الفلك

هل الخطوط الضيقة في أطياف النجوم من النوع O و B تشير دائمًا إلى المجالات المغناطيسية؟

هل الخطوط الضيقة في أطياف النجوم من النوع O و B تشير دائمًا إلى المجالات المغناطيسية؟



We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

كنت أقرأ ورقة عن مقاييس الانبعاث التفاضلية لمجموعة من النجوم الساخنة من النوع O و B. كما يناقش المؤلفون في القسم 3 (الصفحة 959) ، فإن النجمتين ، $ tau $ Sco و $ theta ^ 1 $ Ori C ، لهما خطوط انبعاث ضيقة مقارنة بالنجوم الأخرى من نفس النوع الطيفي. هناك قدر كبير من الأدلة على أن كلا النجمين شابان ولديهما مجالات مغناطيسية ؛ تنتقل الرياح النجمية على طول خطوط المجال وتتصادم عند خط الاستواء المغناطيسي ، مما ينتج عنه صدمات وانبعاث أشعة سينية بشكل غير مباشر. هذا على عكس الآلية الكامنة وراء تكوين الصدمات في النجوم الأخرى من النوع O و B ، حيث تأتي الصدمات من انتقال عدم استقرار الخط.

الآن ، البلازما عند خط الاستواء المغناطيسي ثابتة تقريبًا بسبب الاصطدام ؛ هذا يعني - إذا كنت أقوم بتفسير الأشياء بشكل صحيح - أن هناك القليل من توسيع الخطوط أو لا يتم توسيعها ، وبالتالي فهي ضيقة نسبيًا. تدعم الخصائص والملاحظات الطيفية الأخرى هذا النموذج.

أتساءل شيئين:

  • هل لوحظ وجود مثل هذه الخطوط الضيقة نسبيًا في أطياف النجوم من النوع O و B في الحالات التي لا يوجد فيها مجال مغناطيسي؟ عدد قليل جدًا من النجوم من النوع O لها مجالات مغناطيسية مهمة ، وتتنبأ النظرية بعدم وجود أي منها ، لذا فإن هذه النجوم هي الاستثناءات القليلة للقاعدة.
  • إذا كان الأمر كذلك ، فهل هناك آليات أخرى يمكن أن تكون مسؤولة عن ذلك في الحالات التي لا تحتوي على مجالات مغناطيسية؟ أنا أستوعب القشة للأفكار ، مثل التوسيع التصادمي المنخفض.

لقد تحدثت مع مستشاري ، وناقشنا بإيجاز صدمات الرياح المتصادمة (CWS) ، والتي تتشكل عند السطح البيني بين الرياح النجمية في نظام ثنائي. يُعتقد أن هذه الصدمات تساهم بقدر ضئيل فقط في إجمالي إنتاج الأشعة السينية للنظام (انظر Gagné et al. (2011)) ، ومع ذلك ، فإن أي خطوط ضيقة منتجة في تلك البلازما - إن وجدت - لن تكون موجودة تأثير كبير على الأطياف المقاسة. لذلك يبدو أن هذا مستبعد.


هل الخطوط الضيقة في أطياف النجوم من النوع O و B تشير دائمًا إلى المجالات المغناطيسية؟

لا تتطلب الخطوط الضيقة بالضرورة مجالًا مغناطيسيًا ، لكن أي نجم بهذا الحجم سيكون له مجال مغناطيسي.

أتساءل شيئين:

  • هل لوحظ وجود مثل هذه الخطوط الضيقة نسبيًا في أطياف النجوم من النوع O و B في الحالات التي لا يوجد فيها مجال مغناطيسي؟

النجوم ذات التسلسل الرئيسي من النوع O لها فلزية عالية ، سيكون لها مجال مغناطيسي. تاو سكوربي وثيتا$^1$ معلومات Orionis C على روابطهم. مقالة Phys.Org: "اكتشفت المجالات المغناطيسية القوية في غالبية النجوم":

"اكتشفت مجموعة دولية من علماء الفلك بقيادة جامعة سيدني أن المجالات المغناطيسية القوية شائعة في النجوم ، وليست نادرة كما كان يعتقد سابقًا ، والتي ستؤثر بشكل كبير على فهمنا لكيفية تطور النجوم."

يمكن لمقالة ويكيبيديا هذه: "Solar Dynamo" استخدام بعض الاقتباسات ، ولكن إليك ما تقوله:

"الدينامو الشمسي هو العملية الفيزيائية التي تولد المجال المغناطيسي للشمس. الدينامو ، وهو في الأساس مولد كهربائي يحدث بشكل طبيعي في باطن الشمس ، ينتج تيارات كهربائية ومجال مغناطيسي ، وفقًا لقوانين أمبير ، فاراداي وأوم ، وكذلك قوانين الديناميكا المائية ، والتي تشكل معًا قوانين الديناميكا المائية المغناطيسية ، والآلية التفصيلية للدينامو الشمسي غير معروفة وهي موضوع البحث الحالي.

آلية

دينامو يحول الطاقة الحركية إلى طاقة مغناطيسية كهربائية. يمكن للسائل الموصل كهربائيًا مع القص أو الحركة الأكثر تعقيدًا ، مثل الاضطراب ، تضخيم المجال المغناطيسي مؤقتًا من خلال قانون لينز: تحفز حركة السوائل بالنسبة إلى المجال المغناطيسي التيارات الكهربائية في السائل التي تشوه المجال الأولي. إذا كانت حركة السوائل معقدة بما فيه الكفاية ، فيمكنها الحفاظ على مجالها المغناطيسي ، مع تضخيم مائع أفقي بشكل أساسي يوازن الانحلال الانتشاري أو الأومي. تسمى هذه الأنظمة دينامو الاكتفاء الذاتي. الشمس هي دينامو مكتفٍ ذاتيًا يحول الحركة الحرارية والدوران التفاضلي داخل الشمس إلى طاقة مغناطيسية كهربائية.

… ".

  • إذا كان الأمر كذلك ، فهل هناك آليات أخرى يمكن أن تكون مسؤولة عن ذلك في الحالات التي لا تحتوي على مجالات مغناطيسية؟ أنا أستوعب القشة للأفكار ، مثل التوسيع التصادمي المنخفض.

سؤال وجواب لدينا: "عرض مختلف للخطوط الطيفية لمجموعات مختلفة من النجوم" لديه إجابة روب جيفريز.

يبدو أن هذا موضح جيدًا في القسم 3.4 من "صدمات الرياح المحصورة مغناطيسيًا في الأشعة السينية - مراجعة" (22 سبتمبر 2015) ، بقلم آصف دولا وياعيل نزي ، في الصفحة 10:

"3.4. هيكل الرياح المحصورة ، كما يتضح من الأطياف عالية الدقة

يمكن أن تنتج الأطياف عالية الدقة ثروة من المعلومات. باستخدام الأجهزة الحالية ، يمكن تقييم عروض الخطوط والتحولات بدقة تصل إلى بضع عشرات من الكيلومترات في الثانية$^{−1}$ في أفضل الحالات (بضع مئات من الكيلومترات$^{−1}$ أكثر نموذجية). علاوة على ذلك ، مقارنة الخطوط من أيونات H-like و He-like ومكونات $ f ir $ ثلاثة توائم من أيونات تشبه He تقيد درجة حرارة وموقع البلازما المنبعثة. ومع ذلك ، فإن مثل هذه القياسات ممكنة حاليًا فقط لألمع مصادر الأشعة السينية ، لذلك تم التحقيق في عدد قليل من النجوم المغناطيسية الضخمة في هذا الصدد (τ Sco - Mewe وآخرون 2003 ؛ Cohen et al. 2003،،$^1!$ أوري سي - شولز وآخرون. 2000 ؛ Gagné et al. 2005a، b، HD 191612 - Nazé et al. 2007، HD 148937 - Nazé et al. 2008 ، 2012 ، Cep - Favata et al. 2009 ، IQ Aur - Robrade and Schmitt 2011).

ضمن قيود الضوضاء ، وُجد أن خطوط الأشعة السينية للنجوم المغناطيسية الضخمة متماثلة وغير متغيرة عالميًا. هذا يتوافق جيدًا مع طرازات MHD. في حالة θ$^1!$ ومع ذلك ، يشير Ori C ، التركيب العالمي إلى اختلافات صغيرة في السرعة (Gagné et al. ، 2005a): من -75 كم ثانية$^{−1}$ عندما يُرى النجم قطبًا إلى حوالي 100 كم ثانية$^{−1}$ عندما ينظر إليه من الحافة. يجب تأكيد هذا التغيير لأن الأخطاء كبيرة ولكن أيضًا لأنه لا يمكن استبعاد الاختلاف العشوائي عند توفر ملاحظة واحدة فقط لكل مرحلة. إذا قدمت المزيد من الملاحظات دليلاً على أن السرعة تختلف باختلاف المرحلة ، فستكون هناك حاجة إلى تحسين النماذج ، حيث لا يتم توقع مثل هذه التغييرات حاليًا (Gagné et al. ، 2005a).

تعتمد العروض المبلغ عنها لخطوط الأشعة السينية إلى حد كبير على الكائن والأيون في الاعتبار. تم العثور على أضيق العروض ، حتى الآن ، لـ β Cep ، التي تهيمن على خطوطها دقة الآلة ، مما يؤدي إلى الحد الأعلى فقط من العروض الجوهرية (أقل من 600 كم ثانية)$^{−1}$، فافاتا وآخرون ، 2009). عروض أكبر ، عرض كامل عند نصف الحد الأقصى (FW HM) ∼ 600-800 كم ثانية$^{−1}$، تم الإبلاغ عن أيونات ذات إمكانات تأين عالية (Mg ، Si ، S) في τ Sco ،$^1!$ Ori C ، و HD 148937 ، ثلاث نجوم مع رياح أسرع من β Cep. هذه العروض أصغر بكثير مما لوحظ في النجوم من النوع O "العادي" (FW HM ∼ v∞) ، حيث تظهر الخطوط في صدمات الرياح المدمجة الموزعة في جميع أنحاء الريح ، وبالتالي تغطي نطاق سرعة أكبر. وهي تشير إلى تكوين في بلازما تتحرك ببطء ، بالاتفاق مع سيناريو الرياح المحصورة. ومع ذلك ، فإن معظم نماذج MHD تتنبأ بخطوط أضيق (Gagné et al. ، 2005a).

علاوة على ذلك ، تظهر الخطوط من الأيونات ذات إمكانات التأين المنخفضة ، ولا سيما الأكسجين ، على نطاق أوسع (FW HM − 1800−2000 km s$^{−1}$ Gagné et al.، 2005a ؛ Nazé وآخرون ، 2007 ، 2008). ترتبط هذه الخطوط بالبلازما الأكثر برودة ، والتي يمكن أن يكون لها أصل مختلف عن البلازما الأكثر سخونة. على سبيل المثال ، البلازما الساخنة السائدة في θ$^1!$ يُعتقد أن Ori C ينشأ في رياح محصورة بينما يمكن أن ينشأ البرودة في صدمات الرياح المدمجة كما هو الحال في O-stars العادية (Gagné et al. ، 2005a). يمكن دعم هذا الأصل المزدوج بدرجات حرارة مختلفة مشتقة من الأيونات المختلفة (Schulz et al. ، 2000). ومع ذلك ، في النجوم ، يهيمن المكون الأكثر برودة على الأطياف ، أي أن الرياح المحصورة تنبعث منها أشعة سينية ناعمة في هذه الأجسام (انظر أعلاه) ، ولكن لا يمكن استبعاد أن الأخطاء الحالية ، كبيرة الحجم ، تعمل إلى حد ما على تشويش الصورة. صورة.

في التوائم الثلاثة الشبيهة بـ He ، يتم قمع الخط الممنوع عندما تكون الكثافة عالية أو تكون الأشعة فوق البنفسجية شديدة. في حالة النجوم الضخمة ، يكون التأثير الأخير هو الأكثر أهمية ، وبفضل التخفيف مع المسافة ، يمكننا تحديد منطقة الانبعاث. في τ سكو, θ$^1!$ أوري سيو HD 148937 و β سيب، تم العثور على بداية منطقة الانبعاث لتكون قريبة من الفوتوسفير ، عند نصف القطر r ∼ 1.5 - 3 R$_∗$ للنجوم الثلاثة الأولى و r ∼ 4 - 6 R$_∗$ للحالة الأخيرة. هذه القيم أقل قليلاً من نصف قطر ألففين المقابل لهذه النجوم ، وبالتالي تبدو متوافقة نوعياً مع محاكاة MHD. في IQ Aur ، وجد أن الخط الممنوع طبيعي ، مما يشير إلى أن نصف قطر التكوين أكبر من 7R$_∗$ (Robrade and Schmitt، 2011) - على الرغم من القيمة الكبيرة ، إلا أن هذا يبدو متوافقًا أيضًا مع الموقع المفترض للرياح المحصورة في هذا النجم ".

قراءات أخرى:

"الطوبولوجيا المغناطيسية المدهشة لـ $ tau $ Sco: بقايا أحفورية أو مخرجات دينامو؟ ن مانست

"المجال المغناطيسي والرياح المحصورة للنجم O θ$^{1!}$ Orionis C "(26 كانون الثاني (يناير) 2006) ، بقلم G.A. Wade، A.W. Fullerton، J.-F. Donati، J.D. Landstreet، P. Petit، S. Strasser

"نسب صلابة الأشعة السينية للنجوم ذات الأنواع الطيفية المختلفة" (2006) ، بقلم Meurs، E.JA، Casey، P.، & Norci، L.

ويكيبيديا - تأثير زيمان

"المجالات المغناطيسية للنجوم من النوع أ" (30 أبريل 1958) ، بقلم إتش دبليو بابكوك


تقريبًا كل ما نعرفه عن الأجسام الفلكية تعلمناه من خلال دراسة الإشعاع الكهرومغناطيسي. أكثر أنواع الإشعاع الكهرومغناطيسي شيوعًا هو الضوء. الضوء ظاهرة موجية ، وبالتالي يمتلك الطول الموجي والتردد. حاصل ضرب الطول الموجي والتردد هو سرعة الضوء. نظرًا لأن سرعة الضوء ثابتة ، فإن الزيادة في الطول الموجي تقابل انخفاض التردد والعكس صحيح. للضوء الأحمر أطول طول موجي مرئي للعين البشرية ، والبنفسجي له أقصر طول موجي يمكننا رؤيته. منتصف الطيف المرئي له لون أصفر وأخضر وهو ذروة حساسية العين البشرية.

في الأطوال الموجية الأقصر من أن تراه العين هو جزء الأشعة فوق البنفسجية (UV) من الطيف. حتى في الأطوال الموجية الأقصر توجد الأشعة السينية وأشعة (أشعة جاما). في نهاية الطول الموجي الأطول من الطيف وراء ما يمكننا رؤيته هو الأشعة تحت الحمراء (IR). ما وراء الأشعة تحت الحمراء هي الموجات الدقيقة وموجات الراديو من أنواع مختلفة. على سبيل المثال ، تحتوي موجات راديو FM على ترددات أعلى وأطوال موجية أقصر من موجات الراديو AM. كل هذه الموجات هي أمثلة للإشعاع الكهرومغناطيسي.

بينما تشرح نظرية الموجة للإشعاع الكهرومغناطيسي الكثير ، هناك نظرية أخرى مفادها أن الإشعاع الكهرومغناطيسي يتكون من فوتونات ، وهي جسيمات صغيرة ليس لها كتلة. في هذا الرأي ، تتناسب طاقة الفوتون طرديًا مع التردد (أو تتناسب عكسًا مع الطول الموجي). تمتلك فوتونات الأشعة فوق البنفسجية طاقة كافية لإحداث أضرار جسيمة لخلايا الجلد. تحتوي الفوتونات على ترددات أعلى على طاقة أكثر. على سبيل المثال ، تؤدي الطاقة العالية للأشعة السينية إلى اختراق الأنسجة ، مما يجعل الأشعة السينية أداة تشخيصية طبية ممتازة. لسوء الحظ ، هذه الطاقة العالية نفسها تجعل الأشعة السينية خطيرة ، لأنه عندما تخترق الفوتونات الجسم ، يمكن للخلايا امتصاص طاقتها. يؤدي امتصاص هذه الطاقة إلى تلف الهياكل الخلوية ، وخاصة الحمض النووي. هذا يمكن أن يؤدي إلى طفرات خطيرة تسبب الموت أو السرطان. لذلك ، يجب توخي الحذر عند استخدام الأشعة السينية.

تصدر العديد من المصادر الفلكية إشعاعات في هذه الأجزاء الضارة من الطيف. لحسن الحظ ، يحجب الغلاف الجوي للأرض كل هذه الأشعة الخطرة تقريبًا ويمنعها من الوصول إلى الأرض. يحجب الغلاف الجوي للأرض أيضًا الكثير من الأشعة تحت الحمراء. هذا أيضًا أيضًا ، لأن المنع يسير في كلا الاتجاهين: يتم الاحتفاظ بالإشعاع بالأشعة تحت الحمراء داخل وخارج. إن حجب الأشعة تحت الحمراء هو تأثير الاحتباس الحراري الذي يحافظ على سطح الأرض أكثر دفئًا مما يمكن أن يكون عليه في أي حال. في حين أن كل هذا الحجب الطيفي مفيد للحياة ، إلا أنه أمر مؤسف للغاية بالنسبة لعلم الفلك ، لأن الكثير من المعلومات يتم نقلها في أجزاء الطيف المحجوبة.

بعد الحرب العالمية الثانية ، تم تطوير تقنيات لاستكشاف أجزاء من الطيف غير البصري. يمكن اكتشاف الجزء الراديوي من الطيف من الأرض ، لكن الجزء الراديوي ظل غير مستغل حتى ما بعد الحرب العالمية الثانية. في حقبة ما بعد الحرب مباشرة ، تم إحراز العديد من التطورات في علم الفلك الراديوي. بالإضافة إلى ذلك ، بدأ علماء الفلك في استكشاف أجزاء من الطيف غير متوفرة من الأرض برحلات قصيرة على ارتفاعات عالية باستخدام صواريخ V2 الألمانية التي تم التقاطها. في وقت لاحق ، استمرت هذه الأنواع من التجارب مع الصواريخ المطورة في الولايات المتحدة واستكملت برحلات بالون على ارتفاعات عالية. في السنوات الأخيرة ، وسعت العديد من المراصد المدارية معرفتنا بشكل كبير من خلال السماح لنا بالوصول إلى الأشعة تحت الحمراء والأشعة فوق البنفسجية والأشعة السينية و -rays.

ولعل أشهر المرصد المداري هو تلسكوب هابل الفضائي (HST). إن جهاز HST قادر على مراقبة الأشعة فوق البنفسجية المرئية والقريبة. بينما يمكن دراسة معظم هذه الأطوال الموجية من الأرض ، تم وضع HST في المدار لتجنب تأثيرات ضبابية الغلاف الجوي للأرض. عندما يمر ضوء النجوم عبر الغلاف الجوي ، يؤدي تغيير الكثافات بسبب تغيرات درجة الحرارة إلى أن يتبع الضوء مسارات مختلفة قليلاً. مسارات الضوء المتغيرة بسرعة تجعل النجوم تومض. يؤدي الوميض إلى عدم وضوح الصور. لا يمكن للتلسكوبات الكبيرة أن تدرك أبدًا قدرتها الكاملة على صنع الصورة بسبب هذا التعتيم. فوق الغلاف الجوي للأرض ، لا يواجه HST مشكلة في عدم وضوح الغلاف الجوي ، لذلك فهو يتمتع بدقة لا مثيل لها.


1 المقدمة

المغناطيسية هي عنصر مهم في الفيزياء النجمية ، ولكنه غير مكتمل الوصف وغير مفهوم جيدًا. تلعب المجالات المغناطيسية دورًا رئيسيًا في تطور النجوم ، بما في ذلك عمليات التراكم في النجوم الفتية ، وفقدان الزخم الزاوي ، والخلط الداخلي. تتحكم مجالات النجوم الباردة في الظواهر الديناميكية والحيوية على الأسطح النجمية وتؤثر بشكل كبير على البيئات النجمية ، بما في ذلك أنظمة الكواكب. فهم ، على سبيل المثال ، السلوك الدوري للمجالات المغناطيسية للنجوم الباردة أمر بالغ الأهمية لتقييم التأثير المحتمل للتغير الشمسي على المناخ الأرضي وقابلية الكواكب الخارجية للسكن.

يعد تحليل تأثير زيمان في الخطوط الطيفية هو المصدر الوحيد للمعلومات المباشرة حول نقاط القوة والطوبولوجيا الخاصة بالمجالات المغناطيسية النجمية. خلال السنوات الأخيرة ، تم إحراز تقدم كبير من خلال التوسع المغناطيسي ودراسات زيمان-دوبلر (ZDI) للنجوم الباردة. من ناحية أخرى ، تم تطوير تقنيات تحليل أكثر دقة وتعقيدًا عدديًا. زاد عدد الأشياء التي تمت دراستها بهذه الطرق بشكل كبير. سمح ذلك بإثبات وجود المجالات المغناطيسية في جميع فئات النجوم الباردة وكشف اتجاهات غير متوقعة مع المعلمات النجمية. علاوة على ذلك ، أسفرت المراقبة طويلة المدى لحفنة من النجوم الشبيهة بالشمس عن أول ملاحظات مباشرة للدورات المغناطيسية. في الوقت نفسه ، تم تحديد بعض التناقضات المحيرة بين نتائج تطبيقات طرق التشخيص المختلفة ، مما يشير إلى أن جوانب معينة من الملاحظات الحديثة ليست مفهومة تمامًا أو حتى يساء تفسيرها.

قدمت الجلسة المنشقة "المغناطيسية السطحية للنجوم الرائعة" في مؤتمر Cool Stars 19 نظرة عامة شاملة للنتائج الأخيرة للدراسات المباشرة للمجالات المغناطيسية في النجوم الباردة. تم التركيز بشكل خاص على مناقشة موثوقية واتساق المؤشرات المغناطيسية المختلفة ومقارنة النتائج التي تم الحصول عليها من قبل مجموعات البحث المختلفة. في هذه الورقة ، نلخص بعض النتائج الجديدة المعروضة في هذه الجلسة. نبدأ بمناقشة القيود المفروضة على طريقة إعادة بناء طوبولوجيا مجال التصوير المقطعي المستخدمة على نطاق واسع (القسم 2). تم تقديم اختبارين مستقلين للانعكاسات المغناطيسية لمحاكاة عمليات الرصد الطيفي للشمس كنجمة (القسمان 2.1 و 2.2) ، مما يسمح بتقييم واقعي لدرجة تعقيد المجال التي يمكن استعادتها من بيانات الرصد الحديثة. نقدم بعد ذلك نتائج التصوير بمقاييس التداخل لبقع النجوم المظلمة على أسطح النجوم النشطة الباردة (القسم 3) ونلخص النتائج الجديدة لدراسات المجال المغناطيسي للنجوم من النوع الشمسي (القسم 4) ، والنجوم الشابة الباردة (القسم 5) ، و النجوم منخفضة الكتلة (القسم 6). تم تقديم الملخص والاستنتاجات في القسم 7.


نموذج بوهر

في عام 1913 ، اقترح الفيزيائي الدنماركي نيلز بور (1885 & ndash1962 الحائز على جائزة نوبل في الفيزياء ، 1922) نموذجًا نظريًا لذرة الهيدروجين التي فسرت طيف انبعاثها. يتطلب نموذج Bohr & rsquos افتراضًا واحدًا فقط: يتحرك الإلكترون حول النواة في مدارات دائرية يمكن أن يكون لها فقط أنصاف أقطار معينة مسموح بها. افترض نموذج Rutherford & rsquos السابق للذرة أيضًا أن الإلكترونات تتحرك في مدارات دائرية حول النواة وأن الذرة متماسكة عن طريق التجاذب الكهروستاتيكي بين النواة الموجبة الشحنة والإلكترون سالب الشحنة. على الرغم من أننا نعلم الآن أن افتراض المدارات الدائرية كان غير صحيح ، إلا أن رؤية Bohr & rsquos كانت تقترح ذلك يمكن للإلكترون أن يشغل مناطق معينة فقط من الفضاء.

باستخدام الفيزياء الكلاسيكية ، أظهر نيلز بور أن طاقة الإلكترون في مدار معين يتم الحصول عليها بواسطة

حيث ( Re ) هو ثابت ريدبيرج ، ح هل Planck & rsquos ثابتان ، ج هي سرعة الضوء و ن هو عدد صحيح موجب يقابل الرقم المخصص للمدار ، مع ن = 1 المقابلة للمدار الأقرب للنواة. في هذا النموذج ن = & infin يتوافق مع المستوى الذي تكون فيه الطاقة التي تمسك الإلكترون والنواة معًا صفراً. في هذا المستوى ، ينفصل الإلكترون عن النواة ويتم فصل الذرة إلى أيون سالب الشحنة (الإلكترون) وأيون موجب الشحنة (النواة). في هذه الحالة ، يكون نصف قطر المدار أيضًا لانهائيًا. تم تأين الذرة.

الشكل ( PageIndex <2> ): نموذج بوهر لذرة الهيدروجين (أ) تزداد مسافة المدار من النواة مع زيادة ن. (ب) تصبح طاقة المدار أقل سلبية بازدياد ن.

خلال الاحتلال النازي للدنمارك في الحرب العالمية الثانية ، هرب بوهر إلى الولايات المتحدة ، حيث أصبح مرتبطًا بمشروع الطاقة الذرية.

في سنواته الأخيرة ، كرس نفسه للتطبيق السلمي للفيزياء الذرية ولحل المشكلات السياسية الناشئة عن تطوير الأسلحة الذرية.

مع انخفاض n ، تصبح الطاقة التي تمسك الإلكترون والنواة معًا سالبة بشكل متزايد ، ويتقلص نصف قطر المدار ويحتاج الأمر إلى مزيد من الطاقة لتأين الذرة. المدار الذي يحتوي على n = 1 هو الأدنى والأكثر ارتباطًا. تشير العلامة السالبة في المعادلة ( المرجع <6.3.3> ) إلى أن زوج نواة الإلكترون يكون أكثر ارتباطًا عندما يكونان بالقرب من بعضهما البعض مقارنةً ببعيد بينهما. نظرًا لأن ذرة الهيدروجين بإلكترون واحد في هذا المدار لديها أقل طاقة ممكنة ، فهذه هي الحالة الأرضية (الترتيب الأكثر استقرارًا للإلكترونات لعنصر أو مركب) ، الترتيب الأكثر استقرارًا لذرة الهيدروجين. مع زيادة n ، يزيد نصف قطر المدار من أن الإلكترون بعيدًا عن البروتون ، مما ينتج عنه ترتيب أقل استقرارًا مع طاقة محتملة أعلى (الشكل ( PageIndex <2> )). لذلك فإن ذرة الهيدروجين التي بها إلكترون في مدار مع n & gt 1 تكون في حالة الإثارة. أي ترتيب للإلكترونات أعلى في الطاقة من الحالة الأرضية: طاقته أعلى من طاقة الحالة الأرضية. عندما تخضع ذرة في حالة مثارة للانتقال إلى الحالة الأساسية في عملية تسمى الاضمحلال ، فإنها تفقد الطاقة عن طريق إصدار فوتون تتوافق طاقته مع الفرق في الطاقة بين الحالتين (الشكل ( فهرس الصفحة <1> ) ).

الشكل ( PageIndex <3> ): انبعاث الضوء بواسطة ذرة الهيدروجين في حالة من الإثارة. (أ) ينبعث الضوء عندما يخضع الإلكترون لانتقال من مدار بقيمة أعلى تبلغ ن (بطاقة أعلى) إلى مدار بقيمة أقل من ن (بطاقة أقل). (ب) سلسلة Balmer من خطوط الانبعاث ناتجة عن انتقالات من مدارات مع ن & ge 3 إلى المدار مع ن = 2. الاختلافات في الطاقة بين هذه المستويات تتوافق مع الضوء في الجزء المرئي من الطيف الكهرومغناطيسي.

لذا فإن الاختلاف في الطاقة (& دلتاه) بين أي مدارين أو مستويات طاقة تُعطى بواسطة ( Delta E = E_> -E_> ) أين ن1 هو المدار النهائي و ن2 المدار الأولي. الاستعاضة عن معادلة Bohr & rsquos (المعادلة 6.3.3) لكل قيمة طاقة تعطي

إذا ن2 & GT ن1، يكون الانتقال من حالة طاقة أعلى (مدار نصف قطر أكبر) إلى حالة طاقة أقل (مدار نصف قطر أصغر) ، كما هو موضح بالسهم المتقطع في الجزء (أ) في الشكل ( فهرس الصفحة <3> ). أستعاض ح/ & لامدا لـ & دلتاه يعطي

الإلغاء ح على كلا الجانبين يعطي

باستثناء الإشارة السالبة ، هذه هي نفس المعادلة التي حصل عليها ريدبيرج تجريبياً. تشير العلامة السالبة في المعادلات ( المرجع <6.3.5> ) و ( المرجع <6.3.6> ) إلى أن الطاقة يتم إطلاقها أثناء تحرك الإلكترون من المدار ن2 إلى المدار ن1 بسبب المدار ن2 طاقة أعلى من المدار ن1. قام بوهر بحساب قيمة ( Re ) من الثوابت الأساسية مثل شحنة وكتلة الإلكترون وثابت بلانك وحصل على قيمة 1.0974 × 10 7 م & ناقص 1 ، وهو نفس الرقم الذي حصل عليه ريدبيرج من خلال تحليل أطياف الانبعاث.

يمكننا الآن فهم الأساس المادي لسلسلة خطوط Balmer في طيف انبعاث الهيدروجين ( ( PageIndex <3b> )) تتوافق الخطوط في هذه السلسلة مع التحولات من مدارات طاقة أعلى (n & gt 2) إلى المدار الثاني (ن = 2). وهكذا فإن ذرات الهيدروجين في العينة قد امتصت الطاقة من التفريغ الكهربائي وتتحلل من حالة مثارة ذات طاقة أعلى (n & gt 2) إلى حالة طاقة أقل (n = 2) عن طريق إصدار فوتون من الإشعاع الكهرومغناطيسي الذي تتوافق طاقته تمامًا لفرق الطاقة بين الدولتين (الشكل ( فهرس الصفحة <3>)). يؤدي الانتقال من n = 3 إلى n = 2 إلى ظهور الخط عند 656 نانومتر (أحمر) ، و n = 4 إلى n = 2 الانتقال إلى الخط عند 486 نانومتر (أخضر) ، و n = 5 إلى n = 2 الانتقال إلى الخط عند 434 نانومتر (أزرق) ، و n = 6 إلى n = 2 الانتقال إلى الخط عند 410 نانومتر (بنفسجي). نظرًا لأن عينة الهيدروجين تحتوي على عدد كبير من الذرات ، فإن شدة الخطوط المختلفة في الطيف الخطي تعتمد على عدد الذرات في كل حالة مثارة. عند درجة الحرارة في أنبوب تفريغ الغاز ، يوجد عدد أكبر من الذرات في n = 3 من مستويات n & ge 4. وبالتالي ، فإن الانتقال من n = 3 إلى n = 2 هو الخط الأكثر كثافة ، وينتج اللون الأحمر المميز لتفريغ الهيدروجين (الشكل ( PageIndex <1a> )). يتم إنتاج مجموعات أخرى من الخطوط عن طريق التحولات من الحالات المثارة مع n & gt 1 إلى المدار مع n = 1 أو إلى المدارات مع n & ge 3. تظهر هذه التحولات بشكل تخطيطي في الشكل ( PageIndex <4> )

الشكل ( PageIndex <4> ): انتقالات الإلكترون المسؤولة عن سلسلة متنوعة من الخطوط التي لوحظت في طيف انبعاث الهيدروجين. ترجع سلسلة خطوط ليمان إلى التحولات من المدارات عالية الطاقة إلى المدار الأقل طاقة (ن = 1) تطلق هذه التحولات قدرًا كبيرًا من الطاقة ، يتوافق مع الإشعاع في الجزء فوق البنفسجي من الطيف الكهرومغناطيسي. ترجع سلسلة خطوط Paschen و Brackett و Pfund إلى التحولات من مدارات عالية الطاقة إلى مدارات ذات ن = 3 و 4 و 5 ، على التوالي ، تطلق هذه التحولات طاقة أقل بشكل كبير ، بما يتوافق مع الأشعة تحت الحمراء. (لا يتم رسم المدارات على نطاق واسع.)

في التطبيقات المعاصرة ، تُستخدم انتقالات الإلكترون في ضبط الوقت الذي يجب أن يكون دقيقًا. تعتمد أنظمة الاتصالات ، مثل الهواتف المحمولة ، على إشارات التوقيت التي تصل دقتها إلى جزء من المليون من الثانية في اليوم ، وكذلك الأجهزة التي تتحكم في شبكة الطاقة الأمريكية. يجب أن تكون إشارات نظام تحديد المواقع العالمي (GPS) دقيقة في حدود جزء من المليار من الثانية في اليوم ، وهو ما يعادل اكتساب أو خسارة ما لا يزيد عن ثانية واحدة في 1400000 سنة. يتطلب قياس الوقت العثور على حدث بفاصل زمني يتكرر بشكل منتظم.

لتحقيق الدقة المطلوبة للأغراض الحديثة ، لجأ الفيزيائيون إلى الذرة. المعيار الحالي المستخدم لمعايرة الساعات هو ذرة السيزيوم. توضع ذرات السيزيوم فائقة التبريد في حجرة مفرغة ويتم قصفها بأفران ميكروويف يتم التحكم في تردداتها بعناية. عندما يكون التردد صحيحًا تمامًا ، تمتص الذرات طاقة كافية للخضوع لانتقال إلكتروني إلى حالة طاقة أعلى. ينبعث الإشعاع من التحلل إلى حالة طاقة أقل. يتم ضبط تردد الميكروويف باستمرار ، ليكون بمثابة الساعة والبندول rsquos.

في عام 1967 ، تم تعريف الثانية على أنها مدة 9192.631.770 ذبذبة للتردد الرنيني لذرة السيزيوم ، تسمى ساعة السيزيوم. تجري الأبحاث حاليًا لتطوير الجيل التالي من الساعات الذرية التي تعد بأن تكون أكثر دقة. ستسمح مثل هذه الأجهزة للعلماء بمراقبة الإشارات الكهرومغناطيسية الباهتة التي تنتجها مسارات الأعصاب في الدماغ والجيولوجيين لقياس الاختلافات في مجالات الجاذبية ، والتي تسبب تقلبات في الوقت المناسب ، والتي من شأنها أن تساعد في اكتشاف النفط أو المعادن.

مثال ( PageIndex <1> ): سلسلة ليمان

تتوافق ما يسمى بسلسلة خطوط لايمان في طيف انبعاث الهيدروجين مع التحولات من حالات الإثارة المختلفة إلى ن = 1 مدار. احسب الطول الموجي لأقل خط طاقة في سلسلة ليمان لأقرب ثلاثة أرقام معنوية. في أي منطقة من الطيف الكهرومغناطيسي يحدث؟

معطى: المدار الأقل طاقة في سلسلة لايمان

يطلب: الطول الموجي لخط ليمان الأقل طاقة والمنطقة المقابلة من الطيف

  1. استبدل القيم المناسبة في المعادلة 6.3.2 (معادلة Rydberg) وحل من أجل ( lambda ).
  2. استخدم الشكل 2.2.1 لتحديد منطقة الطيف الكهرومغناطيسي المقابل لطول الموجة المحسوب.

يمكننا استخدام معادلة Rydberg لحساب الطول الموجي:

أ بالنسبة لسلسلة لايمان ، ن1 = 1. أدنى خط طاقة يرجع إلى الانتقال من ن = 2 إلى ن = 1 مدار لأنها الأقرب في الطاقة.

اتضح أن علماء التحليل الطيفي (الأشخاص الذين يدرسون التحليل الطيفي) يستخدمون سم -1 بدلاً من م -1 كوحدة مشتركة. يتناسب الطول الموجي عكسياً مع الطاقة ولكن التردد يتناسب طرديًا كما هو موضح في صيغة بلانك ، E = h ( nu ).

غالبًا ما يتحدث علماء الطيف عن الطاقة والتردد على أنهما مكافئان. تعتبر الوحدة سم -1 ملائمة بشكل خاص. نطاق الأشعة تحت الحمراء هو 200-5000 سم -1 تقريبًا ، والمرئي من 11000 إلى 25.000 سم -1 والأشعة فوق البنفسجية بين 25000 و 100000 سم -1. تسمى وحدات cm -1 الأعداد الموجية ، على الرغم من أن الناس غالبًا ما يلفظونها على أنها سنتيمترات معكوسة. يمكننا تحويل الإجابة في الجزء أ إلى سم -1.

[ lambda = 1.215 مرات 10 ^ <& minus7> m = 122 nm ]

يسمى خط الانبعاث هذا ليمان ألفا. إنه أقوى خط انبعاث ذري من الشمس ويدفع كيمياء الغلاف الجوي العلوي لجميع الكواكب التي تنتج الأيونات عن طريق تجريد الإلكترونات من الذرات والجزيئات. يتم امتصاصه بالكامل بواسطة الأكسجين الموجود في الجزء العلوي من الستراتوسفير ، مما يؤدي إلى فصل O2 جزيئات ذرات O التي تتفاعل مع O الأخرى2 جزيئات لتشكيل أوزون الستراتوسفير

ب هذا الطول الموجي يقع في منطقة الأشعة فوق البنفسجية من الطيف.

التمرين ( PageIndex <1> ): سلسلة Pfund

تتوافق سلسلة خطوط Pfund في طيف انبعاث الهيدروجين مع التحولات من الحالات المثارة الأعلى إلى ن = 5 مدار. احسب الطول الموجي لـ ثانيا خط في سلسلة Pfund إلى ثلاثة أرقام مهمة. في أي منطقة من الطيف تقع؟

إجابه: 4.65 & مرات 10 3 نانومتر الأشعة تحت الحمراء

قدم نموذج Bohr & rsquos لذرة الهيدروجين تفسيرًا دقيقًا لطيف الانبعاث المرصود. فيما يلي مساهماته الرئيسية في فهمنا للتركيب الذري:

  • يمكن للإلكترونات أن تشغل مناطق معينة فقط من الفضاء ، تسمى المدارات.
  • المدارات الأقرب إلى النواة تكون أقل في الطاقة.
  • يمكن للإلكترونات أن تنتقل من مدار إلى آخر عن طريق امتصاص أو بعث الطاقة ، مما يؤدي إلى ظهور أطياف مميزة.

لسوء الحظ ، لم يستطع بوهر التفسير لماذا يجب أن يقتصر الإلكترون على مدارات معينة. أيضًا ، على الرغم من قدر كبير من الترقيع ، مثل افتراض أن المدارات يمكن أن تكون علامات حذف وليست دوائر ، لم يستطع نموذجه أن يفسر من الناحية الكمية أطياف الانبعاث لأي عنصر آخر غير الهيدروجين (الشكل ( فهرس الصفحة <5> )). في الواقع ، عمل نموذج Bohr & rsquos مع الأنواع التي تحتوي على إلكترون واحد فقط: H و He + و Li 2 + وما إلى ذلك. احتاج العلماء إلى تغيير جوهري في طريقة تفكيرهم بشأن البنية الإلكترونية للذرات للتقدم إلى ما بعد نموذج بوهر.

الشكل ( PageIndex <5> ): أطياف انبعاث العناصر مقارنة بالهيدروجين. هؤلاء تُظهر الصور (أ) غاز الهيدروجين ، الذي يتحول إلى ذرات الهيدروجين في أنبوب التفريغ (ب) النيون و (ج) الزئبق. توجد أقوى الخطوط في طيف الهيدروجين في سلسلة UV Lyman البعيدة بدءًا من 124 نانومتر وما دون. أقوى خطوط في طيف الزئبق هي 181 و 254 نانومتر ، وكذلك في الأشعة فوق البنفسجية. لا تظهر هذه.

حتى الآن نظرنا صراحةً فقط في انبعاث الضوء بواسطة الذرات في الحالات المثارة ، والتي تنتج طيف انبعاث (طيف ينتج عن انبعاث الضوء بواسطة الذرات في الحالات المثارة). يمكن أيضًا أن يحدث العكس ، امتصاص الضوء بواسطة ذرات الحالة الأرضية لإنتاج حالة مثارة ، مما ينتج عنه طيف امتصاص (طيف ينتج عن امتصاص الضوء بواسطة ذرات الحالة الأرضية). نظرًا لأن كل عنصر له خصائص أطياف انبعاث وامتصاص ، يمكن للعلماء استخدام هذه الأطياف لتحليل تكوين المادة.

عندما تصدر ذرة ضوءًا ، فإنها تتحلل إلى حالة طاقة أقل عندما تمتص الذرة الضوء ، وتتحمس إلى حالة طاقة أعلى.


3 ملاحظات RBSPICE-B

فترات العواصف المغنطيسية الأرضية التي تم تناولها في هذه الدراسة هي كما يلي:

الحالة 1: 1. 17-20 مارس 2013

الحالة 2: 1. 17-20 مارس 2015

كما هو موضح في الشكل 1 ، تشتمل الحالة على مدار Van Allen Probe B من 527-535 ، بينما تتألف Case من مدارات 2،469-2،477. ل إل- قذائف الاهتمام بالعمل الحالي وهي 3 ≤ إل ≤ 6 ، يقع Van Allen Probe B بشكل أساسي في الجانب الليلي لكل من الحالتين و. ملامح الوقت من Dst و ك يتم تقديم مؤشرات الحالات على التوالي في اللوحتين السفليتين من الشكلين 3 و 6.

القضية تنطوي على عاصفة قوية مع الحد الأدنى Dst = −132 nT. تمتد المرحلة الرئيسية من 06:00 بالتوقيت العالمي ، 17 مارس إلى 21:00 بالتوقيت العالمي ، 17 مارس ، ويتم النظر في مرحلة الاسترداد طوال 18-20 مارس 2013. نشاط العاصفة ، كما يتضح من ك مستويات قوية خلال المرحلة الرئيسية وضعيفة خلال مرحلة الانتعاش.

حالة تشمل عاصفة شديدة مع الحد الأدنى Dst = −223 nT. تحدث المرحلة الرئيسية خلال الساعة 07:30 بالتوقيت العالمي ، 17 مارس إلى 22:45 بالتوقيت العالمي ، 17 مارس ، ويتم النظر في مرحلة الاسترداد خلال 18-20 مارس 2015. يكون نشاط العاصفة شديدة خلال المرحلة الرئيسية ويظل قوياً طوال مرحلة التعافي.

في وصف الحالات باعتبارها عواصف "قوية" و "شديدة" على التوالي ، استخدمنا تصنيف العواصف المغناطيسية من قبل Loewe and Prölss (1997). We should note here in fact that the physical concept that we are addressing in this paper, namely, self-limiting of trapped particle fluxes by wave scattering, is not necessarily associated only with storms. For instance, this concept is also valid during moderate substorm activity in the absence of magnetic storms.

Figure 2 provides a broad overview of the variation of proton differential flux intensity at energies ه = 55 keV, 100 keV, and 600 keV, with respect to إل-shell, over the duration of the magnetic storm periods Cases and . For Case , at ه = 55 keV, 100 keV, following initiation of the storm, there is a broad increase in flux over the إل-shell range , which is maintained throughout the recovery phase at ه = 600 keV, there is a relatively insignificant increase in flux as a result of the storm, and the flux remains at a low level over all إل-shells during the storm. For Case , at ه = 55 keV, 100 keV, there is a broad increase in flux over إل-shells, , due to the storm at ه = 600 keV, dependent on إل-shell, fluxes undergo a net loss or insignificant increase as a result of the storm.

In the upper eight panels of Figure 3 we show proton (differential) spectra for Case at إل = 3, 4, 5, and 6 for outbound and inbound satellite passes, with the spectra color-coded according to orbit number and universal time. In the lower panels showing the time profiles of the Dst و Kp indices, the vertical colored lines indicate times of apogee of RBSP-B. In general, a broad increase in spectral intensity is apparent over the course of the storm over most إل-shells and energies. In particular, we observe the strong relatively flat spectrum over energies 50 keV–200 keV, at , that is produced over the recovery period. We also observe that at each إل-shell for which both outbound and inbound spectra are shown in Figure 3, the outbound and inbound spectra show very similar behavior. No proton data are available at إل = 3 for the outbound passes in Case .

Figure 4 shows detailed time variations of proton fluxes for Case over the course of the storm, for inbound passes, at each energy ه = 44.7 keV, 99.4 keV, 180.5 keV, and 597.6 keV, for the إل-shells إل = 3, 4, 5, and 6. The colored rectangular region in each panel represents the duration of the main phase of the storm. The strong flux at ه = 44.7 keV is maintained or increased at each إل-shell during the storm. We note, in particular, the significant increases in flux, by about an order of magnitude over prestorm values, for energies ه = 99.4 keV and ه = 180.5 keV at إل = 4. At ه = 597.6 keV the relatively low prestorm flux does not significantly increase at any إل-shell over the course of the storm. Figure 5 shows detailed time profiles of proton fluxes for Case at the same energies and إل-shells as Figure 4, but for outbound passes. Overall, Figures 4 and 5 indicate very similar behavior of the proton flux variations over the storm as measured during the inbound and outbound satellite passes.

Figure 6 shows proton spectra for Case in an identical format to that used in Figure 3 for Case . Many features of the proton spectra shown in Figures 3 and 6 are similar, including the general intensification of the spectra during the course of the storm. However, the proton spectra in Figure 6, the case of a severe storm, differ from the spectra in Figure 3 in two significant ways. First, strong enhancements in spectra not only occur for إل = 4 and 5 but also occur at إل = 3. Second, the range of energies over which the enhanced spectra are largely “flat” is from 50 keV to approximately 300 keV. Time profiles of the proton fluxes for Case at each of the energies ه = 44.7 keV, 99.4 keV, 180.5 keV, and 597.6 keV for each إل-shell, إل = 3, 4, 5, and 6 are shown in Figure 7 for inbound passes and Figure 8 for outbound passes. We note, in particular, that at إل = 3, the increase in flux for ه = 99.4 keV is by 2 orders of magnitude, and for ه = 180.5 keV, the increase in flux is well in excess of 1 order of magnitude over prestorm values. Even for this severe storm, at ه = 597.6 keV, proton fluxes do not increase significantly at any إل-shell.


5 Conclusion

The new, totally unexpected type of daytime high frequency VLF emission was discovered in the VLF observations at the Kannuslehto station (إل ∼ 5.5) at the frequencies above 4–6 kHz after the filtering out strong atmospherics (sferics) which hid like a curtain all natural VLF emissions at the same frequencies. These new high-frequency VLF emissions typically occur as a chaotic sequence of a number of short (∼1–3 min) burst-like right-hand polarized structures or single short patches with the total duration up to few hours.

A rich collection of different spectral shapes of these new high-frequency VLF patches is shown. Sometimes they were very complex, sometimes they exhibited a strange feature of a about 1–2 min QP repetition of the individual signal looking like a dotted line. The dynamic spectrum of the high-frequency VLF patches became more complex if there was a small magnetic substorm observed on the night side of the Earth in the same time. The spectral peculiarities of the dynamic spectra of the new VLF patches and its variability arise the questions of the temporal and spatial details of the wave-particle interactions in the magnetosphere plasma.

The studied VLF patches were observed only under quiet or weakly disturbed space weather conditions, but during small negative values of the Dst index, indicating the presence of a certain excess of the radiation belt electrons.

The VLF observations at KAN were compared with those obtained at the Lovozero (LOZ) station, located at similar geomagnetic latitude, but about 400 km eastward. The results showed the common source of the individual VLF patches, and the location of its ionospheric exit area can change with time.

We suppose that these new discovered high-frequency VLF patches are generated deep in the magnetosphere at much lower إل values than the observation site. The details of the mechanism of generation and propagation of these waves remain unknown. However, these waves behavior represents an important subject for theoretical investigations of the plasma processes in the Earth's geomagnetic environment. An appearance of high frequency VLF patches could be an indirect indicator of a local enhancement of electron fluxes in the radiation belt that are not directly measured and may occur even in the absence of visible geomagnetic disturbances. Further researches may shed new light on wave-particle interactions occurring in the Earth's radiation belts.


شاهد الفيديو: تصوير القمر والنجم عن قرب إبداع بالتصوير.. تبارك الله أحسن الخالقين (أغسطس 2022).