Курс общей астрономии

Такая шкала звездных величин близка к фотометрической системе, введенной еще в древности Гиппархом (II в. до н.э.), который разбил все звезды, наблюдаемые невооруженным глазом, на 6 классов и к первому отнес самые яркие из них, а к последнему - самые слабые. �так, звездной величиной называется взятый со знаком минус логарифм по основанию 2,512 от освещенности, создаваемой данным объектом на площадке, перпендикулярной к лучам. �з определения следует, что для двух звезд, создающих освещенности E1 и Е2 , разность соответствующих звездных величин m1 - m2 удовлетворяет соотношениям

Рё

(7.7)

а в десятичных логарифмах

Рё

(7.8)

Значение m2 = 0 получится, если освещенность от второй звезды принять за единицу. Обычно нуль-пункт звездных величин принимают условно по совокупности звезд, освещенности от которых тщательно измерены различными методами. Звезда 0m создает на границе земной атмосферы освещенность 2,78Ч10-6 люкс, т.e. как 1 международная свеча с расстояния в 600 м. Как правило, в астрономии предпочитают иметь дело с энергетическими единицами. Для перехода к ним полезно запомнить, что звезда 0m во всем видимом спектре создает поток около 106 квантов/см2Ч сек или 103 квантов/см2Ч секЧ Е в области зеленых лучей. Поскольку звездная величина характеризует измеряемый поток излучения от светила, ее определение можно распространить и на протяженные объекты. Так, например, измеряя освещенности, создаваемые Солнцем, полной Луной, планетами и т.д., можно найти соответствующие им звездные величины. В табл. 2 приведены звездные величины ряда небесных светил. �з определения шкалы звездных величин ясно, что она может быть применена как к полному излучению, так и к какой-либо определенной спектральной области.

Звездная величина, полученная на основании определения полной энергии, излучаемой во всем спектре, называется болометрической. В отличие от нее, результаты визуальных, фотографических и фотоэлектрических измерений потоков излучения позволяют установить соответственно системы визуальных, фотографических, фотоэлектрических и т.д. звездных величин.

§ 104. Некоторые сведения из молекулярной физики

�деальный газ. Большинство астрономических объектов состоит из газа, который можно рассматривать как идеальный, так что справедливо основное уравнение состояния

(7.9)

В этой формуле р - внутреннее давление газа, r - его плотность, m молекулярный вес газа, Т - его абсолютная температура, R = 8,32Ч107 эрг/градЧ моль - универсальная газовая постоянная. Как известно, отдельные молекулы, из которых состоит вещество, находятся в беспорядочном тепловом движении. Если молекула, имеющая массу т, движется со скоростью v , то ее кинетическая энергия равна

(7.10)

Тепловая энергия тела складывается из кинетической энергии всех его молекул. �з-за частых столкновений, скорости, а вместе с ними и кинетическая энергия тепловых движений отдельных молекул постоянно меняются. Однако можно говорить о величине тепловой энергии, которая в каждый данный момент в среднем приходится на одну частицу. Величина, характеризующая тепловое состояние тела и пропорциональная средней кинетической энергии, приходящейся на одну частицу, называется температурой. Если температуру измерять в Кельвинах, а энергию в системе СГС (эрг), то средняя энергия, приходящаяся на одну молекулу газа, составляет

(7.11)

Здесь k = 1,38 Ч 10-16 эрг/К - постоянная Больцмана. Она представляет собой универсальную газовую постоянную R, но рассчитанную не на 1 моль, а на одну молекулу, т.е.

(7.12)

Величина k имеет очень важный физический смысл. Мы не можем сказать, сколько молекул газа в данный момент обладает каким-либо определенным значением энергии, потому что это зависит от их случайных столкновений. Однако мы можем сказать, какова вероятность того, что их энергия близка к такому-то значению. Оказывается, что k - это рассчитанная на 1°К наиболее вероятная энергия одной молекулы. Следовательно, при температуре Т большинство молекул газа должно иметь энергию близкую к величине kT. Если эта энергия равна 1 эв, то температура газа составляет

(7.13)

Энергию, отличающуюся от kT в ту или другую сторону больше чем в 2 раза, имеет меньше половины числа молекул, находящихся в некотором объеме газа. Вообще число частиц, имеющих энергию в пределах от e до e + De , быстро убывает по мере увеличения абсолютной величины разности | kT - e | . То же самое имеет место, если рассматривать вместо энергии частиц их скорости. Однако в этом случае следует учитывать, что движения частиц различаются также направлением. Рассмотрим молекулу, обладающую наиболее вероятным значением кинетической энергии kT. Она должна двигаться с наиболее вероятной скоростью, равной по абсолютной величине

(7.14)

Предположим, что все молекулы в среднем движутся со скоростями, равными по величине v* . Тогда, поскольку их движения хаотичны, векторы скоростей отдельных молекул должны иметь всевозможные направления (рис. 87, а). В частности, по отношению к наблюдателю, который смотрит на газ со стороны, одна половина общего числа молекул должна в данный момент приближаться к нему, а другая - удаляться от него. Значительная доля молекул должна двигаться в плоскостях, близких к плоскости, перпендикулярной к лучу зрения. Эти молекулы почти не имеют составляющей скорости вдоль луча зрения, и их количество значительно больше числа молекул, движущихся вдоль луча зрения (рис. 87, 6). Если теперь учесть, что скорости молекул неодинаковы не только по направлениям, но и по величине, то оказывается, что число частиц, у которых составляющая скорости вдоль луча зрения заключена в пределах от vг до vr + dvr , пропорционально экспоненте так что

(7.15)

где е = 2,718... - основание натуральных логарифмов, а п - общее число молекул в 1 см2. Это - закон распределения Максвелла. Для приближенного решения многих астрономических задач можно исходить из предположения, что все частицы имеют одинаковые энергии, равные kT, и в среднем движутся с одинаковыми по величине наиболее вероятными скоростями v* , определяемыми соотношением (7.14). Они очень близки к среднеквадратичной скорости

(7.16)

которую имеет молекула, обладающая средним для всех частиц значением энергии Вырожденный газ. При увеличении числа частиц в идеальном газе их распределение по скоростям сохраняет форму прерывистой кривой на рис. 87, б. Растет только площадь, ограничиваемая этой кривой: она пропорциональна полному числу частиц. Однако когда количество частиц в заданном интервале скоростей оказывается слишком большим, наступает ограничение, накладываемое законами квантовой механики, называемое вырождением. Оно связано с тем, что импульсы частиц могут принимать только дискретные значения, а слишком близких частиц с одинаковыми импульсами быть не может (принцип Паули). Поэтому начиная с некоторых значений плотности (при T = 107 °K это 103 г/см3), дальнейшее ее увеличение происходит за счет пополнения области более быстрых частиц. При полном вырождении распределение становится плоским (сплошная кривая на рис. 87,6). Тем самым суммарный импульс единицы объема (т.е. давление) перестает зависеть от температуры и определяется только концентрацией частиц (т.е. плотностью). Скорость частиц, следовательно, также растет с плотностью. В квантовой статистике для уравнения состояния вырожденного газа вместо формулы (7.9) получается зависимость Р ~ r 5/3. Понятие об элементарных процессах. В астрофизике особое значение имеет анализ так называемых элементарных процессов, связанных с изменением энергии атомов, позволяющий установить зависимость между тепловой энергией газа и его излучением. Прежде всего важно знать, как часто сталкиваются между собой частицы газа. Сначала рассмотрим упрощенный случай: движется одна большая молекула, имеющая вид шарика с поперечным сечением s , а все остальные можно считать неподвижными точками. Пусть при этом взаимодействия происходят всякий раз, когда на пути большой молекулы. встречается какая-нибудь другая. Тогда она может двигаться без столкновения только до тех пор, пока не пройдет свободного объема, приходящегося на одну частицу. Если концентрация молекул п частиц/см3, то на каждую из них в среднем приходится объем пространства см3. Частица с поперечным сечением s, двигаясь со скоростью v*, пройдет такой объем за время

(7.17)

Это дает средний промежуток времени между двумя последовательными столкновениями. Обратная величина показывает, сколько столкновений происходит в среднем за 1 сек, и называется частотой столкновений

N = nv*s .(7.18)

Путь, проходимый частицей между последовательными столкновениями, называется длиной свободного пробега, которая, очевидно, равна

(7.19)

Так как остальные частицы в среднем тоже имеют поперечники s , а площадь пропорциональна квадрату радиуса, то вместо s в выведенные формулы надо подставить величину в 4 раза большую. Кроме того, учет движений всех частиц, если они одинаковы, дает увеличение еще в раз. Однако мы не будем вводить этих уточнений в полученные выше формулы, так как гораздо существеннее, что для микрочастиц (атомы, ионы, свободные электроны) представление о геометрических размерах вообще теряет смысл. Поэтому формулы (7.17)-(7.19) имеют смысл только в том случае, если под величиной а понимать лишь некоторый параметр, характеризующий вероятность того, что произойдет сближение рассматриваемых частиц, которое завершится данным явлением. Таким явлением может, например, быть упругое столкновение с простым перераспределением кинетической энергии, или столкновение, при котором определенным образом произойдет изменение внутренней энергии молекулы или атома и т.д. Как мы видим, этот параметр имеет размерность площади и потому называется эффективным сечением. Он показывает, что в данном процессе рассматриваемая частица ведет себя так же, как если бы она имела геометрический поперечник s, а частицы, с которыми она взаимодействует, - были бы неподвижными точками. Так, например, для столкновений молекул в воздухе при обычных условиях эффективное сечение около 10-14 см2. Свободные электроны в газе при высоких температурах, сталкиваясь с нейтральными атомами, могут отрывать от них электроны (ионизовать). Эффективное сечение этого процесса при температуре 10 000° для водорода порядка 10-16 см2. Встретив ионизованный атом, свободный электрон может быть захвачен им и вернуться на прежнее место (рекомбинация). Для этого процесса эффективное сечение при тех же значениях температуры порядка 10-21 см2. Чтобы пользоваться формулами (7.17)-(7.19), надо предварительно по формуле (7.14) вычислить наиболее вероятную скорость v*, которую имеет рассматриваемая частица при данной температуре. Молекулы воздуха движутся в среднем со скоростью 400 м/сек, а водородные атомы при температуре 10 000 °K - со скоростью около 10 км/сек. Средняя энергия частиц одинакова. Поэтому более легкие свободные электроны движутся в 37 раз быстрее атомов водорода. При нормальных условиях в воздухе столкновения очень часты (около десяти миллиардов в секунду), а длина свободного пробега составляет сотые доли микрона. Однако в некоторых космических условиях, например, во внешних слоях атмосфер звезд, длина свободного пробега значительно больше и может достигать сантиметров, а в туманностях газ настолько разрежен, что столкновения частиц могут происходить раз в десятки и сотни лет. За это время частицы успевают совершить огромные пробеги в десятки астрономических единиц.

§105. Ослабление света при прохождении сквозь вещество

Поглощающие свойства среды принято характеризовать оптической толщиной t, под которой понимается натуральный логарифм отношения светового потока до прохождения через рассматриваемый слой и после прохождения сквозь него:

(7.20)

(Десятичный логарифм того же отношения, т.е. называют оптической плотностью.) �з этого определения следует, что после прохождения слоя с оптической толщиной t световой поток, а также интенсивность I уменьшаются в et раз, т.е.

F = F0e-t(7.21)

Рё

I = I0e-t(7.22)

где е = 2,718...- основание натуральных логарифмов. В частности, если измерять ослабление света в звездных величинах, то, сравнивая выражения (7.8) и (7.20), получаем ослабление света, выраженное в звездных величинах:

Dm = 1,08t.(7.23)

Оптическая толщина нескольких параллельных слоев равна сумме их оптических толщин. Действительно, если имеется, например, два параллельных слоя с оптическими толщинами t 1 и t 2, причем первый из потока F0 пропускает F1 , а второй из F1 - его часть F2 , то согласно определению

Рё

В результате последовательного прохождения сквозь оба слоя поток F0 уменьшается до величины F2 , так что общая оптическая толщина обоих слоев равна

(7.24)

То же самое легко доказать и для нескольких слоев. Как частный случай, отсюда следует, что для однородной среды, которую, очевидно, можно разбить на множество одинаковых слоев, оптическая толщина пропорциональна геометрической толщине. Как видно из формулы (7.22), при прохождении сквозь слой с оптической толщиной t = 1 свет ослабляется в е = 2,718 раз. При t , заметно большем 1, слой становится сильно непрозрачным (оптически толстым). Так, например, слой с t = 3 пропускает лишь 5% падающего на него света. Слой, оптическая толщина которого t < 1, называется оптически тонким. Разлагая в ряд правую часть формулы (7.22), получаем для малых t

I = I0(1 - t ),(7.25)

откуда следует, что оптическая толщина тонкого слоя равна относительному уменьшению интенсивности проходящего сквозь него излучения, т.е.

(7.26)

С другой стороны, для поглощенной энергии пропорциональна массе q, приходящейся на 1 см2 поверхности поглощающего слоя. Если оптической толщине t соответствует геометрическая l, то

(7.27)

где k - коэффициент поглощения, рассчитанный на 1 г вещества, r - плотность. Коэффициент поглощения можно рассматривать как оптическую толщину такого слоя вещества, на каждый квадратный сантиметр которого приходится масса в 1 г. Действительно,

(7.28)

Заметим, что выражение

t = k r l(7.29)

часто рассматривают как определение оптической толщины. �з формулы (7.20) следует, что оптическая толщина является величиной безразмерной. Следовательно, коэффициент поглощения k в формуле (7.29) имеет размерность cм2/г. Чтобы выяснить физический смысл этого результата, примем за единицу массы массу одной частицы (или отдельного атома) поглощающего вещества. Тогда масса q численно равна количеству атомов в столбике вещества сечением в 1 см2 и длиной l. Если обозначить через п см -2 число частиц в 1 см3 (концентрацию), то Q = пЧ l и

t = kР° Рї1,(7.30)

где kа - коэффициент поглощения, рассчитанный на один атом. Как видно из этой формулы, коэффициент поглощения, рассчитанный на одну частицу, имеет размерность площади. Если бы поглощающее действие атома можно было рассматривать как геометрическое экранирование проходящего излучения, то kа было бы площадью экранчика, действие которого эквивалентно поглощению излучения одной частицей. Возьмем теперь слой вещества такой толщины l, чтобы t = 1. Тогда площадь всех экранчиков, проектирующихся на каждый квадратный сантиметр поверхности этого слоя, будет равна 1 см2. Предположим, что такое поглощение вызывается экранирующим действием частиц (например, пылинок) с площадью поперечного сечения 10-8 см2. Тогда сразу получаем, что в столбе сечением в 1 см2 на луче зрения находится 108 таких пылинок. Если известна к тому же геометрическая толщина поглощающего слоя, то можно найти концентрацию частиц п в 1 см3. Это представление аналогично понятию эффективного сечения, рассмотренному в § 104. Оно также может быть использовано для нахождения количества поглощающих атомов. Однако следует иметь в виду, что в этом случае аналогия с экранчиками лишена физического смысла, ибо поглощающие свойства атомов определяются внутренней их энергией. Для сравнения укажем, что коэффициент поглощения kа , например, атома водорода, находящегося в основном состоянии в условиях атмосферы звезды, составляет около 10-13 см2 причем это поглощение происходит в узкой области спектра, называемой спектральной линией. В непрерывном спектре поглощение на 4 порядка меньше.

§ 106. Свойства излучения и основы спектрального анализа

Анализ изучения - наиболее важный астрофизический метод; с его помощью получена основная часть наших знаний о космических объектах. Тепловое излучение. Всякое, даже слабо нагретое тело излучает электромагнитные волны (тепловое излучение). Однако при низких температурах, не превышающих 1000 °К, излучаются главным образом инфракрасные лучи и радиоволны. По мере дальнейшего нагревания спектр теплового излучения меняется: во-первых, увеличивается общее количество излучаемой энергии, во-вторых, появляются лучи все более и более коротких длин волн - видимые (от красных до фиолетовых), ультрафиолетовые, рентгеновские и т.д. При каждом данном значении температуры нагретое тело излучает сильнее всего в некоторой области спектра, определяющей видимый цвет объекта. Так, например, при температуре 2000°, как правило, наиболее интенсивно излучаются красные лучи, при 6000° - желто-зеленые, а при более высоких температурах (10 000-20 000°) голубые, синие и фиолетовые лучи.