Spektroskopia astronomiczna

Z Wikipedii

Ten artykuł wymaga dopracowania zgodnie z zaleceniami edycyjnymi. Należy w nim poprawić: liczne błędy językowe i rzeczowe – dobrze wiemy i tak się stanie...; sekcja "Metody spektroskopowe" jest po węgiersku. Dokładniejsze informacje o tym, co należy poprawić, być może znajdziesz na stronie dyskusji tego artykułu. Po naprawieniu wszystkich błędów można usunąć tę wiadomość.

Spektroskopia astronomiczna – dział astrofizyki, który używa metod spektroskopii do badania ciał niebieskich. Spektroskopia astronomiczna jest obecnie głównym narzędziem badawczym astronomii.

W kręgu zainteresowań spektroskopii astronomicznej leży badanie natężenia, czyli jasności promieniowania dla danej długości fali, rozmieszczenia i szerokości tzw. linii Fraunhofera. Poprzez badanie widma uzyskuje się informacje o środowisku, w którym powstała fala, lub przez które została częściowo pochłonięta. Porównując wyniki badań widm kosmicznych z liniami uzyskiwanymi dla pierwiastków i związków chemicznych występujących na Ziemi można wnioskować np. o składzie chemicznym gwiazd. Rozkład widmowy ich światła zależy nie tylko od składu chemicznego, ale także w prosty sposób od temperatury (patrz ciało doskonale czarne). Dzięki temu 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 w przypadku układów podwójnych i wielokrotnych można pośrednio wnioskować o masie i innych właściwościach fizycznych ciał układu.

Spis treści 1 Historia spektroskopii astronomicznej 2 Podstawy teoretyczne spektroskopii 2.1 Spektroskopia atomów – wstęp 2.2 Spektrum atomu wodoru i jonów wodoropodobnych 2.3 Widmo atomowe metali alkalicznych 2.4 Spektroskopia cząsteczek 2.5 Absorpcja i emisja promieniowania 2.6 Profile linii, poszerzenie linii, szerokość ekwiwaletna 2.7 Promieniowanie termiczne 2.8 Teoria linii widmowych typu Fowler–Milne 2.9 Efekt Zeemana 3 Obrazy widmowe ciał niebieskich 3.1 Słońce 3.2 Planety pozasłoneczne 3.3 Komety, meteory, planetoidy 3.4 Gwiazdy 3.5 Materia międzygwiezdna 3.6 Galaktyki 4 Spektroskopia astronomiczna w praktyce. Spektrografy 5 Metody spektroskopowe 6 Zobacz 7 Źródła

[edytuj] 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 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 w. 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, nie przypisał 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 z nich wyliczając współczynnik załamania światła o zakrytych przez nie kolorach. I tak w 1814. roku narodziła się spektroskopia astronomiczna.

Współcześnie z odkryciem Fraunhofera, w 1823., W. H. Fox Talbot i John Herschel (syn Williama Herschela) badali wpływ spalanych pierwiastków na kolor płomienia, wskazując, że na tej podstawie można przeprowadzić analizę chemiczną. Brewster w 1832 r. 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 zwiększa się grubość warstwy gazu, jej gęstość lub temperatura. Na podstawie tego doświadczenia Brewster wnioskował, że atmosfera ziemska absorbuje światło o pewnych kolorach 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 obserwatora bezpośrednio ze źródła, czy opuszczając źródło przechodzi przez jakąś 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, pozbawionym linii widmowych spektrum, 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 konkretnej serii linii widmowych konkretnego pierwiastka; widmo świecącego gazu zdradza jego skład chemiczny.
3. Gdy światło o widmie ciągłym przebiega przez chłodniejszy gaz, wtedy na kontinuum obserwujemy czarne linie w miejscach, gdzie obserwowalibyśmy linie emisyjne, gdyby to ten gaz świecił. Mówiąc inaczej: promieniowanie pochłaniane przez określony pierwiastek chemiczny ma takie same długości fali, jakie miałoby promieniowanie przez niego emitowane.

[edytuj] Podstawy teoretyczne spektroskopii

[edytuj] 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 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.

[edytuj] 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:

seria Lymana
seria Balmera
seria Paschena
seria Bracketta
seria Pfunda

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:

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

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.

[edytuj] Widmo atomowe metali alkalicznych

Źródło

Pierwiastki alkaliczne znajdują się w I grupie głównej układu okresowego, na ich powłoce walencyjnej znajduje się jeden elektron, dlatego pierwiastki te pod względem swoich właściwości najbardziej przypominają wodór, w którego atomie jest tylko 1 elektron. Najbardziej zewnętrzny elektron nazywany jest w spektroskopii elektronem świecącym, a w chemii elektronem walencyjnym (elektronem wartościowości). Pierwsza z nazw związana jest z tym, że widmo optyczne metali alkalicznych powstaje na skutek wzbudzenia tego elektronu, pozostałe natomiast wyrażają rolę elektronu we właściwościach chemicznych pierwiastków. Elektron ten w atomie pierwiastka alkalicznego może być traktowany jak w atomie wodoru przyjmując, że wewnętrzne elektrony zmniejszają ładunek wytwarzający centralne pole elektryczne, tworząc tzw. zrąb atomowy. Prawdopodobieństwo przebywania elektronu walencyjnego w zrębie 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		gdzie
Energia stanu p		gdzie

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				gdzie
II ciąg poboczny				gdzie
I ciąg poboczny				gdzie
Ciąg Bergmanna				gdzie

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

[edytuj] 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 wewnątrzcząsteczkowych 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 tysięcy atomów/cm³, co jest niezwykle niską wartością.

[edytuj] 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.

[edytuj] Profile linii, poszerzenie linii, szerokość ekwiwaletna

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:

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 χ_v, ponieważ w tym interwale częstotliwości atom jest zdolny zaabsorbować spektrum elektromagnetyczne. Aby móc wyznaczyć profil linii w sposób teoretyczny, trzeba znać zależność χ od częstotliwości. Współczynnik absorpcji składa się z dwóch składowych: χ współczynnika absorpcji ciągłej, oraz współczynnika absorpcji selektywnej. Poza linią widmową uwzględnia się tylko χ, natomiast w zakresie częstotliwości linii widmowej sumę .

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.

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: 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: gdzie Δλ długość fali centrum zaobserwowanego obszaru, λ miara rozdzielczości spektrografu, c prędkość światła i v prędkości radialnej czynnika pochłaniającego lub emitującego promieniowanie.

[edytuj] Promieniowanie termiczne

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:

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:

    σ = 5,67 * 10 ^{− 5}ergcm ^{− 2}s ^{− 1}grad ^{− 4}

W myśl prawa Wiena iloczyn λ_max(T) długości fali odpowiadającej maksimum krzywej Plancka oraz temperatury T jest stały.

[edytuj] 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:

gdzie n_{k, r} to 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 z czym można określić z równania T_I temperaturę jonizacji gwiazdy. W stanie równowagi termodynamicznej wypełnia się równanie Boltzmanna, na podstawie ktorego można ustalić T_G, tzw. temperaturę wzbudzenia:

gdzie n_r,kspośród r-razy jonizowanych atomów danych pierwiastków chemicznych, ich pierwszy numer objętościowy, które znajdują się w k-razowym stanie kwantowym, E_r,k energia wzniecania takiego samego gatunku r-razowo ionizowanego k-stanowego atomu. W widmie gwiazdy ekwiwalentna szerokość tych linii spektralnych, a u których przejście elektronu r dzieje się ze stanu k, jest proporcjonalne z n_r,k. Z dwóch różnych serii widmowych tego samego atomu stwierdzić można stosunek.=

[edytuj] Efekt Zeemana

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.

[edytuj] Obrazy widmowe ciał niebieskich

[edytuj] 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 5785kelwinów = 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.

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.

[edytuj] 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.

[edytuj] 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 powierzchni obecne są kondryty i zhydratowane (zwodnione) krzemiany; częstość występowania – 75%, głównie odległe od Słońca
• typ E: o dużym albedo, enstatyczne akondryty w topiąco-zeszkliwujących procesach; 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

[edytuj] 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 przechwycenie 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 do ogromnych wartości, osiągając rząd nawet 10⁶ kelwinów. W takich warunkach fizycznych powstają linie emisyjne.

Fraunhofer's original (1817) designations of absorption lines in the solar spectrum

Litera	Długość fali (nm)	Pochodzenie chemiczne
A	759.37	atmosferyczny O2
B	686.72	atmosferyczny O2
C	656.28	wodór alfa
D1	589.59	neutralny sód
D2	589.00	neutralny sód
E	526.96	neutralne żelazo
F	486.13	wodór beta
G	431.42	molekuła CH
H	396.85	ionizowany wapń
K	393.37	ionizowany wapń

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 głównie 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.

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.

[edytuj] 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 ion	Uwagi
fiolet	372,7	O II	zakazana linia, często mocna
fiolet	386,9	Ne III	zakazana linia
fiolet	434,0	H I	Hγ, a Hβ 40% mocności
niebieska zieleń	486,1	H I	Hβ, a Hα 30% mocności
zieleń	495,9	O III	zakazana linia
zieleń	500,7	O III	zakazana linia, często mocna
czerwień	654,8	N II	zakazana linia
czerwień	656,28	H I	Hα
czerwień	658,4	N II	zakazana linia

Zachowanie się materii międzygwiazdowej 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 współczesnych 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 1904 r. 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 widmo 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.

[edytuj] Galaktyki

Widmo galaktyki jest mieszanką widm jaśniejszyc 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.

[edytuj] Spektroskopia astronomiczna w praktyce. Spektrografy

Budowa i właściwości spektrografu

Między spektrografem astronomicznym i spektrografem używanymi w laboratorium pod pewnymi względami nie ma zbyt dużej różnicy, a jednak różnice są olbrzymie. Pragnące zbadać światło w obu przypadkach przebiega taką samą drogę: najpierw przez szczelinę, która wyklucza każde inne źródło zakłócenia światłem, a potem dywergentny snop światła kolimator urównolegnia, po czym rozbiera na składniki. Rozdzielacz jest przeważnie siatką, która promienie o różnych długościach fali uprowadza w różne kierunki, produkując przez to widmo. Wiązki rozebrane spektralnie, kolejny element optyczny (kamera) wyświetla na detektor, wynikiem czego w jej płaszczyźnie padania obok siebie powstają poszczególne strefy spektrum elektromagnetycznego. Detektorem może być płyta fotograficzna, lub odpowiednia najnowszej technice macierz CCD.

W astronomii obiekty będące podstawą badania są bardzo mgliste, tak więc nie wolno im stracić ani jednego fotonu ze snopu światła zebranego przez lunetę. Oznacza to wiele okoliczności przy budowaniu spektrografu. Na przykład smuga światła oświecająca szczelinę pojawia się jako snop odpowiednio zbieżnikowany przez optykę lunety, a następnie rozbieżnikowany stożek światła przechodzi przez szczelinę. Kolimator musi to bezwzględnie złapać, czyli siła światła kolimatora musi być większa, ale co najmniej równa sile świata lunety. Najważniejszym miernikiem wartości spektrografu jest linearna dyspersja odwrotności: na tyle "rozciąga" widmo, obliczamy to w ångström/mm-ach (1 nm = 10Å). Inną ważną właściwością rozdzielczość, która wskazuje, że w danej długości fali jaka jest wartość Δλ, którą można rozdzielić dwa leżące blisko siebie pasma widmowe. (R = λ/Δλ) Z podobnych powodów, dyspersja i rozdzielczość nie są takie same jak powiększanie i rozdzielczość przy obserwacjach wizualną lunetą. Jeżeli dwie linie widmowe przy długości fali λ wtedy można rozłożyć, jeżeli różnica długości fali jest przynajmniej Δλ, wówczas stosunek λ/Δλ nazywamy rozdzielczością. Większość gwiazd jest blada i dlatego zarówno rozdzielczość jak i dyspersja ma granice. Największa dyspersja — w przypadku względnie jasnych gwiazd wynosi około 1 Å/mm. Przy rozdzielczości 500 nm, można osiągnąć wartość około 0,001 nm lub nieco mniejszą.

Rozdzielczość możemy również określić inaczej: : , gdzie R to rozmiar szczeliny, a m spektralna liczba klasowa, to stała siatki, λ to długość wiązki światła, W przekątna optyki spektrografu, φ rozmiar szczeliny, a D_T to przekątna lunety (dokładnie widoczna przekątna kątowa).

Rozmiar szczeliny określa rozdzielczość, im mniejszy jest jego rozmiar, tym większa jest jego rozdzielczość. Jednocześnie natomiast wraz ze zmniejszaniem rozmiaru szczeliny, zmniejsza się także ilość światła wpadającego do spektrografu, co oznacza ujmę przy badaniu obiektów mglistych. W przypadku mglistej gwiazdy jest to niedozwolone, czyli rozmiar szczeliny musi być większy lub musi odpowiadać obrazowi gwiazdy w płaszczyźnie ogniska soczewki. Rozmiar szczeliny ogranicza również załamanie światła (przekątna lunety nie jest nieskończenie duża, tak więc na skraju obiektywu światło doznaje załamanie) oraz atmosfera ziemska. Z powodu załamania światła, światło punktowej gwiazdy, luneta wyświetla nie w nieskończenie mały punkt, a w krążek małej wielkości i otaczający go bardzo mglisty pierścień (obraz dyfrakcyjny Airyego).

W przypadku siatki optycznej, gęstość serii siatkowej jest wprost proporcjonalna z osiągalną rozdzielczością: gęstsza siatka oznacza delikatniejsze szczegóły. Natomiast maszyny dzielne rysujące siatki wytyczają górną granicę, nie możliwe jest wykonanie gęstszej siatki od kilku tysięcy linii na milimetr. Praktycznie rzecz biorąc w narzędziach astronomicznych nie zdarzają się siatki o gęstszym podziale niż ρ = 1200 podział/mm. Bowiem powyżej tej granicy znacznie psuje się już jakość siatek, co prowadzi do powstawania rozproszonego światła.

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.

Kalibracja długości fali

Dzięki efektowi Dopplera linie zaobserwowane w widmie przesuwają się w kierunku czerwonej lub niebieskiej długości fali, odpowiednio do tego, czy źródło światła odsuwa się od nas czy też zbliża się do nas. Wielkość przesunięcia się jest proporcjonalna z prędkością źródła światła: Δλ / λ = v / c , gdzie Δλ jest przesunięcie się linii na długości fali systemu λ , v jest szybkość źródła światła względem nas, a c to prędkość światła. Do określenia wartości przesunięcia Δλ potrzebna jest referencja, która może określić (laboratoryjną) pozycję obserwowanych w stojącym systemie linii spektralnych. Ważne jest, ażeby źródło referencji posiadało ostre, dobrze odcinające się linie, możliwie w pełnym badanym zakresie spektralnym. Używa się do tego tzw. Lampę spektralną. W przypadku spektrografów o mniejszej rozdzielczości, stosowane są lampy wyładowujące się, napełnione helem-neonem-argonem. W lampach tych wysokie napięcie między anodą oraz między powieloną jakimś specjalnym metalem katodą, jonizuje gaz zużyty do napełnienia lampy, co prowadzi do wyładowywań między anodą i katodą. Jony wbijające się z dużą szybkością w katodę, wybijają atomy metali z powłoki katody, które również jonizują się, wydzielając przy tym światło. Dzięki temu w świetle lampy jednocześnie pojawiają się linie widmowe charakterystyczne dla gazu i dla powłoki katody. W przypadku przyrządów o wysokiej rozdzielczości, jako referencję używa się katody napełnione argonem, z zawartością toru (ThAr), ponieważ te również wewnątrz bardzo wąskich sfer spektralnych posiadają bardzo wiele linii.

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

[edytuj] 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 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: . 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:

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.

[edytuj] 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.

[edytuj] 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)