Слои звезд, в которых образуются абсорбционные линии, как правило, близки к состоянию термодинамического равновесия. Во всяком случае это относится к линиям, по которым проводится спектральная классификация. Поэтому термодинамические методы активно применяются при анализе звездных атмосфер.

        Конечно, полная задача об эквивалентной ширине спектральных линий не сводится только к термодинамике. При ее решении необходимо учитывать также перенос излучения, профиль коэффициента поглощения, движение газа, вращение звезды и другие процессы. Но существует обстоятельство, позволяющее упростить полную задачу, сохраняя ее физическое содержание. Дело в том, что эквивалентная ширина связана с числом поглощающих атомов, причем при заданных значениях атомных параметров эта связь однозначна и монотонна. Поэтому решение вопроса о населенности нижнего уровня перехода позволяет понять некоторые качественные аспекты спектральной классификации. Напомним, что при переходе к более горячим атмосферам определенные линии сначала усиливаются, затем проходят через максимум, а потом начинают ослабляться. Каждая линия имеет свою температуру максимума. Поставим следующие вопросы:

1. Почему линии быстро ослабляются при переходе от максимума к более низким температурам?
2. Почему ослабление в сторону высоких температур происходит значительно медленнее?
3. Как связана температура максимума со структурой атома?

Ответы на них мы можем получить, не выходя за рамки термодинамики.




        Этих двух формул вполне достаточно для первого знакомства с термодинамикой звездных атмосфер. Формула Больцмана описывает населенность возбужденных состояний, а формула Саха - состояние ионизации химического элемента. Первая выведена в предположении постоянства числа частиц, а вторая учитывает химические реакции, то есть возможное исчезновение старых частиц и появление новых.




        Формула Больцмана связывает друг с другом населенности дискретных уровней иона или атома:

n2 n1 =  g2 g1 exp ж и  E1-E2 kT ц ш  .

(1)

Здесь n_j обозначает число атомов на j-м энергетическом уровне, E_j - его энергию, g_j - статистический вес. Количество атомов рассчитываем на единицу объема, то есть, n - плотность числа частиц.

        Статистическим весом называют число различных состояний атома, имеющих одну и ту же энергию. В случае атома водорода вес энергетического уровня с номером k равен

gk=2k2 .

(2)

         В более сложных системах различают термы и уровни¹. Реально в каждом атоме существуют уровни. Вес уровня определяется его полным моментом J:

gJ=2J+1 .

(3)

        В отличие от уровня, терм - воображаемое понятие и представляет собой среднее положение нескольких близко расположенных уровней. Вес терма определяется суммарным спином электронов S и их суммарным орбитальным моментом L:

gLS=(2S+1)(2L+1) .

(4)

        Вес терма равен сумме весов всех составляющих его уровней.

.
        Формула Саха описывает равновесное состояние ионизации:

nine na =  2Ui Ua  (2p mT)3/2 h3 e-P/kT .

(5)

        Как и в случае формулы Больцмана, число частиц пропорционально статистическому весу. Нас интересует полное число ионов или атомов, поэтому вместо веса отдельного энергетического уровня фигурирует сумма по состояниям:

Ua=g0+ е ex  gexexp(-Eex/kT) .

(6)

        Здесь g₀ - вес основного состояния, а индексом <<ex>> помечены веса и энергии возбужденных состояний, по которым выполняется суммирование. Аналогично вычисляется сумма по состояниям иона U_i. Множитель 2 равен статистическому весу электрона - числу возможных проекций его спина.

        В приложении к звездным атмосферам температуру удобно измерять в электрон-вольтах:

TeV=  T 11605 K  .

        Подставляя в (5) численные значения атомных констант, приходим к формуле

nine na =B  Ui Ua TeV3/2e-P/TeV        B ' 6 1021.

(7)

        Начиная с этого места условимся, что если температура измеряется в любых энергетических единицах, но не в градусах, то в этих же единицах выражены все потенциалы - ионизации и возбуждения.

        Теперь обсудим важное отличие формулы Саха от формулы Больцмана. Если (5) переписать в виде

ni na =  2Ui Ua  (2p mT)3/2 h3ne e-P/kT ,

то мы увидим аналогию с (1), но в правой части присутствует дополнительный безразмерный множитель

gtr=  (2pmkT)3/2 h3ne  .

        Это не что иное, как число квантовых состояний электрона, связанное с его перемещением в пространстве. В формуле Больцмана такие множители сокращаются, так как при возбуждении число частиц остается прежним. А формула Саха описывает реакции с изменением числа частиц², поэтому множитель g_tr остается.

        В условиях звездных атмосфер численное значение g_tr лежит в диапазоне от 10⁵ до 10⁸. Следовательно, заметная ионизация всех химических элементов имеет место при температурах, в несколько раз меньших потенциала ионизации атома. Например, в звездах спектрального класса А0 водород ионизован более, чем наполовину, хотя температура их атмосфер в 12-15 раз меньше потенциала ионизации атома водорода.

        Вернемся к формуле (6) и рассмотрим внимательнее сумму

S= е ex  gexexp(-Eex/kT)

(8)

для атома водорода. На первый взгляд может показаться, что она невелика по сравнению с g₀. Например, в уже упоминавшихся звездах класса А0 численное значение g₁exp(-E₁/kT) оставляет менее 0.1% от g₀, а экспоненциальный множитель в следующих слагаемых еще меньше. Однако энергия возбуждения имеет верхний предел - потенциал ионизации атома. Следовательно, для любого E_ex справедливо

exp(-Eex/kT) > exp(-P/kT) .

        Заменив в (8) энергии возбуждения на потенциал ионизации, получим очевидное неравенство:

S > exp(-P/kT)×2 ? е j=1  j2 .

        Теперь стало совершенно ясно, что такая сумма не существует: она бесконечно велика!

        Объясняется полученный парадокс просто: атом, взаимодействующий с другими частицами, имеет только ограниченное число уровней, а схема с бесконечным множеством состояний вблизи границы ионизации - это идеализация, справедливая только для уединенного атома. В атмосферах звезд обычно реализуется не более 20-30 уровней, и вклад суммы S редко превышает слагаемое g₀. Не ставя своей целью выполнение рафинированных расчетов, мы примем простое решение, положив сумму по соcтояниям равной весу нижнего уровня:

Ua=g0 .

(9)

        Аналогичная формула, конечно, справедлива и для иона.

        Все сказанное относится не только к атому водорода, но и к любой атомной системе, так как все состояния с высокой степенью возбуждения близки к соcтояниям атома водорода или водородоподобным ионам.

Самой простой системой является атом водорода, и вполне логично было бы начать изложение именно с его бальмеровской серии. Однако пойти по такому пути нам мешает принятая в предыдущем разделе гипотеза о его полной ионизации. Исследуя поведение субординатных линий в области высоких температур, мы должны рассмотреть конкуренцию ионизации и возбуждения. Но формула (10) не позволяет корректно учесть уравнение Саха для водорода. Поэтому мы начнем с гелия: изучение его субординатных переходов вполне допустимо в рамках сделанных предположений. К тому же для задач спектральной классификации, как мы убедились выше, гелий значительно интереснее водорода, так как его линии более чувствительны к температуре, а их интенсивность ближе к интенсивности линий других химических элементов³.



        В поставленной задаче населенность уровней зависит от двух параметров: температуры T и плотности числа тяжелых частиц n. Под тяжелыми частицами мы понимаем ионы и атомы, но не электроны. Строго говоря, для вычисления n мы должны просуммировать число частиц ионов и атомов всех химических элементов. Но если мы будем учитывать только водород, то сделаем ошибку лишь около десяти процентов, соответственно содержанию гелия - следующего по обилию химического элемента в звездах главной последовательности. Далее, будем считать водород практически полностью ионизованным, что вполне допустимо для рассматриваемых нами звезд горячее А0. Гелий в ОВ-звездах может быть ионизован однократно, либо двукратно, то есть, его вклад в электронную плотность составляет от десяти до двадцати процентов. Пренебрегая этим вкладом, приходим к следующей простой формуле для вычисления электронной плотности:

ne=n ,

(10)

которой и будем пользоваться в дальнейшем.



        Гелий может находиться в трех состояниях ионизации: HeI, HeII и HeIII, причем только HeI и HeII имеют дискретные уровни. Напомним, что HeI обозначает атом гелия, а HeII - его первый ион. Обозначим их относительные концентрации как x₁, x₂ и x₃. Из их определения следует

x1+x2+x3=1 .

(11)

        Формула Саха дает два уравнения

x2 x1 =f1 ,        x3 x2 =f2 .

(12)

        Обе функции, f₁ и f₂, содержат экспоненциальные множители:

fj=ajexp(-Pj/kT) .

(13)

        Здесь a_j - тоже функции температуры ( ч T^3/2), но они меняются значительно медленнее, чем экспонента.

        Хотя система линейных уравнений (11) и (12) решается без труда, тем не менее физическое содержание коэффициентов f_j позволяет выполнить дальнейшие упрощения.

        Во-первых, в рассматриваемом диапазоне температур всегда выполнено условие:

f2 < f1 .

(14)

        Во-вторых, экспоненциальная зависимость f_j позволяет рассматривать сравнительно четко очерченные диапазоны температуры, в каждом из которых можно пренебречь тем или иным состоянием ионизации. Выпишем решение (11) и (12) в явном виде:

1 x1 =1+f1(1+f2) ,                                (15)  1 x2 =1+  1 f1 +f2 ,                                (16)  1 x3 =1+  1 f2 ж и 1+  1 f1 ц ш  .                                (17)

        Отметим вытекающее из (12) полезное тождество:

x3 x1 =f1f2 .

(18)

        Теперь рассмотрим различные диапазоны изменения f₁ и f₂.

1. f₁f₂ << 1. В этом случае можно пренебречь x₃ по сравнению с x₁ и x₂:
   

   x1+x2 ' 1 .

   (19)

2. f₁f₂ >> 1. Здесь пренебрегаем x₁ по сравнению с x₂ и x₃:
   

   x2+x3 ' 1 .

   (20)

        Каждое из уравнений (19) и (20) значительно проще, чем (11).

        Теперь мы можем непосредственно заняться интересующей нас величиной - числом атомов n_l на нижнем уровне перехода. Напомним, что все наблюдаемые в оптическом диапазоне линии гелия относятся к субординатным, то есть, их нижний уровень является возбужденным. Обозначим его энергию через E_l и введем безразмерную величину

y=  nl nHe  ,

(21)

где n_He - полное число частиц гелия, просуммированное по всем состояниям ионизации. Рассмотрим сначала переходы нейтрального гелия.

        Чтобы воспользоваться формулами Саха и Больцмана, перепишем (21) для данного случая в виде

y=  nl nHeI  nHeI nHe  ,

(22)

или

y=  gl g1 exp ж и -  El kT ц ш x1(T,n) .

(23)

        При переходе от (22) к (23) мы учли то обстоятельство, что населенность возбужденных уровней значительно ниже, чем основного, и, следовательно, мы можем принять число атомов гелия в основном состоянии равным полному числу атомов гелия. Действительно, температура даже самых горячих О-звезд не превышает 4 эВ, а потенциал возбуждения даже самых низких уровней нейтрального гелия выше 19 эВ. Поэтому равновесная населенность его возбужденных уровней содержит экспоненциальный множитель exp(-19/4) < 0.01. Но и такая оценка еще завышена. Линии нейтрального гелия наиболее заметны у звезд класса В, температура которых не превышает 2.5 эВ и тот же множитель меньше, чем exp(-19/2.5) < 0.001.

        Ясно, что исследование нейтрального гелия целесообразно проводить в области температур, которой отвечает уравнение (19). Подставляя его решение в (23), получим

y=  gl g1 exp ж и -  El kT ц ш 1+a1(n,T)exp ж и -  P1 kT ц ш  .

(24)

        Функция y(T) не монотонна, она имеет максимум. Тем самым она отражает реальные свойства линий гелия, которые усиливаются при переходе от поздних к ранним подклассам В, а затем ослабляются у более горячих звезд.

        Рассмотрим область настолько низких температур, что в знаменателе (24) можно пренебречь вторым слагаемым по сравнению с единицей. Физически это означает, что гелий находится в нейтральном состоянии, и населенность y(T) экспоненциально растет с температурой по формуле Больцмана:

y ч exp(-El/kT) .

(25)

        Энергия возбуждения E_l оптических переходов атома гелия составляет 19-20 эВ. Температура атмосфер поздних и средних подклассов В лежит в диапазоне 1-1.5 эВ. Соответственно, показатель экспоненты (25) находится в диапазоне от 15 до 20, что означает очень быстрый рост населенности с температурой.

        В противоположном случае высоких температур мы пренебрегаем единицей в знаменателе дроби (24) и приходим к:

y '  1 a(n,T) exp ж и  P1-El kT ц ш  .

(26)

        Оно описывает убывающую функцию температуры (напомним, что множитель a(n,T) пропорционален T^3/2). Здесь мы видим результат влияния двух факторов. С одной стороны, увеличивается населенность возбужденного уровня относительно основного состояния по формуле (1), но с другой - усиливается ионизация гелия. В рассматриваемом предельном случае концентрация атомов гелия x₁ зависит от температуры как

x1 '  1 f1 ~  1 a(n,T) exp ж и  P1 kT ц ш

(27)

в согласии с (15) при f₁ >> 1. Ионизация нейтральных атомов здесь играет большую роль, чем усиление возбуждения. Главная причина в том, что потенциал ионизации больше энергии возбуждения любого дискретного уровня.

        Формула (26) описывает значительно более слабую зависимость населенности от температуры, чем (25). В самом деле, все возбужденным уровни атома гелия близки к границе ионизации: при P₁=24.6 эВ значения E_l лежат в диапазоне от 19.5 до 21 эВ, поэтому разность P₁-E_l не превышает 4 эВ.

        Итак, нам теперь известна причина поведения спектральных линий гелия в разных интервалах температур по обе стороны от максимума. Теперь определим положение максимума и его зависимость от параметров атома.

        Определим температуру, отвечающую максимуму функции (24). Для удобства расчетов температуру в этом разделе измеряем в электрон-вольтах и введем новую переменную:

z=  g1 gl  1 y  .

        Будем искать минимум z как функции аргумента q=1/T_eV. В силу монотонной зависимости как z от y, так и q от T_eV, задача о минимума y(T_eV) эквивалентна задаче о максимума z(q). Итак, ищем значение q, при котором выражение

z=exp(Elq)[1+A(n)q-3/2exp(-P1q)]

(28)

имеет минимум. Здесь мы выписали зависимость от температуры в явном виде и ввели множитель

A(n)=  Ui Ua  B n .

        Проинтервьюировав (28) по q и приравняй производную нулю, приходим к уравнению

exp(P1q) = A(n)q-3/2  3 2 +(P1-El)q Elq  .

(29)

        Оно без труда решается численными методами, если задать конкретные значения параметров. Но наша задача заключается в другом: надо получить, хотя бы приближенно, аналитическую зависимость температуры максимума T_m от P₁ и E_l.

        Произведение P₁q является большой величиной: от десяти и выше. Это позволяет нам утверждать, что на величину T_m в гораздо большей степени влияет потенциал ионизации, чем энергия возбуждения. В справедливости сделанного утверждения убедимся сначала на модельном примере. Рассмотрим функцию

w=exp(Elq)[1+Bexp(-P1q)]

        Она отличается от (28) тем, что зависящий от температуры множитель Aq^-3/2 заменен некоторой константой C. Температура максимума w выражается аналитически:

Tmw=   P1 ln й л C ж и  P1 El -1 ц ш щ ы  .

(30)

        Мы видим, что T_m^w зависит от P₁, в основном, линейно, а от E_l - только логарифмически. Можно надеяться, что (30) правильно передает и основные черты решения (29), так как множитель q^3/2 меняется значительно медленнее, чем exp(P₁q) и в первом приближении его можно заменить постоянной величиной.

        Ниже мы выпишем аналитическое приближение к решению уравнения (29), но сначала поставим вопрос с физической точки зрения: почему энергия возбуждения столь слабо влияет на величину T_m? Дело в том, что формула Больцмана, куда входит E_l, сама по себе не имеет экстремумов: чем выше температура, тем сильнее заселены возбужденным уровни относительно основного. Появление максимума обусловлено переходом атомов в ионизованное состояние. Этот процесс описывается формулой Саха и им управляет потенциал ионизации.

        Логарифмическая зависимость T_m от отношения P₁/E_l происходит от эффекта насыщения возбужденного уровня. Состояния с меньшим потенциалом возбуждения заселяются при менее высоких значениях температуры и, следовательно, несколько раньше реагируют на изменение ионизации.

        Теперь модифицируем формулу (30) таким образом, чтобы она описывала максимум функции (28). Конечно, точного решения мы не получим, но нашей целью, напомним, является получение аналитического выражения, качественно правильно описывающего зависимость T_m. Прологарифмируем уравнение (29):

P1q = lnA(n)-  3 2 lnq+ln й л  3 2 +(P1-El)q щ ы -ln(Elq) .

        Среди слагаемых правой части по величине выделяется первое. Действительно, численное значение q около единицы, а сумма под знаком логарифма в третьем слагаемом и произведениеE_lq - порядка десяти. В то же время величина A(n) в условиях звездных атмосфер при плотности n ' 10^15е16 составляет A(n) ' 10^5е6. Отношение весов нижнего и верхнего уровней не превышает двойки: спин S не меняется, а орбитальное квантовое число L либо также остается прежним, либо меняется на единицу. Отношение g_i/g_a в случае гелия равно двум. Следовательно, мы не сделаем большой ошибки, пренебрегая в правой части всеми слагаемыми, кроме первого. В результате получим приближенную оценку:

q0 '  lnA(n) P1  .

        С помощью q₀ напишем выражение для константы C:

C=A(n)q0-3/2

и подставим его в (30). В результате получим

Tm=  P1 lnA(n)+  3 2 lnP1-  3 2 lnlnA(n)+ ln ж и  P1 El -1 ц ш  .

(31)

        Снова видна сильная зависимость от потенциала ионизации и слабая - от энергии возбуждения.

        По аналогии с задачей о гелии, исследуем вопрос о населенности n₂ второго уровня атома водорода - нижнего уровня всех переходов бальмеровской серии.

        Как мы убедимся ниже, решения этих задач имеют сходные черты: немонотоннная зависимость населенности возбужденных уровней от температуры; наличие максимума, положение которого определяется, главным образом, потенциалом ионизации атома; медленное уменьшение от максимума к высоким температурам и быстрое падение в сторону холодных звезд. Главной причиной такого поведения населенностей является сходство структуры энергетических уровней водорода и гелия:

• в оптический диапазон спектра обоих элементов попадают только субординатные переходы,
• все их возбужденные состояния относительно близки к границе ионизации.

Тем не менее, для водорода требуются специальные расчеты, так как здесь неприменимо предположение (10) о независимости электронной плотности n_e от температуры. Водород является основным донором электронов в звездах спектральных классов O, B и A. Поэтому в рассматриваемой задаче необходимо вычислять n_e одновременно с населенностью уровней.

Введем обозначения

xi=  np n ,       xa=  na n ,

(32)

соответственно, для относительной концентрации ионов и нейтральных атомов водорода. Здесь n_p - число протонов, а n_a - число нейтральных атомов водорода в единице объема. Введем параметр n, в этом разделе он равен плотности водорода по числу частиц:

n=np+na.

(33)

        Принятая нами величина примерно на 10% отличается от той, что приводится в справочниках, так как содержание водорода в звездах главной последовательности составляет около 90%. В проводимых здесь расчетах столь небольшим различием можно перенебречь.

        Мы предполагаем, что все электроны происходят только за счет ионизации водорода. Следовательно, их число равно числу протонов:

ne=np.

(34)

Это предположение вносит в расчеты ошибку, заведомо меньшую 10%, так как гелий ионизован значительно слабее водорода.

        Формула Саха с учетом (34) дает квадратное уравнение для x_a:

(1-xa)2 xa =  B 2n  TeV3/2  exp ж и -  P TeV ц ш .

(35)

Здесь учтено, что вес основного состояния атома водорода, согласно (2), равен двум:

ga=2,

(36)

а состояние иона не имеет вырождения:

gi=1.

(37)

Напомним, что величина B известна из (7).

        Полную плотность водорода n в наших расчетах будем считать постоянным параметром. В действительности плотность атмосферы разная у звезд разных спектральных классов:

Sp	O5	B0	B5	A0	A5	F0	F5
lgn	15.0	15.0	15.0	15.2	15.6	16.1	16.6

        Как видно из таблицы, в диапазоне от B5 до F0 величина n меняется примерно в 40 раз. Тем не менее, мы будем пренебрегать вариациями плотности по сравнению с влиянием температуры на населенность уровней. В самом деле, при переходе от класса B5 к F0 температура атмосферы уменьшается примерно вдвое: от 15500 K до 7400 K. При этом экспоненты exp(-E₂/T_eV) и exp(-P/T_eV) падают, соответственно, в 4·10³ и 7·10⁴ раз. Поэтому для звезд главной последовательности в первом приближении эффект плотности можно не рассматривать. Для определенности параметр n примем равным плотности атмосферы звезды класса А0:

lgn=15.2.

(38)

Именно у этого класса звезд главной последовательности наиболее сильна серия Бальмера.

        Преобразуем уравнение (35) к виду

(1-xa)2 xa =f,

(39)

где

f=a (-P/ TeV),

a=C TeV3/2,

C=B/(2n).

        Одно уравнение (39) заменяет целую систему уравнений задачи о гелии (11), (12), но оно является нелинейным. Так проявляется зависимость электронной плотности от температуры.

Введем безразмерную величину

y=  1 4  n2 n ,

(40)

характеризующую населенность второго уровня атома водорода. Множитель 1/4 в правой части введен для удобства последующего использования формулы Больцмана. Он равен отношению статистических весов g₁/g₂. Далее, воспользовавшись формулами Больцмана (1) и Саха (39), выражаем y как функцию температуры и плотности:

y=exp ж и -  E2 TeV ц ш ћ xa(TeV,n),

(41)

в которой x_a(T_eV,n) является решением уравнения (39).

        Снова, как и в случае гелия, убеждаемся, что функция x_a(T) не монотонна. В области высоких температур, когда правая часть (39) мала, то есть выполнено условие

f >> 1,

(42)

для относительной концентрации нейтрального водорода справедлива простая формула:

xa '  1 f ,

(43)

откуда следует

y=  2n B   TeV-3/2 exp ж и  P-E2 TeV ц ш .

(44)

Мы получили сравнительно медленное уменьшение населенности второго уровня с ростом температуры. Как и в случае гелия, это обусловлено близостью возбужденного состояния к границе ионизации.

В области предельно низких температур (f << 1) ионизационное равновесие сдвинуто в сторону атомов:

xa ' 1.

(45)

В этом случае из (41) следует

y ' exp ж и -  10.2 TeV ц ш .

(46)

Здесь относительно большая величина потенциала возбуждения приводит к экспоненциально быстрому падению населенности второго уровня по мере уменьшения температуры.

Итак, функция y(T) возрастает при переходе к самым холодным звездам и убывает в области предельно высоких температур. Следовательно, она имеет максимум. Перейдем к определению температуры максимума.

        Выполним замены переменных, которые нам несколько упростят вычисления. Максимум функции y(T) приходится на ту же температуру, что и минимум обратной ей величины

z=  1 y

(47)

как функции обратной температуры

q =  1 TeV .

(48)

Эквивалентность обеих задач вытекает из монотонности функций и . Итак, преобразуется в

z=  exp(E2 q) xa(q,n) .

(49)

Минимум функции z(q) ищем в области небольших значений x_a. А именно, будем считать, что можно пренебречь квадратом концентрации:

xa2 << 1.

(50)

В этом случае левая часть становится линейной:

(1-xa)2 ' 1-2xa.

(51)

Подставим в и решим полученное линейное уравнение относительно x_a:

xa '  1 2+f .

(52)

Ясно, что последняя формула справедлива только при выполнении условия . В этой области рассмотрим функцию

w(q)=exp(E2 q)(2+f).

(53)

Оно получается из , если заменить точное значение x_a на его приближение . Мы исследуем на минимум функцию , а затем проверим выполнение условия .

Сочетание экспоненциального и степенного множителей в выражениях для f в приводит к тому, что уравнение

dw dq =0,

(54)

выражающее требование минимума w(q), не имеет аналитического решения. Для дальнейших упрощений воспользуемся известным из наблюдений фактом, что в звездах класса А0, где наиболее сильны линии бальмеровской серии, температура атмосферы значительно, в 10-15 раз меньше потенциалов ионизации и возбуждения водорода. Как мы уже писали в разделе , экспоненциальные множители при таких значениях аргумента очень сильно меняются с температурой. Их относительные изменения велики по сравнению с изменением множителя T_eV^3/2. Следовательно, в первом приближении температуру в степенном множителе можно положить равной некоторой величине

TeV=T0,

(55)

которую можно подобрать, исходя из особенностей задачи. В данном случае разумно принять для T₀ значение, близкое к температуре звезды класса А0:

T0=1 eV.

(56)

С учетом сказанного продифференцируем функцию w(q), удерживая только быстро меняющиеся слагаемые:

dw dq =exp(E2q)ћ[E2(2+f)-aPexp(-Pq)].

(57)

и приравняем нулю производную dw/dq. В результате получим алгебраическое уравнение, решением которого является температура

Tmax =  P ln[0.85ћ106ћT03/2 (P/E2-1)] .

(58)

Подставляя сюда параметры атома водорода:

P E2 =4/3,

с учетом получим

Tmax=1.07  eV

(59)

в хорошем согласии с наблюдениями.

Теперь проверим выполнимость условия . Подставив в , получим

f(Tmax)=6.35.

Соответствующее решение квадратного уравнения получается равным

xa(Tmax)=0.12.

Таким образом, величина x_a² действительно дает малый вклад в числитель левой части и приближение вполне оправдано.

Температура максимума населенности n₂, как следует из , определяется, главным образом, потенциалом ионизации

Tmax ч P,

в то время как от потенциала возбуждения она зависит только логарифмически. Причина этого рассмотрена в разделе 2.4 предыдущей главы.

        Итак, на примере линий водорода и гелия в звездах классов O, B и A мы убедились, что методы термодинамики, выражающиеся в простых формулах Саха и Больцмана, позволяют описать различие спектров у звезд с разной температурой. Анализ эффектов давления, то есть различия спектров звезд разной светимости при одной и той же температуре, требует привлечения сведений из атомной физики и теории переноса излучения в линиях и континууме.

Скачать "Теорию спектральной классификации" в формате PDF

---

¹Их следует отличать от энергетических уровней

²Один атом превращается в пару ион-электрон

³Линии водорода являются самыми сильными во всех звездах горячее F0.

---