天体物理学 Ｉ ： 授業の内容 天文学は天体からの光を研究する学問です。 そこでこの授業では、「光」をどう扱うかの基礎を学びます。 天体物理学 Ｉ　：　授業の内容 天文学は天体からの光を研究する学問です。 そこでこの授業では、「光」をどう扱うかの基礎を学びます。 授業計画は、 Ａ．水素原子　　Ｂ．エネルギー準位　　Ｃ．熱平衡　　Ｄ．線吸収　　Ｅ．連続吸収　　 Ｆ．光のインテンシティ　Ｇ．黒体輻射　Ｈ．等級　　Ｉ．色等級図　　 Ｊ．光の伝達式　Ｉ　　Ｋ．光の伝達式　ＩＩ　Ｌ．星のスペクトル という順で進めます。 最後まで行くと、星のスペクトルがどんな仕組みで決まっているかが判る、 というのが目標です。 ＡからＥまでは光の吸収に関係する物理の話です。Ｆでは光の強さをきちん と定義します。ＧからＩは光の強さを天文学でどう使うかを示します。ＪからＬは 光がガス中を伝わる様子を式に表わし、その式を解いて星のスペクトルを導き ます。それでは、始めましょう。 Ａ：　水素原子

Ｌ 星のスペクトル 今回の内容 （Ｌ．１） 恒星大気の復習： エディントン大気 Ｌ　星のスペクトル 今回の内容 （Ｌ．１）　恒星大気の復習：　エディントン大気 　　ソースファンクション Ｓ（τ）が　Ｓ（τ） ＝aτ+b　の時の大気を調べます。 （Ｌ．２）　黒体輻射スペクトルからのずれ 　　吸収係数が波長によって変化することの影響を調べます。　　　 （Ｌ．３）　恒星スペクトルのモデル 　　以前に求めた吸収係数を使い、星のスペクトルを計算します。　　 （Ｌ．４）　線形大気での吸収線形成 　　吸収線が形成されるメカニズムを調べます。 （Ｌ．５）　等値巾 Ｗ　（Equivalent Width） 　　吸収線の強度を表現する量をどう作るかを調べます。 （Ｌ．６）　成長曲線　（Ｃｕｒｖｅ　ｏｆ　Ｇｒｏｗｔｈ） 　 　　スペクトル解析で重要な手法の基礎です。 （Ｌ．７）　スペクトル分類　 　　標準的なスペクトル分類の解説です。 （Ｌ．８）　連続吸収とバルマージャンプ 　 　　バルマージャンプの大きさとスペクトル型の関係です。 （Ｌ．９）　連続吸収とバルマージャンプ 　 Ａ：　水素原子

ｎ Ｘ Ｌ．１． 恒星大気の復習： エディントン大気 Ω θ 星の大気の表面からの深さを ｘ とし、真上方向からの角度をθとします。 Ｌ．１． 恒星大気の復習：　エディントン大気 星の大気の表面からの深さを ｘ とし、真上方向からの角度をθとします。 輻射強度　I(x,θ, λ）　が軸対称の時、μ＝cosθとおいて３つの量 Ｊ，Ｈ，Ｋ　を次のように定義します。 ｎ Ω J （x,λ）＝ (1/4π)∫I (μ, x, λ) dΩ 　 ＝ (1/2)∫I (μ, x, λ) dμ 　　　　　 ＝平均輻射強度 Ｘ θ H（x,λ）＝ (1/4π)∫cosθI(θ,x,λ) dΩ ＝ (1/2)∫μI(μ, x,λ) dμ ＝∫ cosθ I (θ,x,λ) dΩ＝ 4πH ( x, λ) 　　 　 　 フラックス F（n, x ,λ) Ｋ（x,λ）=(1/4π)∫ (cosθ)2 I ( cosθ, x,λ) dΩ 　 = (1/2)∫μ2 I (μ, x,λ) dμ Ｌ：　恒星スペクトル

恒星大気中を角度θで進む光線に対する輻射の方程式は、 恒星大気中を角度θで進む光線に対する輻射の方程式は、　　　 と書かれます。 この方程式に以下のような立体角の重み付き平均操作を施すと前ページで定義した J(x,λ) , H(x,λ) , K(x,λ) に対する式が二つ出来ます。　　 × ∫μdΩ/4π 　： × ∫μdΩ/4π 　：　 という仮定を導入します。これをエディントン近似と呼びます。この近似は等方的な輻射　Ｉ（ｘ、θ）＝Ｉ（ｘ）の時には厳密に成立します。ですから、大気の深い所での（星の内部では輻射はほぼ等方的ですから）性質を浅い所でも成り立つと考えていることになります。　　　 上の式は未知数が　Ｊ，　H, K の３つあるのに式の数が２つなのでもう一つ式がないと解けません。そのため Ｌ：　恒星スペクトル

kR（x,λ） ＝Rosseland mean opacity こうして下の３つの式まで来ましたが、まだ波長λが邪魔です。 （１） （２） （３） そのためには、上式を下のように波長積分した　Ｊ（ｘ），　Ｈ（ｘ），　Ｋ（ｘ）　に対する式に変える必要があります。　　 　　　Ｊ（ｘ）＝∫Ｊ（ｘ、λ）ｄλ、Ｈ（ｘ）＝∫Ｈ（ｘ、λ）ｄλ、　Ｋ（ｘ）＝∫Ｋ（ｘ、λ）ｄλ ただ、一つ注意する点があります。それは上の積分は同じｘの点で行われていることです。τλ＝一定で積分してはいけないのです。そのため、くどいのですが一度τからｘに戻ります。 Ｌ：　恒星スペクトル

Ａ（ｘ）は点ｘでの光全体の吸収と放射の差です。 （７） ｘ　に戻ると、 （４） （５） （６） （４）を波長で積分すると、 はλでの光の吸収と放射の差、 Ａ（ｘ）は点ｘでの光全体の吸収と放射の差です。 （７） 次に（５）をそのまま波長で積分すると、右辺が∫kλH(x, λ) dλ となるのですが、この先の変形の展望がありません。そこで、（５）式を Ｌ：　恒星スペクトル

として、積分するのですが、ここで幾つかの仮定を導入します。 仮定 （Ａ） K(x, λ) = (1/3) ・J(x, λ) エディントン近似 （８） として、積分するのですが、ここで幾つかの仮定を導入します。 仮定　（Ａ） 　　K(x, λ) = (1/3) ・J(x, λ) エディントン近似 　　　　（Ｂ）　　 J(x, λ) = B [T(x), λ]　 LTE(局所熱平衡) すると、（８）式の左辺は次のように変形されていきます。 　 ここまで下処理をしてから（８）式をλで積分します。左辺は （９） ロスランド平均吸収係数　kR　は次の式で定義されます。 　（１０） Ｌ：　恒星スペクトル

ここでロスランド平均光学的深さ τＲ は ｄτＲ＝ kＲｄｘ で定義されます。 左辺を変形し （１１） （１２） すると（８）式は ここでロスランド平均光学的深さ　τＲ　は　ｄτＲ＝ kＲｄｘ　で定義されます。　　　　 左辺を変形し これで（４）、（５）式は片付きました。最後の（６）式はλで積分すると、 （１３） 結局 （１４） こうして得られた（７）、（１３）、（１４）が波長で積分したJ(x), H(x), K(x) に対する式です。ここでもう一度まとめて書くと、 （１５） Ｌ：　恒星スペクトル

前ページの最後にまとめた３式を星の大気に応用しましょう。 ロスランド平均線形大気 前ページの最後にまとめた３式を星の大気に応用しましょう。 核融合反応は起きていないので、ネットの吸収は起きません。従ってＡ（ｘ）＝０です。　したがって、（７）式から、 （１６） （１３）式は、 （１７） Ｃは積分定数で大気表面τＲ＝０での条件から値を決めます。 この式は良く見ると、源泉関数Ｓ（τＲ）がτＲの一次関数の形をしています。ですから、以前にやった線形大気の結果が使えます。もう忘れているでしょうから簡単にその結果をまとめておきましょう。 （１８） ここで、前にも使ったＬＴＥ（局所熱平衡）の仮定に再登場してもらうと、 Ｌ：　恒星スペクトル

線形大気 S(τ)= a + bτ の表面輻射強度 Ｉ（τ=０, θ）とフラックスＦ（τ=０） I(τ=0 , μ>0) = (1/μ)∫∞0 S(t) exp(－t/μ) dt ＝ a+ bμ = S (τ=μ)　　　　 I(τ=0 , μ<0) = 0 I (μ,τ=0) θ 　τ＝０ 　τ＝μ＝ｃｏｓθ 　τ＝１ 　Ｆ＝∫μI (μ,τ=0) ｄΩ＝ 2π∫１0μ・( a+ bμ) dμ= ２π(a/2 + b/3) もう少し変形して、 Ｆ＝π[a + ｂ・(2/3) ] =π・S (τ=2/3 )　 有効温度Ｔｅは　σ・Ｔｅ４＝Ｆ　で定義されます。 Ｂ（Ｔ）＝（σ/π）Ｔ４　を使うと、Ｂ（Ｔｅ）＝Ｆ/π＝Ｓ（ τ=2/3 ）　です。 Ｌ：　恒星スペクトル

２頁前に戻り、定数Cを決定しましょう。ここまでで判ったのは、 Ｈ＝Ｈｏ Ｓ（τＲ）＝３ＨｏτＲ＋３Ｃ 　　　　　Ｈ＝Ｈｏ　 　　　　　Ｓ（τＲ）＝３ＨｏτＲ＋３Ｃ　 の二つです。この二つはＣが何でも、（１５）の３式を満たす事は明らかです。Ｃを決めるには星の表面、 τ＝０　を見る必要があります。 星の表面からは、内部から運ばれてきたフラックス　Ｆ ＝ ４πＨｏ が外に放射されなければなりません。星の内部ではそれは大気の温度勾配を表わす 　　　　　３Ｈｏ・ τＲ で保証されていました。これは、内部では内側の層が上を照らす輻射と、外側の層が下を照らす輻射の差し引き、つまり黒体輻射強度の勾配がフラックスをきめているからです。 ところが、星の表面近くでは上の層つまり宇宙空間からの輻射はゼロなので、表面近くの輻射強度そのもの、勾配でなく、が表面フラックスを決めるのです。したがって、Ｃが大き過ぎると、Ｓ（τＲ）が与えるＦが大きくなりすぎるし、Ｃが小さ過ぎるとＦより小さくなってしまいます。ちょうどＦになるＣを決める必要があるのです。 Ｌ：　恒星スペクトル

τＲ＝０ Ｆ 星の表面では 表面の が を産む。 星の内部では Ｆ 上の と下の との差が ΔτＲ＝１ Ｆ を産む。 Ｌ：　恒星スペクトル

では、Ｓ（τＲ）＝３ＨｏτＲ＋３Ｃ から決まる Ｆ が Ｈｏから決まる Ｆ＝４πＨｏになるように、定数 C を決定しましょう。 　Ｆ＝π・Ｓ（τＲ＝2/3） = π・[３・Ｈｏ・（２/３）＋３・Ｃ] でしたから、 π・[３・Ｈｏ・（２/３）＋３・Ｃ]　＝　 ４πＨｏ 　Ｃ＝（２/３）・Ｈｏ 　です。これが、　Ｆを正しく与える　Ｃ　なのです。 この　Ｃ　を元の（１７）式に代入すると、 　　　　　　　　　Ｂ（τＲ）＝Ｓ（τＲ）＝ ３Ｈｏ・τＲ＋２Ｈｏ 大気内の温度Ｔ 星の有効温度Ｔｅは　Ｆ＝σＴe４　で定義されます。ＴｅとτＲを使って大気内部の温度　Ｔ　を表わしてみましょう。　 　まず上の関係から、 （σ/π）Ｔｅ４ ＝４Ｈｏ　です。 　 　Ｔは、　Ｂ（τＲ）＝Ｓ（τＲ）＝（σ/π）Ｔ（τＲ） ４　 ＝ ３Ｈｏ・τＲ＋２Ｈｏから決まります。 　両式から、 （σ/π）Ｔ（τＲ） ４　 ＝ ４Ｈｏ・[（３/４）・τＲ＋（１/２）] 　　　　　　　　　　　　　 Ｔ（τＲ） ４ 　＝ Ｔｅ４ ・[（３/４）・τＲ＋（１/２）] Ｌ：　恒星スペクトル

こうして、エディントン大気内部の温度変化を有効温度Ｔｅとロスランド平均光学的深さτＲの関数として表わす事ができました。 下のグラフは　(T/Te) をτRの関数として表わしたものです。大気の表面温度はＴｅではないことに注意して下さい。 １.５ T/Te 1 To 0 1/3 2/3 1 2 3 τR 表面 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ．２. 黒体輻射スペクトルからのずれ グレイ大気 Ｌ．２.　黒体輻射スペクトルからのずれ グレイ大気 エディントン大気からの総フラックスＦは、Ｆ＝σTe4 でした。ここにTeは、ロスランド平均光学的深さτＲ＝2/3のところでの大気温度です。 もし、全波長でκλ＝κ0　=一定（グレイ）であったら、全波長でτλ＝τＲです。したがってτλ＝2/3になる深さはτＲと共通で、温度はTeです。 このようなグレイ大気からのフラックスは 　　　　　　　Ｆλ＝πＢ(Te、λ)　　つまり温度Teの黒体輻射スペクトルです。 ノングレイな大気 通常は波長毎にκλが異なるので、τλ＝κλ・Ｌλ＝2/3 となる深さＬλが、したがって波長毎に覗き込む温度Ｔ（Ｌλ）が異なります。このために波長毎に異なる温度の黒体フラックスが出ます。これが、星からのスペクトルが黒体輻射スペクトルと異なる原因です。 Ｌ：　恒星スペクトル

κλが一定 κλが波長で変化 λ κ κ λ λ λ λ Ｆλ λ Ｆλ πＢλ（Ｔｅ） τλ＝０ τλ＝2/3 τR＝2/3 τλ＝2/3 Ｔ１ Ｔ０ Ｔ２ λ Ｆλ λ Ｆλ πＢλ（Ｔｅ） Ｌ：　恒星スペクトル

波長λでの星表面からのフラックス Ｆλは、その波長での光学的深さτλが ２/３の 波長λでの星表面からのフラックス Ｆλは、その波長での光学的深さτλが ２/３の 温度 Ｔ（τλ=2/3） に相当する黒体輻射 のフラックスです。ですから、 Ｆλ ＝ π・Ｂλ[Ｔ（τλ=2/3）]　 です。回りくどい式ですからよく眺めて意味を理解して下さい。 上の式を見ると、Ｔ（τλ=2/3）　を求める必要のあることが判ります。 　　　エディントン大気で、温度分布はτＲで以下のように与えられます。 　　　　　　 Ｔ（τＲ） ４ 　＝ Ｔｅ４ ・[（３/４）・τＲ＋（１/２）] 　　　kλ と kR が判っている時に、 τλ=2/3　となる深さはτＲではいくつでしょう？ Ｌ：　恒星スペクトル

（２） Ｔ（τλ=2/3） を kλ 、kR、Ｔｅ， を使って表わして下さい。 Ｌ：　恒星スペクトル

になる理由は何度も書いたように、吸収が強いと表面に近く低温の部分までしか見えず、吸収が弱いと深い所まで見えて温度の高い輻射を受けるからです。 結局、Ｆλ ＝πＢλ (Ｔ) 　 　　　　　　ただし、 上の式を見ると、 ｋλ＝ｋＲ　の時に、　Ｔ＝Ｔｅ　となります。 ｋλ＞ｋＲ　の時は、　Ｔ ＜ Ｔｅ ｋλ＜ｋＲ　の時は、　Ｔ ＞ Ｔｅ になる理由は何度も書いたように、吸収が強いと表面に近く低温の部分までしか見えず、吸収が弱いと深い所まで見えて温度の高い輻射を受けるからです。 その様子は右の図を見て下さい。 Ｆλ Ｂλ（Ｔｅ） λ ｋλ ｋＲ λ Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ．３．恒星スペクトルのモデル こうして、恒星のスペクトルを求める準備が整いました。 星の大気表面でのフラックスは で表されます。ここに、 星の大気表面でのフラックスは　 で表されます。ここに、 第５回目の講義　Ｅ＝Ｃont.　で　ｋλ　の計算をしました。その時にはまだロスランド平均吸収係数 ｋR の話はなかったのですが、その計算を行い上式で求めたスペクトルを次に示します。 Ｌ：　恒星スペクトル

次ページにはＢλ（Ｔ＝１０，０００Ｋ）のグラフがスケール不定で描かれています。 下のグラフは、Ｔｅ＝１０，０００ＫのＡ型星の吸収係数 kλ です。　点線はロスランド平均吸収係数　kR　＝ 1.89 10-8 cm-1 を示しています。 次ページにはＢλ（Ｔ＝１０，０００Ｋ）のグラフがスケール不定で描かれています。 kλ ＝　になる波長に注意して、Ａ型星のスペクトルを描いて下さい。 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ：　恒星スペクトル

このへこみは近赤外Ｈバンド帯でのスペクトルのコブを産み出します。 ｋＲ Ｈ－の ｂ－ｆ と ｆ－ｆ 吸収のへこみ このへこみは近赤外Ｈバンド帯でのスペクトルのコブを産み出します。 Ｈ－ｂ－ｆ 　 ｋＲ Ｈ－ｆ－ｆ 　 バルマー吸収 Ｈ－ ｂ－ｆ 吸収のピークでは　ｋλ が　ｋＲの２倍になるので、その付近で Ｆλが落ちるのです。 Ｌ：　恒星スペクトル

バルマー不連続（バルマージャンプ）が現れてきました。 Ｌ：　恒星スペクトル

太陽はＴｅ＝５７８０Ｋなので、このスペクトルに近いのです。 太陽大気の吸収は主にＨ－が担って、Ｈのｂ－ｆ吸収がそれを次いでいます。 Ｈ－の吸収は変化が穏やかなため、生じるスペクトルは黒体輻射に近いのです。 Ｈα線 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｆ型星の吸収はＨ－とＨのｂ－ｆ吸収が拮抗しています。とＨのｂ－ｆ吸収 は変化が激しく、黒体輻射からのズレが目立ってきます。 Ｌ：　恒星スペクトル

これが測光標準星として良く出てきたベガのスペクトルです。 問題に出た星でもあります。合いましたか？ Ａ型星の吸収はＨのｂ－ｆ 吸収が支配的で、変化が激しく、黒体輻射からのズレが大変大きいのです。 Ｌ：　恒星スペクトル

高温の星では バルマー不連続は見えません。 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ．４． 線形大気での吸収線形成 吸収線形成を簡単なモデルで考えるために、次のような沢山の仮定をします。 （１） 局所平衡（ＬＴＥ） （１）　局所平衡（ＬＴＥ） 　　　　Ｓλ（τＲ）＝Ｂλ[Ｔ（τＲ）]　　　　　　　　　　（τＲ＝ロスランド光学深さ） （２）　エディントンモデル 　　　　Ｔ（τＲ）４＝（３/４）Ｔｅ４ （ τＲ＋２/３）　　　 （３）　線形大気 　　　　Ｓλ（τＲ）＝Aλ＋ Ｂλ・τλ　 生憎、（１）と（３）は厳密には両立しません。そこで、（１）を τＲ＝０ のまわりで一次式で展開して、近似的に（３）と考えます。 Ｌ：　恒星スペクトル

と見なせば、（３）を（１）と両立させ得るわけです。 線形大気Ｓ（τ）＝Ａ＋Ｂτの大気表面からのフラックスは したがって、（３）において、 と見なせば、（３）を（１）と両立させ得るわけです。 線形大気Ｓ（τ）＝Ａ＋Ｂτの大気表面からのフラックスは Ｆ＝π［Ａ＋Ｂ・（２/３）]＝πＳ（τ＝２/３）です。したがって、 または、 この式から分かるように、Ｆλ＝α＋（β/τλ）の形をしていて、 τλが大きい所では Ｆλが小さくなる。これが、吸収係数が大きい波長で吸収線が現れる原因である。 Ｌ：　恒星スペクトル

浅いので温度が低く、フラックスが小さい。 もう少し物理的に考えると。 吸収係数が次の図のように、λ＝λＬで盛り上がっているとします。　 λＬでは吸収が強いので、浅いところでτＬ＝２/３に達します。浅いためにそこの温度は低いのです。 κλ 浅いので温度が低く、フラックスが小さい。 深いので温度が高く、フラックスが大きい。 λＬ τＲ= 0.0 　0.2 0.4 0.6 0.8 大気表面 τλ=2/3 λ Ｌ：　恒星スペクトル

吸収係数と吸収スペクトルの関係をもう少し調べてみましょう。 λ＝ λＬの付近で、κ＝ κＣ＋κＬとします。 κ（λ） κＣ λ λＬ に注意して、前々頁のＦの式を書き直すと、 Ｌ：　恒星スペクトル

前頁の式を検討すると、まず、下から２行目に出てくる はλＬ付近での連続スペクトルとなっていることがわかります。 連続スペクトルの強さは、 κＣとκＲの強さの比で決まります。 　　　κＲ＜ κＣ　　Ｆｏ＜Ｆｅ＝πＢ（Ｔｅ） 　　　κＲ＞ κＣ　　Ｆｏ＞Ｆｅ＝πＢ（Ｔｅ） 次に下から２行目の最後の項 は、吸収線を表しています。吸収が弱い（κＬ＜κＣ）場合、吸収の深さがκＬに比例することがわかります。 最後の行の Ｌ：　恒星スペクトル

は吸収が強い場合には、大気の表面（Ｔ＝Ｔｏ）しか見通せないことを示しています。 図示すると以下のようです。 弱いライン 大気表面Ｔ＝Ｔｏ ライン波長で見通せる深さ 連続光波長で見通せる深さ 有効温度Ｔ＝Ｔｅの深さ Ｌ：　恒星スペクトル

ピュアな吸収の場合、強い吸収の極限はＴ＝Ｔｏの大気表面からの輻射がスペクトルの底になるわけです。 強いライン 大気表面（Ｔ＝Ｔｏ） ≒　ライン波長で見通せる深さ 連続光波長で見通せる深さ 有効温度Ｔ＝Ｔｅの深さ ピュアな吸収の場合、強い吸収の極限はＴ＝Ｔｏの大気表面からの輻射がスペクトルの底になるわけです。 Ｌ：　恒星スペクトル

吸収線の強度につれての形の変化 Ｆｃ（λ） Ｆ（λ） ） ） Ｆｏ（λ） λ κＬと共に深くなる κＬが非常に強いと吸収線の底が飽和する Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ．５．等値巾 Ｗ （Equivalent Width） 吸収線の近くのみを考え、連続吸収の強度κＣ＝一定、吸収線では κλ＝κＣ＋κＬとします。　Ｆλ＝πＢλ[Ｔ（τλ＝2/3)] ですが、 τλ＝（２/３）の深さは連続光ではτＣ＝（2/3)(κC/κλ) < 2/3 に対応します。 弱い吸収ではκL<<κC　なので、 展開して、 Ｌ：　恒星スペクトル

線輪郭（line profile） Ｆλ 等値巾　Wλ=∫Rλdλ ＦＣ Ｆλ Wλ λ Ｒλ 1 Ｒλ １ ０ λ Ｌ：　恒星スペクトル

マクスウェル速度分布： ｄＮ＝(Ｎ/ Vo π1/ ２)・exp[－(V/Vo)2]・ｄＶ ここに、Vo ＝ （２ｋＴ/μｍＨ）1/2 弱いライン： =光球（τＣ＝2/3）までの原子数 ドップラーコア： マクスウェル速度分布：　ｄＮ＝(Ｎ/ Vo π1/ ２)・exp[－(V/Vo)2]・ｄＶ 　　　　　　　　　　　　　　ここに、Vo ＝ （２ｋＴ/μｍＨ）1/2 　 　Ｖ　ーー＞　λ＝λo (1＋V/c) ＝ λo ＋Ｄ ドップラーシフト分布：　ｄＮ＝ (Ｎ/λＤπ1/ ２)・ｅｘｐ[－ (λ－λo)2/ λＤ２]・ｄＤ　　　　　　　　　　　　　　　　ここに、λＤ＝ λo・Vo /c 　 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｒ(λ1) ＝Ｄとなるλ1より内側ではＲ＝Ｄで飽和します。 Ｆλ /ＦＣ 1 Ｄ Bλ(τC=０) ――――― Bλ(τC=2/3) この時期はドプラーコアの吸収のみ で、吸収量Ｗの増加は小さいのです。 λo λ1 λ Ｌ：　恒星スペクトル

非常に強いラインでは、ドップラーコアは完全につぶれてしまい、ウイング 部分が飽和するようになります。ウィングの形はローレンツ型。 　ローレンツウィング　（Ｒｏ＞＞１） 非常に強いラインでは、ドップラーコアは完全につぶれてしまい、ウイング 部分が飽和するようになります。ウィングの形はローレンツ型。 Ｆλ /ＦＣ 1 Ｄ Bλ(τC=０) ――――― Bλ(τC=2/3) λo λ1 λ Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ．６．成長曲線 （Ｃｕｒｖｅ ｏｆ Ｇｒｏｗｔｈ） Ｌ．６．成長曲線　（Ｃｕｒｖｅ　ｏｆ　Ｇｒｏｗｔｈ） 弱いライン Ｌ：　恒星スペクトル

ドップラーコア ローレンツウィング Ｌ：　恒星スペクトル

弱ライン、ドップラーコア飽和、ウィング飽和に対するｌｏｇ（Ｗ/ＤλＤ ）の近似値 （δ/λＤ=0.1、0.01 ） 　　　（δ/λＤ=0.1、0.01　） log (Ｘ0 /Ｄ) log(π1/2 Ｘ0 /Ｄ) log{２[ ln (Ｘ0 /D)] １/ ２ } log{２(Λ/λＤ) (Ｘ0 /Ｄ)1/2 } 　－２.０ 　　－１．７５ 　－１.０ 　　－０．７５ δ/λＤ 　－０.５ 　　－１．２５ ０．１ ０．０１ 　　０.０ 　　　 ０．２５ －０．７０ 　　０.５ ０．７５ ０．３３ －０．４５ 　　１.０ １．２５ ０．４８ 　－０．２０ 　　１.５ ０．５７ 　　０．０５ 　　２.０ ０．６３ 　　０．３０ 　　３.０ ０．７２ 　　０．８０ －０．２０ 　　３.5 　　　１．０５ 　　４.０ 　　　 ０．７８　 　　　１．３０ 　　０．３０　 　　５.０ 　　　０．８３ 　　　１．８０ Ｌ：　恒星スペクトル

成長曲線（Λ/λＤ=0.1 ） 2 Log(W/DλＤ） 1 -1 -2 -2 -1 0 1 2 3 4 5 log X0/D 成長曲線（Λ/λＤ=0.1　） 2 Log(W/DλＤ） 1 -1 -2 -2 -1 0 1 2 3 4 5 log X0/D Ｌ：　恒星スペクトル

Harvard System Pickering/Cannon 分類法 1901 Annals Harvard Obs.28,10 Ｌ．７．スペクトル分類 Harvard　System Pickering/Cannon 分類法 1901 Annals Harvard Obs.28,10 1912 Annals Harvard Obs.56,225 　　　　HD(Henry Draper)カタログ 1918 Annals Harvard Obs.91 低分散対物プリズム写真乾板の眼視分類 　　　　１）ライン強度比 　　　　２）ラインの有無 　　　　３）ライン強度　　　　 　　　O(a-e)-B(1,2,3,5,8,9)-A(0,2,3,5)-F(0,2,5,8)-G(0,5) -K(0,2,5)-M(a,b,c,d) Ｌ：　恒星スペクトル

Yerkes System Morgan/Keenan スリット分光 λλ３９３０－４８６０ A １１５A/mm 　　　　　　　　スペクトルの大部分は同じタイプを示すが、あるライン 　　　　　　　　の比が異なる。絶対等級に依存。 　　　　　　　　d: 矮星(dwarfs) g: 巨星(giants) c:特に明るい星 　　　Harvard　System　 　　　　　　＋　光度クラス　I（a,ab,b)　←　ｃ Supergiant II Bright Giant 　　　　　　　　　　　　　　　　III（a,ab,b) ←　ｇ Giant IV Subgiant V ← ｄ Dwarf Ｌ：　恒星スペクトル

Yerkes System でのスペクトル分類 O ４ー９、9.5 B 0, 0.5, 1-3, 5, 7,8, 9.5 A 0, 2,3, 5, 7 F 0, 2,3, 5, 7, 8,9 G 0, 2, 5, 8 K 0, 2,3,4,5 M 0, 1, 2, 3, 3, 4, 7, 8 Ｌ：　恒星スペクトル

O型星 4686 HeII 特徴 中性及び電離ヘリウム線。電離ヘリウム線がなければB型である。早期程電離ヘリウム線が強くなる。 MK分類は He II 4541/He I 4471 を細分類に使用。 晩期O型ではSi IV (4089) とCIII(4068, 4647, 4651) ４１０１Hδ ４８６１Hβ 4471 HeI 4541 HeII Ｌ：　恒星スペクトル

B型星 4367 HeI 4471 HeI 特徴 中性ヘリウム線有り。B2型で最強。 電離ヘリウム線無し。 水素線は晩期程強い。 Ｌ：　恒星スペクトル

A型星 特徴 3933 CaII K 水素バルマー線が強く、A2で最強。 3970Hε+ 3968CaII H A型星 特徴 水素バルマー線が強く、A2で最強。 Ca IIのH(3968)、K(3933)線はA0型で現れ、晩期に向かい強まる。 多数の金属線（FeI, FeII, CrI, CrII, TiI, TiII)が有り。 3933 CaII K ４１０１Hδ ４８６１Hβ ４３４０Hγ Ｌ：　恒星スペクトル

F型星 3970Hε+3968CaII H 特徴 3933 CaII K Ca IIのKH線が強い。 バルマー線は弱くなる。 CHのGバンドがF3以降強くなる。 3933 CaII K ４１０１Hδ ４８６１Hβ ４３４０Hγ 4300CH G Ｌ：　恒星スペクトル

G型星 3933 CaII K 3970Hε+3968CaII H 特徴 バルマー線は金属線と同じくらいまで弱くなる。 CH（Gバンド）とCN（42163883)は強い。 ４８６１Hβ 4383FeI d ４３４０Hγ ４１０１Hδ 4326 FeI 4300CH G 4226 CaI g Ｌ：　恒星スペクトル

K型星 3933 CaII K 3968CaII H 特徴 弱いバルマー線 強くて多数の金属線 非常に強いHK線 分子バンド（Gバンド）強い TiOはK7で見え始める 3933 CaII K 3968CaII H 4761 TiO 4300CH G 4226 CaI g Ｌ：　恒星スペクトル

M型星 3933 CaII K 3968CaII H 特徴 λ＜4000A多数金属線 TiO吸収帯 4422, 4584, 4626, 4422, 4584, 4626, 4761, 4954, 5167, 5448, 5497, 5759, 5810, 5847, 5862, 6158, 7054, 7589, 7672, 8433, 4226 CaI TiO 4584 4761 4954 Ｌ：　恒星スペクトル

3970Hε+ 3968CaII H バルマージャンプ Hγ Hδ 4686 He II 4471 He I Hβ Hα ＣａＩＩ Ｋ ＣａＩＩ　Ｋ ＮａＩ　Ｄ Ｌ：　恒星スペクトル

3970Hε+ 3968CaII H Hδ Hγ Hβ Hα ＣａＩＩ　Ｋ ＦｅＩ　Ｅ Ｍｇ　ｂ ＮａＩ　Ｄ Ｌ：　恒星スペクトル

Ｌ.８．連続吸収とバルマージャンプ 以下の5種の大気について、連続吸収の大きさを計算してみましょう。 吸収係数　ｋ（ｃｍ－１）＝ｋ（Ｈｂ－ｆ）＋ｋ（Ｈ-ｂ－ｆ）＋ｋ（Ｈ-ｆ－ｆ） 　　 ＝n1σ1+ n２σ２+ n３σ３+n４σ４+N－σｂｆー+NeN－α－ｆｆ スペクトル型　　　Ｔ　　　　　　Ｐｇ（erg/cm3）　　　　Ｐｅ（erg/cm3） K7 　４,０００　　　　100,000 0.18 　 G0 ６,０００ 62,000　　　　 　 14.0 　Ａ９ 　　　　　　 ７,５００ 17,000 130　 　 Ａ０ １０,０００ 　1,300 420 Ｂ０．５　　　　 ２５０００ 1,900 904.7 以下の表とグラフに示すように、T=25,000Kから　10,000Kでは、バルマー端λ＝０．３６４８μで起きるｋの変化が大きくなっていく。これは、温度が下がるため（n２/n３)が大きくなったからです。さらに温度が下がると、 （n２/n３) がより大きくなりますが、低温になるとグラフに示される通りＨ－のｂ－ｆ吸収が効いてくるので、バルマー端でのｋのジャンプは目立たなくなってきます。 Ｌ：　恒星スペクトル

Ｔ Fλ（U） Fλ（B） Fλ（V） U-B B-V 可視域ではA0型星のカラーを０とし、他の星のカラーはそれを基準にして決めています。先に求めたTe=10000KのスペクトルをA0型と考えて、U-B,B-Vという２つのカラーを求めてみましょう。有効波長はU,B,Vでλ＝0.36, 0.44, 0.55 μｍとします。 　　　　　 Ｔ　　　 Fλ（U）　　　 Fλ（B）　　　 Fλ（V） U-B B-V K7 ４０００　 　2.69E+06 4.82E+06 7.30E+06 -0.05 1.22 G0 ６０００ 7.02E+07 9.69E+07 8.51E+07 -0.33 0.63 F０ ７５００　　1.50E+08 3.14E +08 2.17E+08 0.12 0.37 Ａ０ １００００ 6.10E+08 1.14E+09 5.61E+08 0.0 0.0 Ｂ1 ２５０００ 1.21E+10 8.52E+09 3.65E+09 -1.06 -0.15 Ｌ：　恒星スペクトル

モデルスペクトルの２色図 B1 -1.0 U-B -0.5 G0 K7 A0 F0 0.5 1.0 B-V Ｌ：　恒星スペクトル

上の式を見ると、Ｔ（τλ=2/3） を求める必要のあることが判ります。 エディントン大気で、温度分布はτＲで以下のように与えられます。 上の式を見ると、Ｔ（τλ=2/3）　を求める必要のあることが判ります。 　　　エディントン大気で、温度分布はτＲで以下のように与えられます。 　　　　　　 Ｔ（τＲ） ４ 　＝ Ｔｅ４ ・[（３/４）・τＲ＋（１/２）] 　　　kλ と kR が判っている時に、 τλ=2/3　となる深さはτＲではいくつでしょう？ 表面から幾何学的な深さ（１００ｍとか１０ｋｍという意味です）　Ｌ　までの、 　　　　　　τλ＝ kλ ・Ｌ 　　　　　　τＲ＝ kＲ ・Ｌ なので、 　　　　　　 τＲ＝ （ kＲ / kλ）・τλ τλ ＝２/３　を代入して、 　　　　　　　 τＲ＝ （ kＲ / kλ）・（２/３） Ｌ：　恒星スペクトル

（２） Ｔ（τλ=2/3） を kλ 、kR、Ｔｅ， を使って表わして下さい。 　　　　　　Ｆλ＝π・Ｂλ[Ｔ（τλ=2/3）] に上のＴの表式を代入して　 Ｌ：　恒星スペクトル