Egy csillagászati spektrográf és egy laboratóriumban használt színképelemző berendezés között, bizonyos szempontból semmi, ugyanakkor mégis hatalmas különbségek vannak. A vizsgálni kívánt fény mindkét esetben hasonló utat fut be: legelőször áthalad egy résen, amely minden más zavaró fényforrást kizár, majd a divergens fénynyalábot a kollimátor párhuzamosítja, ezek után pedig a bontóelemre fókuszálja. A bontóelem (legtöbb esetben rács) a különböző hullámhosszú fénysugarakat különböző irányokba téríti el, előállítva ezzel a színképet. A spektrálisan bontott nyalábokat egy újabb optikai elem (kamera) vetíti a detektorra, aminek a síkjában így egymás mellé képződnek le a spektrum egyes tartományai. A detektor lehet fotolemez, vagy a legújabb technikának megfelelő CCD-mátrix.

A csillagászatban a vizsgálat tárgyát képező objektumok igen halványak, így egyetlen beérkező fotont sem szabad elveszítenünk a távcső által összegyűjtött fénynyalábból. Ez több feltételt is jelent a spektrográf felépítésére nézve. Például a rést kivilágító fénynyaláb a távcső optikájának megfelelően összetartó, majd a résen áthaladva széttartó fénykúpként jelentkezik. Ezt a kollimátornak maradéktalanul be kell fogadni, vagyis a kollimátor fényerejének nagyobbnak vagy egyenlőnek kell lennie a távcső fényerejével. A spektrográf egyik legfontosabb értékmérője a reciprok lineáris diszperzió: ennyire „húzza szét” a színképet; ezt ångström/mm-ben mérjük (1 nm = 10 A). A másik fontos tulajdonsága felbontóképesség, amely megadja, hogy egy adott hullámhosszon mekkora az a Δλ érték, amelyre két egymáshoz közel eső színképvonal még éppen szétválasztható. (R = λ/Δλ) A diszperzió és a felbontóképesség hasonló okoknál fogva nem azonos, mint a nagyítás és a felbontóképesség a vizuális távcsöves megfigyeléseknél. Ha két színképvonal egy λ hullámhossznál akkor választható szét, ha hullámhosszkülönbségük legalább Δλ, akkor a λ/Δλ arányt nevezzük felbontóképességnek. A legtöbb csillag halvány, ezért a felbontóképességnek és a diszperziónak is határa van. A legnagyobb diszperzió – viszonylag fényes csillagok esetében – kb. 1 A/mm. A felbontóképesség 500 nm-nél kb. 0,001 nm-t, esetleg valamivel kisebb értéket érhet el.

A felbontóképességet másképpen is kifejezhetjük: $R={\frac {m\rho \lambda W}{\phi D}}$ ahol R a rés mérete, m a spektrális rend száma, ρ a rácsállandó, λ a vizsgálandó fény hullámhossza, W a spektrográf optikájának átmérője, φ a rés mérete, D_T a távcső átmérője (pontosan látszó szögátmérő).

A rés mérete meghatározza felbontóképességet, minél kisebb a mérete, annál nagyobb a felbontóképesség. Ugyanakkor viszont a rés méretének csökkenésével a spektrográfba jutó fény mennyisége is csökken, ami hátrányt jelent a halvány objektumok vizsgálatánál. Egy halvány csillag esetében ez nem engedhető meg, vagyis a rés méretének nagyobbnak vagy egyenlőnek kell lennie a csillag fókuszsíkbeli képénél. A rés méretét továbbá behatárolja a fényelhajlás (a távcső átmérője nem végtelenül nagy, a fény az objektív peremén elhajlást szenved) és a földi légkör. A fényelhajlás miatt a távcső a pontszerű csillag fényét nem egy végtelenül kicsi pontba, hanem egy kisméretű korongba és az azt körülvevő nagyon halvány gyűrűkbe vetíti (Airy-féle diffrakciós kép).

Optikai rács esetében a rácssorozat sűrűsége egyenesen arányos az elérhető felbontóképességgel: sűrűbb rács finomabb részleteket jelent. A rácsokat karcoló osztógépek azonban felső határt szabnak, a milliméterenkénti néhány ezer vonalnál nem lehetséges sűrűbb rácsot készíteni. Gyakorlatilag ρ = 1200 osztás/mm-nél sűrűbb rács nem fordul elő a csillagászati műszerekben. Efelett a határ felett ugyanis már jelentősen romlik a rácsok minősége, ami szórt fény megjelenéséhez vezet.

Główne typy spektrografów

• spektrograf Echelle
• spektrograf Coudé
• spektrograf Cassegrain

Czynniki decydujące o czasie ekspozycji

• przekrój teleskopu
• stopień efektywności spektrografu
• wrażliwość matrycy CCD, stopień oddziaływania kwantowego
• jasność tła nieba

Spektra o wysokiej rozdzielczości wymagają dłuższego czasu ekspozycji, ponieważ wysoka rozdzielczość wiąże się ze spadkiem zagęszczenia światła, co skutkuje dłuższym czasem ekspozycji. Wyznaczenie czasu ekspozycji odbywa się w nastepujący sposób:

Kalibracja długości fali

A Doppler-effektusnak köszönhetően a színképben megfigyelhető vonalak a vörös vagy a kék hullámhossz felé tolódnak el, annak megfelelően, hogy a fényforrás távolodik, vagy közeledik felénk. Az eltolódás mértéke pedig a fényforrás sebességével arányos: Δλ / λ = v / c , ahol a Δλ a nyugvó rendszerbeli λ hullámhosszon megfigyelhető vonal eltolódása, v a fényforrás sebessége hozzánk viszonyítva, c pedig a fénysebesség. Az eltolódás Δλ értékének meghatározásához szükség van egy referenciára, ami a spektrumvonalak álló rendszerben megfigyelhető (laboratóriumbeli) pozícióit szolgáltatja. Fontos, hogy ez a referenciaforrás éles, jól elkülönülő vonalakkal rendelkezzen, lehetőleg a teljes vizsgálni kívánt spektrális tartományban. Erre az ún. spektrállámpát használják. Kisebb felbontóképességű spektrográfok esetén hélium-neon-argon gázzal töltött kisülési lámpákat alkalmaznak. Ezekben az anód és a valamilyen speciális fémmel bevont katód közötti magas feszültség ionizálja a lámpa töltésére használt gázt, ami így kisüléshez vezet az anód és a katód között. A nagy sebességgel katódba csapódó ionok a katód bevonatát adó fématomokat is kilökik, amik szintén ionizálódnak és fényt bocsátanak ki. Így a lámpa fényében egyszerre jelennek meg a gázra, és a katód bevonatára jellemző színképvonalak. Nagyobb felbontású műszerek esetén az argonnal töltött, tórium tartalmú katóddal rendelkező (ThAr) lámpákat használják referenciaként, mivel ezek szűk spektrális tartományon belül is számos vonallal rendelkeznek.

Instrumenty analizujące widmo: sztuczne satelity, spektrografy, spektrometry
Instrument	Pełna nazwa	Pełna nazwa po polsku
AIRES	Airbone Infrared Echelle Spectrometer (SOFIA)	Spektrometr podczerwony Airbone typu Echelle
EUVE	Extreme Ultraviolet Explorer	Badacz ekstremalnego ultrafioletu
FLAMES	Fibre Large Array Multi Element Spectrograph (VLT)
FUSE	Far Ultraviolet Spectroscopic Explorer	Obserwator spektroskopowy dalekiego ultrafioletu
GHRS	Goddard High-Resolution Spectrograph (HST)	Spektrograf Goddarda o dużej rozdzielczości
GIRAFFE	Grating Instrument for Radiation Analysis with a Fibre Fed Échelle (VLT)
GMOS	Gemini Multi-Object Spectrograph (Obserwatorium Gemini)	Spektrograf wieloobiektowy Gemini
NICMOS	Near Infrared Camera and Multi-Object Spectrograph (HST)	Kamera bliskiej podczerwieni i wieloobiektowy spektrograf

Metody spektroskopowe

I. Radiális sebesség mérések a Doppler-effektus felhasználásával. A színképelemzés felvilágosítást adhat egy égitest radiális (látóirányú) sebességéről. Ehhez a Doppler által felfedezett, és róla elnevezett Doppler-effektust használják fel. Ha egy fényforrás távolodik vagy közeledik tőlünk, akkor hullámhossz-eltolódást mutat a vörös ill. a kék felé. A Doppler-eltolódás legvilágosabban a színképvonalakon mutatkozik meg. Az eltolódás mértékéből meghatározható a v_r radiális sebesség, a $v_{r}=cz=c{\frac {\Delta \lambda }{\lambda }}$ összefüggés alapján, ahol Δλ a λ hullámhossz megváltozása, c pedig a fénysebesség. Ennek alapján például megállapíthatjuk a Nap radiális sebességét, mégpedig a napkorong szélein mutatkozó Doppler-effektus segítségével. A radiális sebességre vonatkozó képletbe írjuk a H_α vonal hullámhosszát (λ = 641,0256 nm), és a színképelemzéskor megállapított (Δλ = ± 0,0043 nm) hullámhossz-eltolódását. Így a napkorong széleinek mozgási sebességére v = ± 2 km/s értéket kapunk. Az itt alkalmazott formula azonban csak a fénysebességnél jóval kisebb sebességek esetén érvényes! Ellenkező esetben relativisztikus effektusok lépnek fel: $v_{r}=cz=c{\sqrt {\frac {c+v}{c-v}}}-1$. Itt analógiát találhatunk a világegyetem tágulásával, mivel az égitestek egymástól való távolodás az okozója a kozmikus vöröseltolódás jelenségnek. A vöröseltolódás mértékét a z = Δλ / λ kifejezés adja meg.

II. Csillagok állapotjelzőinek meghatározása a gravitációs vöröseltolódás hatásaiból. Az általános relativitáselmélet egyik következménye, hogy egy nagy tömegű égitest felszínét elhagyó fény energiát veszít, vagyis a színképvonalak a vörös felé tolódnak el. A Δλ / λ ralatív eltolódás az égitest M tömegével egyenesen, R sugarával fordítottan arányos:

${\frac {\Delta \lambda }{\lambda }}={\frac {GM}{c^{2}R}}$

A gravitációs vöröseltolódás hatását nehéz más effektusoktól elválasztani, ennek ellenére a jelenség eredményesen alkalmazható a fehér törpék és a különösen nagy tömegű csillagok (Trümpler-csillagok) tömegének mérésére.

III. Baade-Wesselink-analízis. A radiális pulzációt (rezgéseket) mutató csillagok egyensúlyi sugarának meghatározására szolgáló módszer. A legegyszerűbb megvalósítása szerint a csillag színhőmérsékletének és fényességének változását mérve (fotometriával) következtethetünk a sugárváltozások arányaira, a pulzáló légkör sebességgörbéjét mérve pedig (spektroszkópiával megfigyelve) kiszámíthatjuk a sugár változásait hosszmértékben (km-ben). Végül a sugár két időpontban vett értékének hányadosa és különbsége adódik, amiből a csillag sugarát ebben a két időpontban meg lehet határozni.

IV. Doppler-imaging. A módszer alkalmas gyorsan forgó csillagok periódusidejének meghatározására és a heterogén fényességeloszlású csillagok felszínének feltérképezésére (csillagfoltok kimutatása). A forgó csillag különböző felületi pontjai különböző radiális sebességűek, különböző Doppler-eltolódásúak. A csillagfoltok – mivel kevés fény érkezik róluk – nem mutatnak abszorpciós színképvonalakat. A foltok pozíciójának megfelelő Doppler-eltolódású hullámhosszokon egy jellegzetes „púp” jelenik meg a színképvonal profiljában, ami a csillag forgása miatt végigvonul azon. Ennek elemzésével megállapítható a foltok elhelyezkedése. A módszer hátránya, hogy csak precíz vonalprofilok esetén alkalmazható.

V. Spektroszkópiai parallaxis. Meghatározott színképtípushoz (MKK-féle osztályozási rendszer) többé-kevésbé (általában kettes faktornál kisebb bizonytalansággal) meghatározott abszolút fényesség tartozik. Az egyéb spektrális paraméterek alapján az abszolút fényesség meghatározása tovább finomítható. Ezt összevetve a csillag látszó fényességével, meghatározhatjuk annak távolságát. Az ilyen módon kapott távolságot (vagy parallaxist) nevezzük spektroszkópiai parallaxisnak. Ennek meghatározásában további nehézséget jelent, hogy a G, K és M színképosztályú csillagok között vannak óriások és törpék is. A színképtípus tehát nem határozza meg egyértelműen az abszolút fényességet. Ehhez szükség van a luminozitási osztály megállapítására is, ami többek között meghatározható az adott csillag légkörében uralkodó nyomásból.

Zobacz

• Słońce
• Gwiazda
• Spektroskopia
• Galaktyka
• Typ widmowy Definicje i systemy podziałów typów widmowych, lista gwiazd standardowych.
• Diagram Hertzsprunga-Russella
• Model atomu Bohra
• Światło Widzialne promieniowane elektromagnetyczne.
• Promieniowanie elektromagnetyczne Bardziej szczegółowo o obszarach pełnego widma elektromagnetycznego.
• Efekt Dopplera
• Fotometria Obok spektroskopii jedna z najskuteczniejszych metod badawczych w astronomii.

Źródła

• Jacqueline Mitton: Cambridge Dictionary of astronomy (angielski)
• A. David Thackeray: Astronomical spectroscopy (angielski)
• J. Sz. Sklovszkij: Csillagok – születésük, életük, pusztulásuk (węgierski)
• Hebling János, Almási Tibor: Képalkotás és spektroszkópia THz-es sugárzással: a csillagászattól az orvosi alkalmazásokig. Magyar Tudomány 2005. 12. sz. ISSN 0025-0325 (całość tekstu [1]) (węgierski)
• Fűrész Gábor: Multiobjektum spektrográfia a modern csillagászatban. Természet Világa 2004. 4. sz. ISSN 0040-3717 (archiwum czasopisma [2]) (węgierski)
• Veszprémi Tamás–Nyulászi László: A fotoelektron-spektroszkópia alkalmazási lehetőségei és legújabb módszerei. Magyar Kémikusok Lapja 1997. 3. sz. ISSN 0025-0163 (roczniki 1997 i 1998 [3]) (węgierski)
• Vinkó József–Szatmáry Károly–Kaszás Gábor–Kiss László: A csillagok színképe. Meteor Csillagászati évkönyv 1998 (wydany przez Magyar Csillagászati Egyesület [4]) (węgierski)
• The Messenger/El Mensajero 2002. december (wydawnictwo ESO ukazuje się co miesiąc, dostępne w internecie [5]) (angielski)
• Gázok és gőzök színképe, Bohr-posztulátumok, Franck-Hertz-kísérlet. A H-atom Bohr-modellje, Miskolci Egyetem (węgierski)
• Fűrész Gábor: CCD-kamerák a csillagászatban (węgierski)
• http://www.astro.u-szeged.hu/spectra/spektro5.html Vinkó József-Szatmáry Károly-Kaszás Gábor-Kiss László: A csillagok színképe, Meteor Csillagászati Évkönyv, 1998 (węgierski)
• Strona domowa SDSS (angielski)
• Spektrograf AAOmega, system 2dF (angielski)
• Astronomical spectroscopy (angielski)
• Kolorowa strona spektrum (angielski)
• Spectroscopy, University of Durnham, Astronomical Instrumentation Group (angielski)
• Smithsonian Astrophysical Observatory, converted Multiple Mirror Telescope (angielski)
• History of Astronomical Spectroscopy (angielski)
• Astronomical spectroscopy and photometry (angielski)

Astronomia