恒星大气的吸收和散射
恒星大气的吸收和散射（ absorption and scattering of stellar atmosphere ），恒星大气是由无数原子、离子、电子和分子组成的体系。这些粒子既可发出辐射，也可吸收辐射。我们观测到的恒星光谱是整个恒星大气层的发射和吸收累加的结果。恒星大气的吸收有两种：在较宽的、连续的频率范围内使辐射减弱的过程称为连续吸收；只在谱线的频率范围内减弱辐射的过程称为线吸收。在恒星大气的能量平衡中起决定作用的是前者，因而这里只讨论连续吸收。
二十世纪三十年代以前，人们对恒星大气吸收的知识十分贫乏，不得不假定恒星大气物质的吸收本领在所有波长上都是一样的，这就是“灰色大气”假设。“灰色大气”无法解释恒星光谱能量按波长的分布和跳变的特征。
量子力学为研究恒星大气吸收的问题奠定了理论基础。根据恒星的光谱特征和恒星大气的物理性质，已经明确连续吸收主要是由原子的束缚-自由跃迁、自由-自由跃迁、分子的吸收以及电子和原子的散射引起的。
原子的束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁
原子的束缚-自由跃迁，专指由吸收辐射引起的束缚-自由跃迁，即光致电离过程。当原子吸收能量大于原子结合能的光量子时，它就离解为离子和电子，这就是光致电离。设原子处于某一能级i，xi为i能级的原子结合能；设vi=xi/h，h为普朗克常数，原子只有吸收频率v＞vi的光量子才能电离。因此，从该能级发生的光致电离，会在v＞vi的区域产生连续吸收带。这里，vi称为带头频率。由于各能级的结合能不同，带头频率也各异。以最简单的氢原子为例，基态原子（能级主量子数n=1）的光致电离将在赖曼系限外（λ＜912埃）产生连续吸收；第一激发态(n=2)的原子将在巴耳末系限外(λ＜3646埃)产生连续吸收；n=3状态的原子将在帕邢系限外（λ＜8204埃）产生连续吸收等等（见图1）。由于原子可以处在各个不同的能级，相应地产生不同的连续吸收带。我们在考虑任一频率处连续辐射的减弱时，应该把带头频率在其红端的所有吸收带都迭加起来。当然，在迭加中还要考虑处在各个状态的原子数目。
自由－自由跃迁是指自由电子在原子核的电场里可以从一个自由状态跃迁到另一个自由状态。如果从能量较低的自由态跃迁到能量较高的自由态，就要吸收辐射场的能量，产生连续吸收。
束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁可以发生于各种各样的原子，其中几种比较重要的原子是：
① 氢原子 氢原子在恒星大气里含量最丰富，它的吸收作用首先受到重视。1936年门泽尔和皮克利斯用量子力学算出了氢原子光致电离和自由－自由跃迁过程的吸收系数。吸收系数是用来表征物质吸收辐射的能力的物理量。图2绘出了中性氢原子的束缚-自由跃迁吸收系数，分别绘出主量子数 为n=1，2，3，4，5的氢原子的吸收系数。图中吸收系数的单位是10-17厘米2。
虽然恒星大气里的氢原子很多，但它在晚型星里的吸收作用是微不足道的，因为这时它们基本上处于基态，只能对赖曼系限外的紫外辐射起吸收作用。在晚型恒星的能量平衡中，紫外区域并不重要；而对于太阳型恒星，则需要考虑氢原子在紫外区的吸收。至于A型、B型星，一方面，中性氢的激发态原子数目增多，可以对光谱在可见光区里进行吸收；另一方面，在能量平衡中，中性氢的吸收也起重要作用。所以，对A型、B型星，中性氢原子成为主要的吸收体。
② 负氢离子 由一个中性氢原子和一个跟它连在一起的电子所组成的体系称为负氢离子，符号是H-。氢原子的电子不能完全屏蔽原子核的电场，所以氢原子仍可吸引一个电子并与之结合而形成负氢离子。
1939年维尔特首先指出：负氢离子吸收对中型光谱（见恒星光谱分类）的重要性。1946年昌德拉塞卡第一次成功地计算了负氢离子的束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁确定的吸收系数。六十年代又有几个人改进了计算，求出负氢离子基态的束缚能为0.754电子伏，对应的带头波长是16450埃；在波长小于16450埃时，由束缚－自由跃迁确定的吸收系数随波长的变化近于抛物线关系，在8500埃处吸收系数有一极大值。图3给出负氢离子束缚－自由跃迁吸收系数，单位是厘米2，它是对于一个离子和单位电子压力给出的。
负氢离子的形成要求恒星大气中有大量的中性氢原子和自由电子。在晚型恒星里，由于自由电子较少，负氢离子的作用是不重要的。至于光谱型为中型的恒星，负氢离子的数量较多，它的吸收就成为主要的了。当温度增高时，负氢离子就要离解为氢原子，负氢离子的吸收作用也就被氢原子的吸收所取代。
③ 氦原子和负氦离子 氦原子的吸收系数已由黄授书、戈德堡和上野季夫等计算过。
氦的电离电势很高（24.58电子伏），对应于从基态电离的带头波长是504埃，只有在O型、B型恒星的远紫外区才需要考虑它的作用。
和负氢离子完全类似，氦原子可以和一个电子结合，形成负氦离子。负氦离子只有一个稳定的束缚态。它的束缚能为19电子伏。负氦离子的束缚－自由跃迁是不重要的，但自由－自由跃迁是重要的，特别是对较冷的恒星大气的长波区域。麦克道尔等在1966年和T.L.约翰在1968年都计算出负氦离子的吸收系数。
④ 金属原子 金属原子的吸收系数过去是用类氢原子的方法来计算的，与实际情况偏离较大。六十年代以来，采用量子数亏损方法，重新计算了金属原子的吸收系数。
金属原子的吸收在晚型恒星光谱里能起一定的作用，在太阳光谱的紫区和紫外区也要加以考虑。至于在早型的恒星里，由于金属原子的电离，它的吸收作用很快减弱了。
分子的离解、电离和分子带的吸收
分子通常由两个或两个以上的原子组成。每个分子都具有一定的离解能D。如果分子吸收光量子的能量大于D，分子就会离解为原子，多余的能量成为原子的动能。所以，分子的离解可以在v>D/h为普朗克常数，v为光频率）。其次，如果分子吸收光量子时，它的电子从束缚态跃迁到自由态，这就是分子的电离。分子的电离和原子的电离类似，也会产生连续吸收。至于分子带的吸收，本质上是分子的分立能级之间的跃迁，只是因为分子的能级是由多个自由度（分子的振动、转动和电子的运动）的能量确定，有密集的能级，分子光谱才呈现为带光谱。它们会对连续辐射起减弱作用。
在晚型恒星大气里，由于温度比较低，存在大量的中性和带电的分子。比较重要的有：H2、H2+、H3-、N2、O2、CO2、CN-、C3-、H2O-等。对一些分子的吸收系数已有计算结果。
自由电子的汤姆孙散射和氢原子的瑞利散射
根据经典电动力学，当某个频率的外来电磁波投射到自由电子（或束缚电子）上时，电子在电磁波的作用下会以同样的频率作强迫振动（或在原来振动上迭加强迫振动），同时不断向各个方向发出该频率的次波，这种现象叫作汤姆孙散射。自由电子的散射和氢原子(具有束缚电子)的瑞利散射都是连续吸收的源泉。已经知道，自由电子能够散射任何频率的辐射，自由电子的汤姆孙散射截面Se，也就是以一个自由电子来计算的散射系数，它等于
与波长无关。而氢原子的瑞利散射系数
式中λ用埃表示。这表明波长愈短，氢原子 的 散射作用愈大。自由电子 散射作用依赖于自由电子 的数量。在O型、早B型 恒星 的 大气 和A型、B型巨星 的 大气里，有大量 的自由电子，自由电子 散射 的作用在这些 恒星 的 大气里是主要 的。而氢原子 的瑞利 散射，能较有效地 散射太阳型 恒星 的紫外辐射。
可以把上述几种连续吸收过程按照性质的不同分为两大类：真吸收和散射。原子的束缚－自由跃迁和自由－自由跃迁是真吸收过程。因为这些过程都先把辐射能变为热能（电离能或自由电子动能），然后又在别的频率上辐射出去。自由电子的汤姆孙散射和氢原子的瑞利散射都属于散射过程，因为这两个过程都不把辐射能变为热能，也基本上不改变辐射的频率，只是改变了辐射的方向。分子的吸收比较复杂，有真吸收成分，也有散射的成分。对于真吸收过程，在局部热动平衡下发射系数与吸收系数之比符合基尔霍夫定律。对于散射过程，发射系数和散射系数的关系可以由单色辐射的能量平衡关系给出。上述恒星大气的真吸收和散射都能使连续辐射减弱，是连续吸收的主要根源。
在恒星大气里，辐射的吸收往往不是取决于一种过程，而是取决于多种过程。因此，需要把全部过程引起的吸收都考虑在内，才好计算总吸收系数。最早计算总吸收系数的工作是薇坦斯于1951年进行的。1965年博德用了这些年来改进了的吸收系数，重新计算了总吸收系数。艾伦已把他的计算结果收入1973年版的《物理量和天体物理量》一书中，但没有计及近年来发现的铁丰度的增加。
总之，在最冷的M型、N型、R型恒星里，辐射的吸收由分子和负氢离子确定，金属原子和负氦离子的吸收也起一定的作用。在太阳型恒星里，在光谱的可见光区和红外区，吸收的主要源泉是负氢离子，在λ＜4000埃的区域，除了负氢离子外，还有H2+的吸收、氢原子巴耳末系限外的吸收、氢原子的瑞利散射和金属原子的吸收。在A型和B型星里，辐射的吸收主要由氢原子确定，在巨星、超巨星的大气里，还应考虑自由电子的散射。在最热的O型和早B型的恒星大气里，氢原子、氦原子的吸收和自由电子散射是重要的。
