Beitrag zur Astrospektroskopie 8.7 - UrsusMajor

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 1
Beitrag zur Spektroskopie
für
Amateurastronomen
Analyse und Interpretation
astronomischer Spektren
Richard Walker
Version 8.7 07/2013

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 2

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 2
Inhalt
1 Einleitung ................................................................................................................. 7
2 Photonen – Boten aus dem Universum ................................................................ 9
2.1 Photonen transportieren Information ............................................................................................. 9
2.2 Der Dualismus von Welle und Teilchen .......................................................................................... 9
2.3 Die Quantelung der elektromagnetischen Strahlung ................................................................. 10
2.4 Eigenschaften der Photonen ........................................................................................................ 10
3 Das Kontinuum ...................................................................................................... 11
3.1 Kontinuums-Verlauf und Schwarzkörperstrahlung ..................................................................... 11
3.2 Wiensches Verschiebungsgesetz ................................................................................................ 11
3.3 Das Pseudokontinuum .................................................................................................................. 12
4 Der nutzbare Spektralbereich .............................................................................. 14
4.1 Der nutzbare Spektralbereich für Amateure ............................................................................... 14
4.2 Die Auswahl des Spektralbereiches ............................................................................................ 14
4.3 Terminologie der spektroskopischen Wellenlängenbereiche ................................................... 15
5 Typologie der Spektren ......................................................................................... 16
5.1 Kontinuierliche Spektren .............................................................................................................. 16
5.2 Absorptionsspektren ..................................................................................................................... 16
5.3 Emissionsspektren ........................................................................................................................ 16
5.4 Bandenspektren ............................................................................................................................ 17
5.5 Bandenspektren mit invers verlaufendem Intensitätsgradienten ............................................. 17
5.6 Gemischte Emissions- und Absorptionsspektren ....................................................................... 18
5.7 Zusammengesetzte oder Komposit Spektren ............................................................................. 18
5.8 Reflexionsspektren ........................................................................................................................ 19
5.9 Spektren von Kometen .................................................................................................................. 19
6 Form und Intensität der Spektrallinien ............................................................... 20
6.1 Die Spektrallinienform .................................................................................................................. 20
6.2 Der Informationsgehalt der Linienform ....................................................................................... 20
6.3 Blends ............................................................................................................................................. 20
6.4 Sättigung der Absorptionslinie im Spektraldiagramm ............................................................... 20
6.5 Die übersättigte Emissionslinie im Spektraldiagramm .............................................................. 21
7 Die Vermessung der Spektrallinien ..................................................................... 22
7.1 Methoden und Bezugsgrössen der Intensitätsmessung ............................................................ 22
7.2 Messtechnische Unterschiede zwischen Absorptions- und Emissionslinien .......................... 22
7.3 Linienintensität und Peak-Intensität ...................................................................................... 23
7.4 Full Width at Half Maximum height .............................................................................. 23
7.5 Äquivalentbreite (Equivalent Width) .................................................................................... 24
7.6 Normierte Äquivalentbreite ................................................................................................... 25
7.7 Full Width at Zero Intensity ............................................................................................. 25
7.8 Einfluss der Spektrografenauflösung auf die FWHM und EW Werte ....................................... 26
7.9 Praktische Konsequenzen für die FWHM und EW Messungen ................................................. 27
7.10 Die Messung der Wellenlänge ..................................................................................................... 27
7.11 Weitere Messmöglichkeiten ......................................................................................................... 27
8 Kalibrierung und Normierung von Spektren ....................................................... 28
8.1 Die Kalibrierung der Wellenlänge ................................................................................................ 28

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 3
8.2 Die selektive Dämpfung der Kontinuumsintensität .................................................................... 28
8.3 Beziehung zwischen Originalkontinuum und Pseudokontinuum ............................ 29
8.4 Die Bedeutung des Pseudokontinuums ....................................................................................... 30
8.5 Die Begradigung des Pseudokontinuums ................................................................................... 30
8.6 Relative radiometrische Profilkorrektur mit synthetischem Kontinuum ................................... 32
8.7 Die relative radiometrische Korrektur mit spektroskopierten Standardsternen ...................... 34
8.8 Die absolute spektrale Flusskalibration....................................................................................... 36
8.9 Der Intensitätsvergleich zwischen verschiedenen Spektrallinien ............................................. 36
9 Sichtbare Effekte der Quantenmechanik ............................................................ 37
9.1 Schulbeispiel Wasserstoffatom und Balmerserie....................................................................... 37
9.2 Balmerserie .................................................................................................................................... 38
9.3 Spektrallinien der übrigen Atome ................................................................................................ 39
10 Wellenlänge und Energie ..................................................................................... 40
10.1 Energiegleichung nach Planck ..................................................................................................... 40
10.2 Einheiten für Energie und Wellenlänge ....................................................................................... 40
10.3 Die Photonenenergie der Balmerserie ........................................................................................ 41
10.4 Balmer- Paschen- und Bracketkontinuum ................................................................................... 42
11 Ionisierungsstufe und Ionisierungsgrad ............................................................. 43
11.1 Die Lymangrenze beim Wasserstoff ............................................................................................ 43
11.2 Ionisierungsstufe und Ionisierungsgrad ...................................................................................... 43
11.3 Astrophysikalische Notationsform für die Ionisierungsstufe .................................................... 43
12 Verbotene Linien oder –Übergänge .................................................................... 44
13 Spektralklassen ..................................................................................................... 45
13.1 Vorbemerkungen ........................................................................................................................... 45
13.2 Die Fraunhoferlinien ...................................................................................................................... 45
13.3 Weitere Entwicklungsschritte ...................................................................................................... 46
13.4 Das Harvard System ...................................................................................................................... 47
13.5 Frühe und späte Spektraltypen .................................................................................................... 48
13.6 Das MK (Morgan Keenan) oder Yerkes System .......................................................................... 48
13.7 Weitere Anpassungsschritte bis zur Gegenwart ........................................................................ 49
13.8 Die grobe Bestimmung der Spektralklasse ................................................................................. 50
13.9 Einfluss der Leuchtkraftklasse auf die Linienbreite .................................................................... 54
14 Hertzsprung – Russel Diagramm (HRD) ............................................................. 55
14.1 Einführung in die Grundversion .................................................................................................... 55
14.2 Die absolute Helligkeit und Photosphärentemperatur des Sterns ............................................ 56
14.3 Lebenslauf der Sonne im HRD ..................................................................................................... 57
14.4 Lebenslauf massereicher Sterne.................................................................................................. 58
14.5 Der Zusammenhang von Sternmasse und Lebenserwartung ................................................... 58
14.6 Altersbestimmung von Sternhaufen ............................................................................................ 59
15 Das Messen der Radialgeschwindigkeit............................................................. 60
15.1 Der Dopplereffekt .......................................................................................................................... 60
15.2 Das Messen der Dopplerverschiebung........................................................................................ 61
15.3 Radialgeschwindigkeit naher Fixsterne ...................................................................................... 61
15.4 Dopplerbedingte Relativverschiebung innerhalb eines Spektrums .......................................... 61
15.5 Radialgeschwindigkeit von Galaxien ........................................................................................... 61
15.6 Kleiner Exkurs zur „Hubble-Zeit“ tH .............................................................................................. 63
15.7 Radial- und „Fluchtgeschwindigkeiten“ der Messier Galaxien ................................................. 63

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 4
15.8 Die Fluchtgeschwindigkeit des Quasars 3C273 ........................................................................ 65
16 Das Messen der Rotationsgeschwindigkeit ....................................................... 66
16.1 Begriffe, Definitionen .................................................................................................................... 66
16.2 Die Rotationsgeschwindigkeit der grossen Planeten ................................................................ 66
16.3 Die Rotationsgeschwindigkeit der Sonnenoberfläche ............................................................... 67
16.4 Die Rotationsgeschwindigkeit von Galaxien ............................................................................... 67
16.5 Berechnung des Wertes aus der Dopplerverschiebung ............................................. 67
16.6 Die Rotationsgeschwindigkeit der Fixsterne .............................................................................. 68
16.7 Die Rotationsgeschwindigkeit der zirkumstellaren Scheiben um Be Sterne ........................... 70
17 Das Messen der Expansionsgeschwindigkeit .................................................... 75
17.1 P Cygni Profile ............................................................................................................................... 75
17.2 Inverse P Cygni Profile .................................................................................................................. 75
17.3 Verbreiterung der Emissionslinien ............................................................................................... 76
17.4 Aufsplittung der Emissionslinien ................................................................................................. 76
18 Das Messen der stellaren Photosphärentemperatur ............................. 77
18.1 Einleitung ....................................................................................................................................... 77
18.2 Temperaturabschätzung über die Spektralklasse ...................................................................... 77
18.3 Temperaturabschätzung mit dem Wienschen Verschiebungsgesetz ....................................... 78
18.4 Temperaturbestimmung basierend auf Einzellinien ................................................................... 81
18.5 Das „Balmer-Thermometer“ ......................................................................................................... 81
18.6 Präzisions-Temperaturmessung mit ausgewerteten Einzellinien ............................................. 82
19 Spektroskopische Doppelsterne .......................................................................... 83
19.1 Einführung, Begriffe ...................................................................................................................... 83
19.2 Auswirkungen des Doppelsternorbits auf das Spektrum .......................................................... 84
19.3 Der perspektivische Einfluss der räumlichen Bahnausrichtung ................................................ 86
19.4 Die Abschätzung einiger Bahnparameter .................................................................................... 87
20 Balmer–Dekrement ............................................................................................... 90
20.1 Begriff und Ursachen .................................................................................................................... 90
20.2 Qualitative Auswertung ................................................................................................................ 90
20.3 Quantitative Auswertung .............................................................................................................. 91
20.4 Quantitative Definition des Balmer-Dekrements ........................................................................ 91
20.5 Versuche mit dem Balmer-Dekrement......................................................................................... 92
21 Spektroskopische Bestimmung der Interstellaren Extinktion .......................... 93
21.1 Spektroskopische Definition der Interstellaren Extinktion ........................................................ 93
21.2 Extinktionskorrektur mit dem gemessenen Balmer-Dekrement ............................................... 93
21.3 Balmer-Dekrement und Farbexzess ............................................................................................. 94
21.4 Balmer-Dekrement und Extinktionskorrektur im Amateurbereich ............................................ 94
22 Plasmadiagnose bei Emissionsnebeln ................................................................ 95
22.1 Vorbemerkung ............................................................................................................................... 95
22.2 Überblick Phänomen Emissionsnebel ......................................................................................... 95
22.3 Gemeinsame spektrale Merkmale von Emissionsnebeln .......................................................... 95
22.4 Ionisationsprozesse in Emissionsnebeln ..................................................................................... 95
22.5 Rekombinationsprozess ................................................................................................................ 96
22.6 Linienemission durch Strahlungsübergänge ............................................................................... 96
22.7 Linienemission durch Stossanregung.......................................................................................... 97
22.8 Linienemission durch Erlaubte Übergänge nach Direktabsorption........................................... 97
22.9 Linienemission durch Verbotene Übergänge .............................................................................. 97

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 5
22.10 Prozessschema der Photonenkonvertierung in Emissionsnebeln ............................................ 99
22.11 Praktische Aspekte der Plasmadiagnose .................................................................................. 100
22.12 Bestimmung der Anregungsklasse ......................................................................................... 101
22.13 Die Anregungsklasse als Indikator für die Plasmadiagnose .................................................... 101
22.14 Abschätzung von Te und Ne nach der O III und N II Methode .................................................. 102
22.15 Abschätzung der Elektronendichte aus dem S II und O II Verhältnis ...................................... 103
22.16 Spektrale Unterscheidungsmerkmale der Emissionsnebelarten ............................................ 103
23 Analyse der chemischen Zusammensetzung .................................................. 104
23.1 Astrophysikalische Definition der Elementhäufigkeit .............................................................. 104
23.2 Astrophysikalische Definition der Metallhäufigkeit Z (Metallicity) ........................................ 104
23.3 Quantitative Bestimmung der chemischen Zusammensetzung .............................................. 104
23.4 Relativer Häufigkeitsvergleich bei Sternen ähnlicher Spektralklasse .................................... 105
24 Spektroskopische Parallaxe .............................................................................. 106
24.1 Möglichkeiten der spektroskopischen Distanzmessung .......................................................... 106
24.2 Begriff und Prinzip der Spektroskopischen Parallaxe .............................................................. 106
24.3 Spektralklasse und absolute Helligkeiten ................................................................................. 106
24.4 Das Entfernungsmodul................................................................................................................ 108
24.5 Berechnung der Distanz aus dem Entfernungsmodul .............................................................. 108
24.6 Beispiele für Hauptreihensterne (mit Literaturwerten) ............................................................ 108
25 Linienidentifikation ............................................................................................ 109
25.1 Aufgabe und Voraussetzungen .................................................................................................. 109
25.2 Praktische Probleme und Lösungsstrategien ........................................................................... 109
25.3 Hilfsmittel ..................................................................................................................................... 110
26 Literatur und Internet ......................................................................................... 111

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 6
Änderungslog der Dokument Versionen
Version 6.0:
Generell: Korrektur einiger Beschriftungs- und Tippfehler
Kap. 4.2: Ergänzung des Spectro Tool Programms von Peter Schlatter
Kap. 7: Gesamtüberarbeitung “Die Vermessung der Spektrallinien”
Kap. 8: Gesamtüberarbeitung “Kalibrierung und Normierung von Spektren“
Kap. 15.8: Gesamtüberarbeitung “Die Fluchtgeschwindigkeit des Quasars 3C273”,
Kap. 16.5: Fehlerkorrektur der Formeln {24} und {25} sowie der zugehörigen Variablen
Kap. 19.4: Ergänzungen
Kap. 20: Diverse Ergänzungen. Neu: Formel {54a} und {54b}
Version 7.0:
Inhaltsverzeichnis: Einfügen einer zusätzlichen Subtitelebene
Kap. 3.0: Kleinere Ergänzungen
Kap. 5.4: Neu: “Grafik des hochaufgelösten Bandenspektrums der Fraunhofer A Linie“
Kap. 5.5: Neu: „Bandenspektren mit invers verlaufendem Intensitätsgradienten“
Kap. 6.0: Diverse Ergänzungen “Form und Intensität der Spektrallinien“
Kap. 7: Gesamtüberarbeitung “Die Vermessung der Spektrallinien”
Kap. 8: Gesamtüberarbeitung “Kalibrierung und Normierung von Spektren“
Kap. 10: Einführung der Einheit „Wellenzahl“ und der „Effektivtemperatur“
Kap. 19: Teilüberarbeitung “Versuche mit dem Balmer-Dekrement“
Kap. 20: Teilüberarbeitung “Anwendung der Extinktionskorrektur im Amateurbereich“
Kap. 22: Neu: „Hinweise zur Linienidentifikation“
Gesamtes Dokument: Zusätzliche Formeln, deshalb teilweise Neunumerierung.
Version 8.0:
Kap. 5.9: Neu: „Spektren von Kometen“
Kap. 6.4: Ergänzung
Kap. 10.4: Neu: „Balmer- Paschen- und Bracketkontinuum“
Kap. 18: Neu: „Das Messen der stellaren Photosphärentemperatur“
Kap. 23: Neu: „Die chemische Analyse“
Kap. 24: Neu: „Die Spektroskopische Parallaxe“
Versionen 8.5 und 8.6:
Kap. 8: Gesamtüberarbeitung “Kalibrierung und Normierung von Spektren“ unter Berücksichtigung
von Erkenntnissen aus Testresultaten zum Thema „Korrekturkurven“.
Version 8.7:
Kap. 15.7: Korrekturen in der Tabelle der Messier-Galaxien und entsprechende Anpassungen
im Text

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 7
1 Einleitung
Für viele Amateurastronomen hat die Spektroskopie noch immer das Image des Elitären. So
sind zum Beispiel die Fachliteratur, aber auch Software Manuals etc. noch vorwiegend in
Englisch verfasst, was für viele ein echtes Hemmnis bedeutet. Trotz dieser Schwierigkeiten
interessiert sich eine wachsende Zahl von Sternfreunden für dieses Gebiet, nicht zuletzt
dank substantiellen Erleichterungen infolge der CCD-Technologie, einigermassen erschwinglicher
Spektrografen, sowie mehrerer Freeware Pakete, welche das Aufbereiten
und Auswerten der Spektren wesentlich erleichtern.
Der Schwerpunkt der gegenwärtigen Amateurliteratur befasst sich mit der Technik und
dem Selbstbau von Spektrografen. Ferner sind auch zahlreiche Aufsätze zu spezifischen
Beobachtungsprojekten zu finden. Die zahlreichen Auswerte- und Interpretationsmöglichkeiten
für die Spektralprofile leiden jedoch noch an einem deutlichen Defizit an amateurgerechter
Literatur. Ergänzend dazu sollen hier praktische Anwendungen, theoretische Hintergründe,
und Zusammenhänge gezeigt werden, welche meiner Meinung nach in der Amateurliteratur
bisher zu kurz gekommen sind. Die praktische Relevanz muss dabei aber immer
im Vordergrund stehen. So soll zum Beispiel der enorme, qualitative und quantitative
Informationsgehalt der Spektralklasse, im Zusammenhang mit dem Hertzsprung-Russel
Diagramm ausgeleuchtet werden. Ein weiterer Schwerpunkt sind die vielfältigen messtechnischen
Möglichkeiten, welche sich dem Amateur mit dem heute zur Verfügung stehenden
Equipment erschliessen. Die Informationen wurden aus zahlreichen Fachartikeln zusammengetragen
und in eigenen Versuchen auf die Praxistauglichkeit überprüft. Die verwendeten
Informationsquellen werden möglichst vollständig ausgewiesen um so auch weiterführend
genutzt werden zu können.
Ergänzend zu dieser Schrift soll der „Spektralatlas für Astroamateure“ [33] eine weitere
Publikationslücke schliessen. Konzipiert als Führer durch die stellaren Spektralklassen, ermöglicht
er die Identifikation zahlreicher Spektrallinien in gering bis mässig hoch aufgelösten
Spektren. Aktuell steht Version 3.0 im Internet zum Download bereit.
Weiter ist auch ein detailliertes Tutorial [30] über die Aufbereitung der Spektren mit der
Vspec und IRIS Software herunterladbar. Da alle Schriften eigenständig bleiben sollen, sind
einige Textstellen und Grafiken redundant enthalten.
Die Spektroskopie ist der eigentliche Schlüssel zur Astrophysik. Ohne sie wäre unser heutiges
Bild des Universums undenkbar. Die Photonen, welche zum CCD-Sensor unserer Kamera
vielleicht mehrere Millionen Jahre unterwegs waren, liefern eine erstaunliche Fülle von
Informationen über das Herkunftsobjekt. Dies kann durchaus faszinieren, auch ohne die
Ambition, gleich wissenschaftliche Lorbeeren anstreben zu wollen. Man braucht auch keinen
Abschluss in Physik mit Vertiefung in Mathematik, um sich bereichernd mit dieser Materie
beschäftigen zu können. Erforderlich sind einige physikalische Grundkenntnisse, die
Fähigkeit, mit einem technisch- wissenschaftlichen Taschenrechner und gegebenen Zahlen
einfache Formeln berechnen zu können, sowie eine gesunde Portion Begeisterung.
Auch die für Amateure erforderlichen, chemischen Kenntnisse bleiben in diesem Fachgebiet
erfreulicherweise überschaubar. In den heissen Sternatmosphären und angeregten
Gasnebeln können die einzelnen Elemente kaum noch chemische Verbindungen eingehen.
Lediglich in den äussersten Schichten relativ „kühler“ Sterne überleben einige sehr einfache
Moleküle. Komplexere, chemische Verbindungen sind erst in der wirklich kalten Materie
des interstellaren Raumes und in planetaren Atmosphären zu finden. Zudem bezeichnet
die Stellarastronomie alle Elemente, ausser Wasserstoff und Helium, vereinfachend als
„Metalle“. Der Anteil von Wasserstoff und Helium an der sichtbaren Materie im Kosmos beträgt
heute noch ca. 99%. Der Rest, d.h. die meisten „Metalle“, ist erst lange nach dem Urknall,
durch die erste Generation massereicher Sterne entstanden und an deren Lebensen-

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 8
de durch Supernova Explosionen oder abgestossene Planetarische Nebel im umgebenden
Raum verteilt worden.
Deutlich komplexer ist hingegen das quantenmechanisch bedingte Verhalten der angeregten
Atome in den Sternatmosphären. Diese Effekte sind direkt für die Bildung und die Form
der Spektrallinien verantwortlich. Für die praktische Tätigkeit des „Durchschnittsamateurs“
genügen aber einige grundlegende Kenntnisse.
Richard Walker, Rifferswil © richiwalker@bluewin.ch

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 9
2 Photonen – Boten aus dem Universum
2.1 Photonen transportieren Information
Photonen werden in Sternen erzeugt, transportieren ihre wertvolle Information über ungeheure
Zeiträume und unvorstellbare Distanzen und enden schliesslich im Pixelfeld unserer
CCD Kamera. Bei ihrer „Vernichtung“ deponieren sie aber noch ihre wertvolle Information,
indem sie mit Elektronen selektiv zur Sättigung einzelner Pixel beitragen – eigentlich banal,
aber irgendwie doch faszinierend. Schaltet man zwischen Teleskop und Kamera noch einen
Spektrografen, liefern die Photonen eine Informationsfülle, die das fotografische Abbild des
Herkunftsobjektes bei weitem übertrifft.
Es lohnt sich daher, über dieses absolut wichtigste Glied in der Übertragungskette einige
Überlegungen anzustellen. Es hat an der Schwelle des 20. Jahrhunderts der gesamten damaligen
Physikelite heftigstes „Kopfzerbrechen“ verursacht. Dieser intellektuelle „Kraftakt“
gipfelte schliesslich in der Entwicklung der Quantenmechanik. Die Liste der substantiell Beteiligten
liest sich wie das „Who is Who“ der Physik anfangs des 20. Jahrhunderts: Werner
Heisenberg, Albert Einstein, Erwin Schrödinger, Max Born, Wolfgang Pauli, Niels Bohr, um
nur einige zu nennen. Die Quantenmechanik gilt heute, neben der Relativitätstheorie, als
die zweite revolutionäre Theorie des 20. Jahrhunderts.
Für das grobe Verständnis der Entstehung von Photonen, und schlussendlich auch der
Spektren, ist es notwendig, einige Kernaussagen dieser Theorie zu kennen.
2.2 Der Dualismus von Welle und Teilchen
Elektromagnetische Strahlung hat sowohl Wellen- als auch Teilchencharakter. Dieses Prinzip
gilt für das gesamte Spektrum. Beginnend bei den langen Radiowellen, bleibt es gültig
über die Bereiche der Infrarot-Wärmestrahlung, des sichtbaren Lichtes, bis hinauf zu den
extrem kurzwelligen Ultraviolett-, Röntgen- und Gammastrahlen.
Quelle: Wikipedia
Für unsere heutigen, technischen Anwendungen sind beide Eigenschaften unverzichtbar
geworden. Für den gesamten Telekommunikationsbereich, Radio, TV, Mobiltelefonie, sowie
die Radartechnik und den Mikrowellengrill, ist es der Wellencharakter.
Die CCD Fotografie, Belichtungsmesser von Fotoapparaten, Gasentladungslampen (z.B.
Energiesparlampen und Strassenbeleuchtung), und nicht zuletzt die Spektroskopie, würden
ohne den Teilchencharakter nicht funktionieren.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 10
2.3 Die Quantelung der elektromagnetischen Strahlung
Es war eine der bahnbrechenden Entdeckungen der Quantenmechanik, dass elektromagnetische
Strahlung nicht kontinuierlich, sondern gequantelt (oder quasi „getaktet“) ausgesendet
wird. Stark vereinfacht dargestellt entsteht dadurch eine kleinstmögliche „Portion“ an
elektromagnetischer Strahlung, welche man Photon nennt und im „Zoo“ der Elementarteilchen
zu den Bosonen gehört. Die Bezeichnung „Photon“ stammt vom Griechischen Phos =
Licht.
2.4 Eigenschaften der Photonen
– Ohne äussere Einwirkung haben Photonen eine unendlich lange Lebensdauer
– Ihre Erzeugung und „Vernichtung“ ist in einer Vielzahl physikalischer Prozesse möglich.
Für die Spektroskopie stehen dabei Elektronenübergänge zwischen verschiedenen
Atomorbitalen im Vordergrund (Details siehe später).
– Ein Photon bewegt sich immer mit Lichtgeschwindigkeit. Es kann deshalb, gemäss spezieller
Relativitätstheorie (SRT), keine Ruhemasse haben.
– Jedes Photon besitzt eine spezifische Frequenz (oder Wellenlänge) und transportiert eine
davon proportional abhängige Energie – je höher die Frequenz, desto höher die Energie
des Photons (Details siehe Kap. 10).

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 11
3 Das Kontinuum
3.1 Kontinuums-Verlauf und Schwarzkörperstrahlung
Die rote Kurve, nachfolgend Kontinuumsniveau genannt, entspricht dem Verlauf der Intensität
oder Flussdichte der Strahlung, aufgetragen über die von links nach rechts zunehmende
Wellenlänge. Als Fit an das blaue Kontinuum ist sie geglättet und bereinigt von Absorptions-
oder Emissionslinien. Als Kontinuum wird die gesamte Fläche zwischen der Wellenlängenachse
und dem Kontinuumsniveau bezeichnet [5]. Details siehe Kap. 8.
Wichtigste physikalische Grundlage für die Entstehung und den Verlauf des Kontinuums ist
die sog. Schwarzkörperstrahlung. Der Schwarzkörper oder Schwarze Strahler ist ein physikalisch-theoretisches
Arbeitsmodell, welches in der Natur in dieser Perfektion nicht existiert.
Viele Einführungsschriften widmen diesem Thema ganze Kapitel. Für die meisten
Amateure aber reicht die Information völlig, dass:
– der Schwarzkörper ein idealer Absorber darstellt, welcher die breitbandig auftreffende,
elektromagnetische Strahlung, unabhängig von der Wellenlänge, vollständig und
gleichmässig absorbiert.
– der Schwarzkörper eine ideale thermische Strahlungsquelle darstellt, welche eine breitbandige,
elektromagnetische Strahlung nach dem Planckschen Strahlungsgesetz, d.h.
mit einem, exklusiv von der Temperatur abhängigen Intensitätsverlauf (Kontinuum) aussendet.
– Sterne für uns in den meisten Fällen vereinfachend als Schwarzkörperstrahler betrachtet
werden dürfen.
3.2 Wiensches Verschiebungsgesetz
Diese Theorie hat für uns praktische Relevanz, da der Intensitätsverlauf des Spektrums über
die Temperatur des Strahlers informiert! Wenn man die Strahlungsverteilung von Sternen
vergleicht, zeigen sich glockenförmige Kurven, deren Maximalintensität sich mit zunehmender
Temperatur T nach kürzerer Wellenlänge, resp. höherer Frequenz verschiebt
(Plancksches Strahlungsgesetz).
Intensität
T=12‘000 K
λ max=2415 Å
K o n t i n u u m
T=6000 K
λ max=4830 Å
T=3000 K
λ max=9660 Å
0 5000 10‘000 15‘000 20‘000
Wellenlänge [Å]
Fit an das Kontinuumsniveau Ic

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 12
Mit dem Wienschen Verschiebungsgesetz des deutschen Physikers Wilhelm Wien (1864–
1928) lässt sich rein theoretisch für einen Stern, bei gegebener Wellenlänge [Å] seiner
maximalen Strahlungsintensität , die Atmosphärentemperatur [K] berechnen.
Diese wird auch als Photosphärentemperatur oder Effektivtemperatur bezeichnet.
[Å]: Angström, 1 Å = 10 -10 m [K]: Kelvin K ≈ °Celsius + 273°
Beispiele: Alnitak = ca. 25‘000 K = 1‘160 Å (Ultraviolett)
Sonne = ca. 5‘800 K = 4‘996 Å (Grün)
Beteigeuze = ca. 3‘450 K = 8‘400 Å (Infrarot)
3.3 Das Pseudokontinuum
Der Kontinuums-Verlauf unbearbeiteter, stellarer Rohspektren, egal ob mit professionellen-
oder Amateurmitteln gewonnen, weicht immer stark vom theoretischen, idealen Sollverlauf
ab. Gründe dafür sind vor allem interstellare, atmosphärische sowie gerätespezifische Einflüsse
(Teleskop, Spektrograf, Kamera), welche den originalen Profilverlauf zu einem Pseudokontinuum
verfälschen. Deshalb kann hier anhand des Intensitätsmaximums der
Effekt des Wienschen Verschiebungsgesetzes nur qualitativ beobachtet werden.
Die folgende Grafik zeigt die überlagerten Spektralprofile (Pseudo-Kontinuen) aller hellen
Orionsterne, gewonnen mit einem einfachem Transmissionsgitter (200L/mm), einer Canon
Kompaktkamera (Powershot S 60) und ausgewertet mit der Vspec Software. Eingetragen
sind die Spektralklassen, sowie einige identifizierte Absorptionslinien.
Relative
Intensity
Hδ 4102 A
Alnitak O9.7Ib
Bellatrix B2III
Hγ 4340 A
Mintaka O9.5II
Rigel B8Ia
He I 4471 A
Saiph B0.5Ia
OII 4638/-49 A
TiO
Alnilam B0Ia
TiO TiO
Hβ 4861 A
TiO
Beteigeuze M1-2Ia-Iab
Wavelength [Angström]
Hier ist gut sichtbar, dass die Profile und auch die Maximalintensitäten der späten O- und
frühen B- Klassen (siehe Kap. 13), fast genau übereinander liegen. Erwartungsgemäss ist
diese Maximalintensität bei Rigel, einem etwas weniger heissen, späten B- Riesen (grünes
Profil), und in krassem Ausmass beim kühlen M- Riesen Beteigeuze (oranges Profil), nach
rechts, in Richtung grösserer Wellenlänge verschoben.
TiO
TiO
TiO
Na I 5890 A

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 13
Theoretisch müssten gemäss Kap. 3.2 die Maximalintensitäten der O- und B- Sterne sogar
weit links, ausserhalb der Grafik, im UV Bereich liegen, diejenige von Beteigeuze ebenfalls
ausserhalb, jedoch rechts im IR Bereich. Hauptursachen für diesen Fehler sind hier die
spektrale Selektivität des CCD- Chip sowie der IR- Filter der Kompaktkamera. Diese täuschen
vor, dass alle Peaks innerhalb der Grafik liegen würden.
Hier ist auch gut erkennbar, wie die Absorptionslinien (siehe Kap. 5.2) dem Kontinuum quasi
„aufgeprägt“ sind, ähnlich wie die Modulation auf einer Trägerfrequenz. Diese Linien tragen
die eigentlichen Detailinformationen über das Objekt, der Kontinuums-Verlauf hingegen
verrät lediglich die Temperatur des Strahlers. Bei Beteigeuze ist zudem eindrücklich
sichtbar, wie bei kühlen Sternen nicht mehr diskrete Absorptionslinien sondern breite Molekül-
oder Bandenspektren, hier Titanoxid (TiO) dominieren (siehe Kap. 5.4).
Das Beispiel zeigt auch den dramatischen Einfluss der spektralen Kennlinie der Kamera. Im
Blaubereich lässt die Empfindlichkeit der meisten Kameras schnell nach. CCD- Astrokameras
haben meistens einen einfach entfernbaren, resp. zurüstbaren IR Filter, der nur für die
Astrofotografie gebraucht wird und ohne den sich Spektren bis weit in den IR Bereich hinein
aufnehmen lassen.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 14
4 Der nutzbare Spektralbereich
4.1 Der nutzbare Spektralbereich für Amateure
Die professionelle Astronomie untersucht heute die Objekte fast im gesamten elektromagnetischen
Spektralbereich. Dazu gehört auch die Radioastronomie. Dabei kommen auch
Weltraumteleskope zum Einsatz, welche zunehmend auf den Infrarotbereich optimiert werden,
um die extrem rotverschobenen Spektren von Objekten aus der Anfangszeit unseres
Universums aufzeichnen zu können (siehe Kap.15.5–15.8). Dem mit Standardteleskopen
und Spektrografen ausgerüsteten, erdgebundenen Amateur, ist nur ein bescheidener
Bruchteil davon zugänglich. Der für uns nutzbare Bereich wird, neben den spezifischen
Konstruktionsmerkmalen des Spektrografen, vorwiegend durch die spektrale Charakteristik
und eine allfällige Filterbestückung der Kamera limitiert. Die Meade DSI III z.B. erzielt am
DADOS Spektrografen brauchbare Resultate im Bereich von ca. 3800 – 8000 Å, d.h. im gesamten
sichtbaren Bereich des Spektrums, sowie im nahen Infrarot. Hier sind auch die bekanntesten
und am besten dokumentierten Linien angesiedelt, wie z.B. die Wasserstofflinien
der H- Balmerserie und die Fraunhoferlinien (siehe später).
4.2 Die Auswahl des Spektralbereiches
Bei hochauflösenden Spektren wird die Wahl des aufzunehmenden Bereiches normalerweise
durch ein Beobachtungsprojekt oder das Interesse an bestimmten Linien vorgegeben.
Allenfalls müssen auch noch die Emissionslinien der Eichlampe in die Planung des Abschnittes
einbezogen werden. Bei niedrig auflösenden, breitbandigen Spektren wird meistens
etwa der Bereich der H- Balmerserie bevorzugt (siehe Kap. 9). Heisse O- und B- Sterne
können tendenziell eher kurzwelliger aufgenommen werden, da deren Strahlungsmaximum
im UV Bereich liegt. Hier macht es meist wenig Sinn, den Bereich auf der roten (langwelligen)
Seite von Hα einzubeziehen, ausgenommen jedoch die Emissionslinien von P Cygni,
den Be-Sternen und den Emissionsnebeln (Kap. 22). Zwischen ca. 6‘200 – 7‘700Å (siehe
Bild unten) wimmelt es buchstäblich von erdatmosphärisch bedingten H2O und O2 Absorptionsbanden
(Sonnenspektrum, DADOS Spektrograf 900L/mm).
Hα
Fraunhofer
B Band O 2
H 2O Absorption
Fraunhofer
A Band O 2
Abgesehen von ihrer unbestreitbaren Ästhetik sind sie lediglich für Atmosphärenphysiker
interessant. Für Astronomen sind sie meistens nur hinderlich, es sei denn die feinen Wasserdampflinien
werden zur Eichung der Spektren gebraucht! Diese können in Teilabschnitten
mit der Vspec Software oder über sehr grosse Bereiche mit dem Freeware Programm
SpectroTools von Peter Schlatter [413] extrahiert werden.
Bei den späten Typen der K-, sowie bei der gesamten M- Klasse (Kap. 13.5), macht es hingegen
Sinn, diesen Bereich zu berücksichtigen, da hier die Strahlungsintensität im IR Bereich
sehr stark ist und sich gerade hier zum Teil interessante, molekulare Absorptionsbänder
zeigen. Auch die Reflexionsspektren (Kap. 5.7) der grossen Gasplaneten zeigen vorwiegend
da die eindrücklichen Absorptionslücken im Kontinuums-Verlauf.
Orientierungshilfen zum Einstellen des Bereiches am Spektrografen sind z.B. die Skala der
Mikrometerschraube, das Eichlampenspektrum oder das Sonnen- resp. Tageslichtspektrum,
nachts reflektiert verfügbar ab Mond und Planeten. Ein guter Marker im Blaubereich ist dabei
die eindrückliche Doppellinie der Fraunhofer H- und K Absorption (Kap. 13.2.).

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 15
4.3 Terminologie der spektroskopischen Wellenlängenbereiche
Die Terminologie der spektroskopischen/photometrischen Wellenlängenbereiche wird gemäss
[4] in der Astrophysik nicht einheitlich gehandhabt und variiert je nach Quelle. Zudem
verwenden astronomische Spezialsparten, Satellitenprojekte etc. oft abweichende Definitionen.
Zur Vermittlung von Richtwerten folgt hier eine zusammenfassende Darstellung gemäss
[4] und Wikipedia (Infrared Astronomy). Angegeben sind entweder die zentrale Wellenlänge
λ der entsprechenden, photometrischen Bandfilter, oder deren ungefährer Durchlassbereich.
Optischer Bereich UBVRI 3‘300 – 10‘000 Å (Johnson/Bessel/Cousins)
Zentrale Wellenlänge Astrophysikalische
λ [μm] λ [Å]
Bandbezeichnung
Erforderliche Instrumente
0.35 3’500 U – Band (UV) Optische Teleskope
0.44 4’400 B – Band (Blau)
0.55 5’500 V – Band (grün, visuell)
0.65 6’500 R – Band (rot)
0.80 8’000 I – Band (infrarot)
Bei anderen photometrischen Systemen sind auch das Z–Band (ca. 8‘000 – 9‘000 Å) und
das Y–Band (ca. 9‘500 – 11‘000 Å) gebräuchlich (ASAHI Filters).
Infrarotbereich gemäss Wikipedia (Infrared Astronomy)
Zentrale Wellenlänge Astrophysikalische
λ [μm] λ [Å] Bandbezeichnung
Erforderliche Instrumente
1.25 10’250 J – Band Die meisten optischen- und
1.65 16’500 H – Band
auch Infrarot Teleskope
2.20 22’000 K – Band
3.45 34’500 L – Band Einige optische- und die
meisten Infrarot Teleskope
4.7 47’000 M – Band
10 100’000 N – Band
20 200’000 Q – Band
200 2’000’000 Submilimeter Submilimeter Teleskope
Für terrestrische Teleskope gelten gemäss [4] meistens folgende, englische Bereichsdefinitionen
[Å]:
– Far Ultraviolett (FUV): 200‘000 (200 μm)

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 16
5 Typologie der Spektren
5.1 Kontinuierliche Spektren
Feste oder flüssige Glühlichtquellen senden, ähnlich einem Schwarzkörperstrahler, ein kontinuierliches
Spektrum (Kontinuum) aus, z.B. Glühlampen. Das Intensitätsmaximum und der
Kontinuums-Verlauf gehorchen dem Planckschen Strahlungsgesetz.
5.2 Absorptionsspektren
Ein Absorptionsspektrum entsteht, wenn breitbandig abgestrahltes Licht auf dem Weg zum
Beobachter durch eine Gasschicht niedrigen Druckes laufen muss. Astronomisch entstehen
Absorptionsspektren meistens in Regionen, in denen vergleichsweise „kühleres“ Gas zwischen
uns und einer sehr heissen Strahlungsquelle liegt. Im überwiegenden Teil der Fälle
ist die Strahlungsquelle ein Stern und die zu durchlaufende Gasschicht seine eigene Atmosphäre.
Abhängig von der chemischen Zusammensetzung des Gases werden dabei Photonen
spezifischer Wellenlängen absorbiert, indem sie die Atome anregen, d.h. einzelne
Elektronen kurzzeitig auf ein höheres Niveau befördern. Die so absorbierten Photonen fehlen
schlussendlich bei diesen Wellenlängen und hinterlassen im Spektrum charakteristische
dunkle Lücken, die sog. Absorptionslinien. Dieser Vorgang wird detaillierter in Kap. 9.1
beschrieben. Das Beispiel zeigt Absorptionslinien im grünen Bereich des Sonnenspektrums
(DADOS 900L/mm).
Hβ Fe Fe Fe Mg Fe
5.3 Emissionsspektren
Ein Emissionsspektrum entsteht, wenn in einem dünnen Gas die Atome so erhitzt oder angeregt
werden, dass Photonen mit bestimmter, diskreter Wellenlänge abgestrahlt werden,
z.B. Neon Glimmlampen, Energiesparlampen, Natrium Dampflampen der Strassenbeleuchtung
etc. Abhängig von der chemischen Gaszusammensetzung werden die Elektronen
durch thermische Anregung oder Photonen passender Wellenlänge, zuerst auf ein höheres
Niveau angehoben oder gar völlig freigesetzt, d.h. ionisiert. Die Emission erfolgt anschliessend
bei der Rekombination oder wenn das Elektron von höheren auf tiefere Niveaus „zurückfällt“
und dabei ein Photon spezifischer Wellenlänge emittiert (Kap. 9.1). Astronomisch
stammt dieser Linientyp meistens von ionisierten Gasnebeln (Kap. 22) in der Umgebung
sehr heisser Sterne, Planetarischer Nebel, oder extrem heisser Sterne, welche Gashüllen
abstossen (z.B. P Cygni). Das folgende Bild zeigt ein Emissionsspektrum mit (Hα, Hβ, Hγ,
He, [O III]), des Planetarischen Nebels NGC6210, welcher durch einen ca. 58‘000K heissen
Zentralstern ionisiert wird [33] (DADOS 200L/mm).
Hγ Hβ [O III] He Hα

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 17
5.4 Bandenspektren
Bandenspektren entstehen durch komplexe Rotations- und Vibrationsvorgänge bei erhitzten
Molekülen. Solche kommen in den relativ kühlen Atmosphären von Roten Riesen vor. Das
folgende Spektrum stammt von Beteigeuze (DADOS 200L/mm) [33]. Es zeigt bei dieser
Auflösung nur wenige diskrete Linien. Der überwiegende Teil ist durch Absorptionsbänder
geprägt, welche hier vorwiegend durch Titanoxid (TiO) und in geringem Ausmass von Magnesiumhydrid
(MgH) verursacht werden. In diesem Fall zeigen diese asymmetrischen Gebilde
am linken (kurzwelligen) Bandende, dem sog. Bandhead, die grösste Intensität und
werden dann nach rechts langsam schwächer. Die Wellenlänge bezieht sich bei Absorptionsbändern
immer auf den Punkt der grössten Intensität („most distinct edge“).
Aber auch mehrere der markanten Fraunhoferlinien im Sonnenspektrum entstehen durch
molekulare Absorption. Das folgende Bild, aufgenommen mit dem SQUES Echelle
Spektrografen [400], zeigt das hochaufgelöste O2 Bandenspektrum der Fraunhofer A Linie
(Kap. 4.2 und 13.2).
5.5 Bandenspektren mit invers verlaufendem Intensitätsgradienten
Das folgende Bild (DADOS 200L/mm) zeigt Absorptionsbänder des C2 Kohlenstoffmoleküls
im Blau- und Grünbereich des Spektrums des Kohlenstoffsterns Z Piscium [33]. Generell
verläuft bei einigen Kohlenstoffmolekülen (z.B. CO, C2) der Intensitätsgradient der Absorptionsbänder
in umgekehrter Richtung als bei Titanoxid (TiO) oder O2. Diesen Effekt hatte
bereits Pater Secchi Mitte des 19. Jahrhunderts erkannt (Kap. 13.3). Für solche Spektren
führte er in seinem damaligen Kategoriensystem den Spektraltyp IV ein!

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 18
5.6 Gemischte Emissions- und Absorptionsspektren
Es gibt viele Fälle, wo Absorptions- und Emissionslinien im selben Spektrum gemeinsam
auftreten. Das wohl bekannteste Beispiel ist P Cygni, ein Paradeobjekt für Amateure. Zu
diesem instabilen und veränderlichen Überriesen der Spektralklasse B2 Ia existieren denn
auch zahlreiche Publikationen. Im 17. Jahrhundert tauchte er ca. 6 Jahre lang als Stern der
3. Grössenklasse auf, und „verschwand“ dann wieder. Im 18. Jahrhundert gewann er wieder
an Leuchtkraft, bis er den aktuellen, leicht variablen Wert von ca. +4.7 m bis +4.9 m erreichte.
Die Distanz von P Cygni wird mit ca. 5000 bis 7000 Lj. angegeben (Karkoschka
5000 Lj).
Das Bild unten zeigt die expandierende Hülle, aufgenommen mit dem Hubble Space Teleskop.
Der Stern im Zentrum ist dabei abgedeckt. Das Schema rechts zeigt die Entstehung
der typischen, sog. P Cygni Profile, welche hier im violetten Bereich des Spektrums zu sehen
sind (DADOS 900L/mm). Im Bereich des blauen Pfeils bewegt sich ein kleiner Ausschnitt
der expandierenden dünnen Gashülle genau in Richtung Erde, weshalb hier blauverschobene
Absorptionslinien entstehen (Dopplereffekt). Die roten Pfeile symbolisieren das
Licht der seitlich abgehenden ionisierten Hüllenbereiche, deren Licht bei uns als Emissionslinien
registriert wird. Diese Effekte verursachen nun gesamthaft die Aufteilung der Spektrallinie
in einen blauverschobenen Absorptionsteil, welcher dann rechts kontinuierlich in
einen Emissionspeak übergeht. P Cygni Profile kommen in fast allen Spektralklassen vor
und sind ein zuverlässiges Zeichen für eine massive, vom Stern aus radial abgehende Materiebewegung.
Anhand der Wellenlängendifferenz zwischen dem Absorptions- und Emissionsteil der Linie,
kann dann mit der Dopplerformel (Kap. 15) die Ausdehnungsgeschwindigkeit der Hülle berechnet
werden. Weiter beschrieben und durchgerechnet wird dieses Objekt in Kap. 17.
5.7 Zusammengesetzte oder Komposit Spektren
Richtung
Erde
Überlagerte Spektren mehrerer Lichtquellen werden auch Komposit-Spektren oder englisch
„Composite-“ manchmal auch „Integrated Spectra“ genannt. Der englische Ausdruck „Composite“
wurde 1891 von Pickering für zusammengesetzte Spektren in Doppelsternsystemen
geprägt. Heute wird er oft auch für Gesamtspektren von Sternhaufen, Galaxien und
Quasaren verwendet, welche aus hunderttausenden bis zu mehreren hundert Milliarden,
überlagerter Einzelspektren gebildet werden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 19
5.8 Reflexionsspektren
Die Objekte unseres Sonnensystems sind nicht selbstleuchtend, sondern nur dank reflektiertem
Sonnenlicht sichtbar. Deshalb enthalten diese Spektren auch immer die Absorptionslinien
des Sonnenspektrums. Der Kontinuums-Verlauf des Spektralprofils wird hingegen
überprägt, da bestimmte Moleküle, z.B. CH4 (Methan) in den Atmosphären der grossen
Gasplaneten, das Licht bei bestimmten Wellenlängen unterschiedlich stark absorbieren,
resp. reflektieren.
Die folgende Grafik zeigt das Reflexionsspektrum von Jupiter (rot), aufgenommen mit dem
DADOS Spektrografen und dem 200L/mm Gitter. Überlagert ist (grün) das vorgängig in der
Dämmerung noch aufgenommene Tageslicht-, resp. Sonnenspektrum. Vor der Begradigung
des Kontinuums-Verlaufs wurden beide Profile auf denselben Abschnitt normiert [30]. In
diesem Wellenlängenbereich sind die Intensitätsdifferenzen hier am deutlichsten in den
Zonen 6100 und 7400 Å sichtbar.
5.9 Spektren von Kometen
Solche sind als Spezialfall der Reflektionsspektren zu betrachten. Wie die übrigen Objekte
des Sonnensystems reflektieren auch Kometen das Sonnenlicht. Auf ihrer Bahn in das innere
Sonnensystem verdampft zunehmend Kernmaterial, welches in die Koma, und anschliessend
in einen getrennten Plasma- und Staubschweif, abströmt. Das Material der Koma und
des Plasmaschweifs besteht hauptsächlich aus Kohlenstoffverbindungen, welche permanent
mit geladenen Teilchen des Sonnenwindes (vor allem Protonen und Heliumkernen)
beschossen und dadurch angeregt werden. So wird das reflektierte Sonnenspektrum mehr
oder weniger stark mit molekularen Emissionsbanden überprägt. Die auffälligsten Merkmale
sind die C2 Swan Bänder. Weitere, häufig auftretende Emissionen sind CN (Cyan), NH2
(Amidogen Radikal), sowie C3. Gelegentlich können auch Natriumlinien (Na I) nachgewiesen
werden. Lediglich gering modifiziert wird das Sonnenspektrum, dessen Licht nur am
Staubschweif reflektiert wird. Alle diese Fakten und die damit verbundenen Effekte, erzeugen
komplexe Kompositspektren. Der Einfluss der möglichen Komponenten hängt vorwiegend
ab von der aktuellen Intensität der Eruptionen auf dem Kern, sowie von unserer spezifischen
Perspektive auf Koma, Plasma- und Staubschweif. Weitere Details siehe [33].

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 20
6 Form und Intensität der Spektrallinien
6.1 Die Spektrallinienform
Die Grafik rechts zeigt mehrere Absorptionslinien
mit gleicher Wellenlänge, jedoch unterschiedlicher
Breite und Intensität, sowie idealer,
Gauss-ähnlicher Intensitätsverteilung.
Entsprechend ihrem Sättigungsgrad dringen
sie unterschiedlich tief in das Kontinuum ein,
bis maximal hinunter zur Wellenlängenachse.
Die beiden roten Profile sind ungesättigt. Das
grüne, welches am tiefsten Punkt die Wellenlängenachse
berührt, ist gesättigt und das
blaue sogar übersättigt [5]. Der tiefere Teil
des Profils wird „Core“ (Kern) genannt, welcher
im oberen Teil über die „Wings“ (Flügel)
in das Kontinuumsniveau übergeht. Der
kurzwellige Flügel wird „Blue Wing“, der
langwellige- „Red Wing“ genannt [5].
Die Emissionslinienprofile steigen, im Unterschied zu den hier vorgestellten Absorptionslinien,
immer vom Kontinuumsniveau nach oben.
6.2 Der Informationsgehalt der Linienform
Es existiert wohl kaum eine stellare Spektrallinie, welche die obige Idealform besitzt. Die
Abweichung von dieser Form enthält aber eine Fülle von Informationen über das Objekt.
Hier einige Beispiele physikalischer Vorgänge, welche die Profilform charakteristisch beeinflussen
und dadurch messbar werden:
– Die Rotationsgeschwindigkeit eines Sternes (rotational broadening) verflacht und verbreitert
die Linie infolge des Dopplereffekts, siehe Kap. 16.
– Temperatur und Dichte/Druck der Sternatmosphäre verbreitern die Linie (temperature- /
pressure-/collision broadening). Siehe Kap. 13.9.
– Makroturbulenzen in der Sternatmosphäre verbreitern die Linie durch den Dopplereffekt,
siehe Kap. 16.6.
– Instrumenteneinflüsse (instrumental broadening) verbreitern die Linie.
– Im Bereich starker Magnetfelder (z.B. in Sonnenflecken) erfolgt ein Aufspalten und Verschieben
der Spektrallinie durch den sog. Zeeman Effekt
– Elektrische Felder erzeugen ein ähnliches Phänomen, den sog. Stark Effekt.
Die kombinierten Effekte von Doppler- und Druckverbreiterung ergeben sog. Voigt Profile.
6.3 Blends
Stellare Spektrallinien werden meistens, mehr oder weniger stark, durch eng benachbarte
Linien deformiert – dadurch entstehen sog. „Blends“. Je niedriger die Auflösung des
Spektrografen, desto mehr Linien werden in Blends zusammengefasst.
6.4 Sättigung der Absorptionslinie im Spektraldiagramm
Das folgende Spektralprofil (Vspec) habe ich zu Demonstrationszwecken mit einem 11–
stufigen Grauwertdiagramm entlang der Wellenlängenachse erzeugt. Die mögliche Spannweite
von schwarz bis weiss umfasst bei Vspec 256 Graustufen [411]. Der Profilabschnitt
Intensität I
0
Blue Wing Red Wing
Kontinuum
gesättigt
Kontinuumsniveau
Core
λ
Wellenlänge λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 21
im Schwarz-Bereich zeigt sich hier zu 100% gesättigt und verläuft erwartungsgemäss auf
dem untersten Niveau, d.h. deckungsgleich mit der Wellenlängenachse. Die Sättigung der
übrigen Grauwerte nimmt treppenförmig nach oben ab, bis sie zuoberst auf dem Kontinuumsniveau
= 0 wird (weiss). Falls der Spektralstreifen vorgängig mit IRIS aufbereitet
wurde [410] [30], wird selbst bei unterbelichteten Spektralaufnahmen der höchste Punkt
im Diagramm immer auf Weiss gesetzt. Dadurch wird ein maximaler Kontrast erzielt.
Soweit die Theorie auf der elektronischen Aufzeichnungsebene. In astronomischen
Spektren erreicht gemäss [11] eine Absorptionslinie jedoch die volle Sättigung, bereits
bevor sie die Wellenlängenachse berührt. Im übersättigten Bereich beginnt sie jedoch im
oberen Teil des Profils ihre „Wings“ massiv zu verbreitern, ohne dabei wesentlich weiter ins
Kontinuum vorzustossen (Skizze gemäss [11]).
I/Ic
gesättigt = schwarz
gesättigt
übersättigt
Grauwertdiagramm
6.5 Die übersättigte Emissionslinie im Spektraldiagramm
Keinerlei Kunstgriffe erfordert die Darstellung
einer übersättigten Emissionslinie. Dazu
braucht lediglich das Eichlampen- Spektrum
überbelichtet aufgenommen zu werden. Die
stärkeren, übersättigten Neonlinien erscheinen
dadurch oben abgeflacht. Ein solch misslungenes
Neon Spektrum darf keinesfalls zu Eichzwecken
verwendet werden!
Kontinuumniveau = Weiss
Grauwerte
Wellenlängenachse = schwarz
λ
[Å]

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 22
7 Die Vermessung der Spektrallinien
7.1 Methoden und Bezugsgrössen der Intensitätsmessung
Abhängig von der konkreten Aufgabenstellung wird die Linienintensität entweder mit einfacher
Relativmessung oder aufwendig mit absolut kalibrierter Grösse bestimmt. Hier wird
ausschliesslich die Relativmessung vorgestellt, welche für die meisten Amateurzwecke genügt,
und durch die Auswertesoftware (z.B. Vspec) unterstützt wird. Als Bezugsgrösse oder
Einheit dient meistens das lokale oder normierte Kontinuumsniveau . (Kap. 8.5), allenfalls
aber auch Werte einer linearen, aber ansonsten beliebigen Einteilung der Intensitätsachse.
7.2 Messtechnische Unterschiede zwischen Absorptions- und Emissionslinien
Bei Messungen an Spektrallinien müssen folgende Unterschiede beachtet werden.
Die Absorptionslinie kann vereinfacht als das Produkt eines „Filterprozesses“,
betrachtet werden. Die meistens in der stellaren Photosphäre
absorbierten Photonen hinterlassen im Strahlungskontinuum,
bei der Element-spezifischen Wellenlänge , eine Lücke mit
definierter Fläche, Form und Linientiefe. Diese Parameter bleiben
dadurch immer relativ mit der Kontinuumsintensität verbunden.
Die Emissionslinie wird unabhängig vom Kontinuum durch Rekombination
und Elektronenübergänge (Kap. 9) erzeugt. Weil dieser Prozess
aber ebenfalls durch die stellare Strahlung angeregt wird, entsteht
zur Kontinuumsstrahlung ein objektabhängig unterschiedlicher,
zeitlicher Kopplungsgrad. So werden diese Linien z.B. bei P Cygni direkt
in der turbulenten, expandierenden Gashülle erzeugt, bei den Be-
Sternen in der zirkumstellaren Gasscheibe, oder in den H II Regionen
oder Planetarischen Nebeln PN bis zu mehrere Lj entfernt, wo fast
labormässige Bedingungen herrschen.
Die Kombination von Emissionslinien und Kontinuumsstrahlung resultiert
in der Superposition der beiden Intensitäten:
Infolge der physikalisch und lokal unterschiedlichen Erzeugung, können
und unabhängig voneinander schwanken. Das Kontinuumsniveau
ist abhängig von der Strahlungsdichte, die der
Stern bei der Wellenlänge erzeugt. Dazu addiert sich unabhängig
die Emissionsintensität .
Die Kombination von Emissionslinien und Absorptionslinien resultiert
ebenfalls in der Superposition beider Intensitäten:
Bei Be-Sternen wird die schlanke Wasserstoff Emissionslinie in der
zirkumstellaren Gasscheibe erzeugt und überlagert sich der rotations-
und druckverbreiterten H-Absorption der stellaren Photosphäre. Dieses
spektrale Merkmal wird deshalb englisch als „Shell Core“ bezeichnet
[4]. Die H-Absorption eines solchen spektralen Merkmals
kann aber auch von der Photosphäre eines heissen O-Sterns und die
Emissionslinie aus der ihn umgebenden H II Region stammen, so z.B.
die Hβ Linie von Θ 1 Ori C / M42 [33].
I
I
I
I
I C λ) + I E λ)
I C λ)
I A λ)
I E λ)
λ
λ
I E λ)
I C λ)
λ
I E λ
I A λ
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 23
7.3 Linienintensität und Peak-Intensität
Die Linienintensität
Am einfachsten ist die direkte Messung der Linienintensität
. Dieses Mass ist aber nur aussagefähig in einem
relativ radiometrisch korrigierten, oder absolut kalibrierten
Profil gemäss Kap. 8.6, 8.7, 8.8.
Die Peakintensität
In einem Pseudokontinuum, aber auch in einem nur begradigten
Profil gemäss Kap. 8.5, wird die Intensität
nur im Verhältnis zum lokalen Kontinuumsniveau , als
dimensionslose Peak-Intensität mit anderen Linien
vergleichbar.
{4}
Der Wert bei Absorptionslinien
wird hier englisch auch für „Line Depth“ genannt. Die Peak Intensität im Scheitel der
Absorptionslinie entspricht der maximalen, relativ auf das Kontinuumsniveau bezogenen,
Intensität oder Flussdichte , welche durch den Absorptionsvorgang der Kontinuumsstrahlung
entzogen wird. Dies entspricht der Photonenenergie pro Zeit, Fläche und betrachtetem
Wellenlängenintervall, bezogen auf den Level (gebräuchliche Einheiten siehe Kap.
8.8). Zusätzlich zeigt sie qualitativ den Absorptionsgrad oder den Anteil an Photonen, welcher
im unteren Scheitel der Absorptionslinie mit der Eindringtiefe , absorbiert wird.
Der Wert bei Emissionslinien
Falls die nach oben ausschlagenden und unabhängig entstehenden Emissionslinien einem
Kontinuum überlagert sind , werden sie z.B. für Untersuchungen an Einzellinien ebenfalls
gemäss {4} auf den Level bezogen. Die Peak Intensität entspricht so der maximalen,
relativ auf das Kontinuumsniveau bezogenen Intensität oder Flussdichte im oberen
Scheitel der Emissionslinie. Dies entspricht der Photonenenergie pro Zeit, Fläche und betrachtetem
Wellenlängenintervall, bezogen auf den Level .
7.4 Full Width at Half Maximum height
Die sog. Halbwertsbreite ist einfach zu verstehen und bezeichnet
die Linienbreite in [Å] auf halber Höhe der Maximalintensität.
Sie kann bei Absorptions- und Emissions-
I = 0
linien auch an nicht intensitätsnormierten Spektren korrekt
gemessen werden. Die Verbreiterung einer Spektral-
FWHM
linie ist u.a. abhängig von Temperatur, Druck/Dichte und
Turbulenzeffekten in der Sternatmosphäre (Kap. 6.2). Sie
erlaubt daher entscheidende Rückschlüsse und ist deshalb
oft als Variable in empirischen Bestimmungsgleichungen,
z.B. für die Rotationsgeschwindigkeit von Ster-
½ Imax nen zu finden (Kap. 16.6). Diese Linienbreite wird in den
meisten Fällen als Wellenlängendifferenz in der Einheit
[Å] angegeben. Bei der Messung von Rotations- und
Imax Expansionsgeschwindigkeiten sieht man aber häufig auch als Geschwindigkeitswert
gemäss dem Dopplerprinzip ausgedrückt. Dazu wird [Å] sinngemäss mit der
Dopplerformel {15} in einen Geschwindigkeitswert [km/s] umgerechnet
(Kap. 15). Zuallererst muss aber der aus dem Spektrum gewonnene Wert [30] noch
von der Linienverbreiterung durch den Instrumenteneinfluss (instrumental broadening) korrigiert
werden.
I c
I
I c
I
P=I/Ic

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 24
entspricht dabei der theoretisch maximalen Auflösung [Å] des Spektrografen,
d.h. die kleinste Abmessung eines Liniendetails, welches noch dargestellt werden
kann. Das Auflösungsvermögen wird u.a. durch das optische Design des Spektrografen
begrenzt (Dispersion des verwendeten Gitters, Kollimatoroptik, Spaltbreite etc.) und kann
meistens als sog. -Wert , gültig für einen definierten Wellenlängenbereich,
dem Spektrografenmanual entnommen werden ( = Betrachtete Wellenlänge) [302].
Dieser Wert wird durch Messungen an möglichst dünnen Spektrallinien, z.B.
atmosphärischen H2O-Absorptionen, oder etwas weniger genau, an Emissionen von
Eichlichtquellen bestimmt [11], [123], [302]. Im Labor werden auch Quecksilberlampen
verwendet, deren Anregung zur Minimierung der Temperaturverbreiterung mit Mikrowellen
erregt werden. Solche Profile werden „Instrumental Profile“ oder „δ-Function response“
genannt [11]. Der Pixelraster der angeschlossenen Kamera kann die Auflösung begrenzen,
falls dieser Betrag [Å/Pixel] grösser wird, als das der Spektrografenoptik. Dieser Wert
kann bei einem kalibrierten Profil im Vspec Programm in der Kopfleiste abgelesen werden.
Verglichen mit Monochrom- ist bei Color-CCD-Kameras ein deutlicher Auflösungsverlust zu
beachten.
7.5 Äquivalentbreite (Equivalent Width)
Der –Wert oder die Äquivalentbreite wird immer auf das Kontinuumsniveau bezogen
und ist so ein relatives Mass für den Flächeninhalt einer Spektrallinie.
Definition
Die Profilfläche zwischen dem Kontinuumsniveau
und dem Profilverlauf der hier
ungesättigten Spektrallinie ist gleich gross wie
die Rechtecksfläche mit der voll gesättigten
Tiefe, (hier ) und der Äquivalentbreite ,
ausgedrückt in [Å].
Intensität I
Intensität I
1
0
1 λ1 Ic = 1
λ2
0
Kontinuumsniveau Ic = 1
Ic
Profilfläche
Wellenlänge λ
Der –Wert muss deshalb an einem begradigten und auf normierten Spektrum
gemessen werden, siehe Kap. 8.7 oder [30]. Mathematisch korrekt wird so
ausgedrückt:
Vereinfacht gesagt wird damit die rote Fläche
oberhalb der Spektralkurve exakt berechnet,
indem über den ganzen Profilbereich von bis
unendlich viele vertikale Rechteckstreifen mit
der unendlich schmalen Breite und den
variablen Höhen aufsummiert werden. Um
schliesslich die Äquivalentbreite zu erhalten
müssen diese Werte noch durch die gesamte
Kontinuums- resp. die gesättigte Rechteckshöhe
dividiert werden. Das Integralzeichen ist
abgeleitet vom Buchstaben S und steht hier für
„Summe“. ist hier die Kontinuumsintensität,
die variable Intensität der Spektrallinie, in
Abhängigkeit von der Wellenlänge .
Iλ
=
Ic - Iλ
Wellenlänge λ
EW

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 25
Der EW-Wert bei Absorptionslinien
Wie oben skizziert entspricht er dem Mass für den gesamten, relativ auf das
Kontinuumsniveau bezogenen Strahlungsfluss , den die gesamte Absorptionslinie
der Kontinuumsstrahlung entzieht. Dies entspricht der Photonenenergie pro Zeit und Fläche,
bezogen auf den Level (gebräuchliche Einheiten siehe Kap. 8.8).
Der EW-Wert bei Emissionslinien
Bei der nach oben ausschlagenden Emissionlinie entspricht der EW Wert dem Mass für ihren
gesamten, relativ auf das Kontinuumsniveau bezogenen Strahlungsfluss . Dies
entspricht der Photonenenergie pro Zeit und Fläche, bezogen auf den Level .
Vorzeichen und Messung der Werte
Werte von Absorptionslinien sind konventionsgemäss immer positiv (+), solche von
(nach oben ausschlagenden) Emissionslinien negativ ( ). Der -Wert wird immer am
normierten Kontinuumsniveau gemessen und ist daher unabhängig von dessen Verlauf.
Falls an einem nicht begradigten Profilverlauf gemessen wird, muss das Kontinuum
unmittelbar an der Basis der Linie auf normiert werden!
In wissenschaftlichen Publikationen wird auch häufig mit dem Grossbuchstaben bezeichnet.
zum Beispiel bedeutet dann die Äquivalentbreite der Hα Linie. In einigen
Fachpublikationen habe ich auch schon den –Wert mit ausgedrückt gesehen. Die
Konsequenz: Man muss sich immer vergewissern, welcher Wert wirklich gemeint ist.
7.6 Normierte Äquivalentbreite
Eher selten wird auch die Normierte Äquivalentbreite verwendet [128]:
Dieser erlaubt den Vergleich von –Werten verschiedener Linien bei unterschiedlichen
Wellenlängen und berücksichtigt die mit abnehmender Wellenlänge linear zunehmende
Photonenenergie, gemäss Formel {8}. Bei den meisten astrophysikalischen, empirischen
Formeln und Verfahren wird dies aber nicht angewendet.
7.7 Full Width at Zero Intensity
Eher selten wird der FWZI Wert einer Spektrallinie benötigt. Dieser kann bei Absorptions-
und Emissionslinien auch an nicht intensitätsnormierten Spektren korrekt gemessen werden
Die „Volle Linienbreite bei Intensität Null“ entspricht dem Integrationsbereich
des bestimmten Integrals gemäss Formel und Skizze {6a}:

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 26
7.8 Einfluss der Spektrografenauflösung auf die FWHM und EW Werte
Die oben dargestellten Theorien bezüglich FWHM- und EW -Werten müssen praxisbezogen
wie folgt relativiert werden. Dies verdeutlichen die folgenden Spektralprofile der Sonne,
aufgenommen mit unterschiedlich hoch auflösenden Spektrografen (M. Huwiler/R. Walker).
Die R-Werte liegen hier in einen Bereich von ca. 800 – 80‘000.
Sonnenspektrum λ 5256 – 5287 Å
Vergleich Prototyp Echelle- mit Cerny Turner Spektrograf
Cerny Turner R ≈ 80‘000
Echelle R ≈ 20‘000
Sonnenspektrum λ 5160 – 5270 Å
Vergleich Prototyp Echelle- mit DADOS Spektrograf 900- und 200 L mm -1
Magnesium Triplet: λ 5167, 5173, 5183 Å
Echelle R ≈ 20‘000
DADOS 900L mm -1 R ≈ 4‘000
DADOS 200L mm -1 R ≈ 800

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 27
Der Vergleich dieser Diagramme zeigt folgendes:
Steigert man die Auflösung wird klar erkennbar, dass es in stellaren Spektren praktisch
keine „reinen“ Linien gibt. Scheinbare Einzellinien entpuppen sich bei höherer Auflösung
fast immer als sog. „Blends“ mehrerer Sublinien.
Augenfällig ist das sog. „Instrumental Broadening“. Selbst relativ gut isoliert scheinende
Linien verbreitern sich durch den Instrumenteneinfluss mit sinkender Auflösung dramatisch.
Dies beeinflusst den FWHM- Wert oder die Halbwertsbreite einer Linie.
Der auf die Profilfläche bezogene Wert bleibt rein theoretisch unabhängig von der
Auflösung. Bei höheren Auflösungen wird die Fläche des schlankeren Linienprofils durch
eine höhere Peak-Intensität wettgemacht.
7.9 Praktische Konsequenzen für die FWHM und EW Messungen
FWHM-Werte müssen bezüglich des „Instrumental Broadening“ immer mit den Formeln
{5} bis {5b} bereinigt werden.
Die Vergleichbarkeit der EW- Werte, gewonnen mit Spektrografen deutlich unterschiedlicher
Auflösung, bleibt rein theoretisch und beschränkt sich allenfalls auf intensive, isoliert
stehende Einzellinien. In der Praxis misst im Idealfall z.B. ein hochauflösender
Spektrograf bei Blends den -Wert an nur einer einzigen, klar definierten Linie. Bei
niedriger Auflösung wird bei derselben Wellenlänge ein wesentlich grösserer Wert an
mehreren, nicht mehr zu trennenden Linien gemessen. In diesem Fall sind -Werte
auch nur dann seriös vergleichbar, welche mit ähnlicher Auflösung gewonnen werden.
Dies erfordert zwingend die Deklaration der Spektrografenauflösung (R-Wert).
Der -Wert ist gemäss Formel {6a} klar definiert. Problematisch bleibt aber dessen
praktische Bestimmung, z.B. an stark deformierten, breiten Emissionslinien, eventuell
gar mit Doppelpeak. Mit Gaussfits erzielt man in solchen Fällen einigermassen reproduzierbare,
möglicherweise aber auch relativ ungenaue Ergebnisse. Der Fit an das Profil,
z.B. mit Spline- oder ähnlichen Filteralgorithmen, ist in solchen Fällen eventuell genauer,
das Ergebnis wird hier aber subjektiv vom Auswerter beeinflusst.
Bei Monitoring Projekten im Amateurbereich ist es wichtig, dass alle Teilnehmenden mit
ähnlich hohen Auflösungen arbeiten und der Aufzeichnungs-, Aufbereitungs- und Auswertungsprozess
der Spektren einheitlich geregelt wird. Problematisch bei den -
Werten ist die Standardisierung des Integrationsbereiches (FWZI) von Formel
{6a}, da sich die Breite der Linienbasis mit schwankender Intensität deutlich ändern
kann. Weiter sollte der Kontinuumsabschnitt definiert werden, auf welchen die Teilnehmer
ein Profil normieren. Dies ist mindestens bei Spektralklassen unumgänglich, welche
einen eher diffusen Kontinuumsverlauf aufweisen. Beim Monitoring von Emissionslinien
muss immer bewusst bleiben, dass die gemessenen Werte sich möglicherweise auf
ein unabhängig davon schwankendes Kontinuumsniveau beziehen (Kap. 7.2).
7.10 Die Messung der Wellenlänge
Die Wellenlänge einer Linie (Nanometer [nm] oder Angström [Å]), kann in einem kalibrierten
Spektrum relativ einfach mit dem Cursor beim Peak der Linie abgelesen oder bei Vspec
auch direkt mittels Gaussfit bestimmt werden. Welche Methode besser ist, hängt davon ab,
ob ein stark asymmetrischer Blend oder eine isolierte Einzellinie vorliegt.
7.11 Weitere Messmöglichkeiten
Abhängig von der verwendeten Analysesoftware können noch weitere Informationen aus
dem kalibrierten Spektralprofil gewonnen werden. Bei Vspec sind dies neben weiteren z.B.
das Signal-Rauschverhältnis S/R und die Dispersion in Å/Pixel etc. Details siehe jeweilige
Handbücher.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 28
8 Kalibrierung und Normierung von Spektren
8.1 Die Kalibrierung der Wellenlänge
Spektren werden normalerweise als Intensitätsverlauf der Strahlung über die Wellenlänge
aufgetragen. Grundsätzlich können beide Dimensionen kalibriert werden. Für die meisten
Anwendungen ist nur die Kalibrierung der Wellenlänge erforderlich. Dies kann relativ einfach
mit bekannten Spektrallinien im Spektrum oder auch absolut mit geeigneten Eichlichtquellen
durchgeführt werden. Diese Verfahren sind in der Literatur ausführlich dokumentiert
z.B. [30], [411]. Weitere Infos siehe auch Kap. 15.
8.2 Die selektive Dämpfung der Kontinuumsintensität
Der Intensitätsverlauf des ungestörten, stellaren Originalspektrums wird hauptsächlich
von der Schwarzkörper-Strahlungscharakterisik des Sterns und dessen Effektivtemperatur
bestimmt (Kap. 3.2). Folgende Dämpfungseinflüsse deformieren auf dessen
langem Weg zum aufgezeichneten, unbearbeiteten Rohprofil mit dem Pseudokontinuum
.
1. Die Dämpfung durch die Interstellare Materie wird vorwiegend durch Streueffekte
an Staubkörnern und Gas verursacht. Dadurch wird die Intensität selektiv, d.h. im
kurzwelligen, blauen Teil des Spektrums wesentlich stärker reduziert. Der Schwerpunkt der
Kontinuumsstrahlung verschiebt sich so in Richtung des langwelligen Rotbereichs, was als
interstellare Extinktion oder „Interstellar Reddening“ (Kap. 21) bezeichnet wird. Das Ausmass
dieses Effektes ist abhängig von der Objektdistanz, der Richtung des Sehstrahls und
in der galaktischen Ebene erwartungsgemäss am grössten. Es kann mit einem entsprechenden
3D Modell nach F. Arenou et al. [209], [201], grob abgeschätzt werden.
2. Die Dämpfung in der Erdatmosphäre wirkt ähnlich. Allgemein bekannte Effekte
sind die orange/roten Sonnenuntergänge. Die Modellierung dieser Dämpfung wird hauptsächlich
im professionellen Bereich angewendet, ist relativ komplex und hängt u.a. vom
Zenitabstand (oder komplementär vom Elevationswinkel) des beobachteten Objektes, der
Höhenlage des Beobachtungsplatzes und den meteorologischen Bedingungen ab [303].
3. Die Dämpfung durch instrumentelle Einflüsse des Systems Teleskop-
Spektrograf-Kamera, erfolgt noch zum Abschluss. Diese kann relativ genau bestimmt werden,
z.B. mit der bekannten Strahlungsverteilung einer Halogen Glühlampe. Eine detaillierte
Diskussion weiterer Möglichkeiten und der damit verbundenen Schwierigkeiten, siehe
[315], [316].
Der gesamte Dämpfungseinfluss beträgt
Die empirische Dämpfungsfunktion liefert zu jeder beliebigen Wellenlänge den
Korrekturfaktor zwischen Kontinuumsintensität und
lässt sich nur als Näherung bestimmen weil der Intensitätsverlauf des stellaren Originalspektrums
nur auf theoretischer Basis simuliert und die einzelnen Faktoren nur näherungsweise
bestimmt oder abgeschätzt werden können. Ähnliche Ansätze mit empirischen
Funktionen können auch in [300] und [303] gefunden werden. Das praktische Rechnen mit
Profilen ermöglicht – mit allen Grundoperationen – die Software der Auswertetools für
Spektralprofile. Bei Vspec ist diese Funktion unter Operations/Divide-, Multiply-, Add-, Subtract
Profile by a Profile zu finden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 29
8.3 Beziehung zwischen Originalkontinuum und Pseudokontinuum
Die folgende Grafik zeigt zwei identische Abschnitte desselben Spektrums, links das ungestörte
Originalprofil und rechts das aufgezeichnete Rohspektrum mit dem Pseudokontinuum
. Es zeigt je eine Absorptions- und eine überlagerte Emissionslinie. Der Verlauf
von , und wird innerhalb dieses fiktiven Modellabschnitts als horizontal
angenommen.
I
I EO
I CO
Originalprofil
Or λ
I AO
λ
ΔI C
Aufgezeichnetes
Profil
I E
I C
Damit können folgende Beziehungen und die daraus folgenden Konsequenzen abgeleitet
werden:
Infolge der Dämpfung wird hier, bei einer bestimmten Wellenlänge , die Kontinuumsintensität
des aufgezeichneten Profils gegenüber dem Originalspektrum um
den Betrag abgesenkt:
Die Kontinuumsintensität , die überlagerte Emissionslinie und die Eindringtiefe der
Absorptionslinie werden dabei proportional gleich stark gedämpft.
Aus Proportionalitätsgründen bleibt die Peak Intensität, sowohl der Emissionslinie als
auch der Absorptionslinie , von der Dämpfung unbeeinflusst.
Das ursprüngliche Verhältnis der Absorptions- und Emissionsintensitäten zum Kontinuumsniveau
bleibt somit erhalten. Dies im Gegensatz zu den direkt und unabhängig
vom Kontinuum gemessenen Intensitäten und , welche gemäss und durch
gedämpft werden.
Da folgt . Deshalb wird im Originalprofil
das ursprüngliche Intensitätsverhältnis zwischen zwei beliebigen Emissionen oder Absorptionen,
bei den Wellenlängen und durch die Dämpfung verändert:
Ps λ
I A
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 30
Zusammenfassung der Konsequenzen:
Im Gegensatz zu den autonom gemessenen Intensitätswerten , und , werden die
auf den Kontinuumslevel bezogenen Peak Intensitäten und nicht gedämpft .
Das ursprüngliche Verhältnis der einzelnen Absorptions- und Emissionsintensitäten zum
Kontinuumsniveau bleibt im Pseudokontinuum erhalten .
Das ursprüngliche Intensitätsverhältnis zwischen zwei beliebigen Emissionen
ist aber im Pseudokontinuum von der Dämpfung betroffen .
Die folgende Grafik des Siriusspektrums zeigt, dass von den -bezogenen Messgrössen,
weder die Peak Intensität , noch die Äquivalentbreite , durch Dämpfungseffekte
betroffen sind. Dies gilt sowohl für die Absorptions- als auch für die hier nicht dargestellten
Emissionslinien. Der Wert wird immer bezüglich gemessen, weshalb auch die
integrierte Profilfläche gemäss {6a} immer gleich bleibt.
I c
Rc(λ)
I
Hγ
I
I c
Hβ
I / I c = I / I c
EW = EW
Ps(λ)
Das Beispiel der Hγ Linie zeigt aber auch, dass die unabhängig vom Kontinuumsniveau gemessenen,
relativen Linienintensitäten , bezüglich und stark unterschiedlich
sind. Bei entsprechen sie sehr grob denjenigen im Originalprofil . Weiter ist erkennbar,
dass z.B. die Hγ Linie, infolge der lokal höheren Strahlungsintensität, den grösseren
Energiefluss absorbiert als Hα. Solche Überlegungen gelten sinngemäss auch für die
unabhängig vom Kontinuum entstehenden Emissionslinien .
8.4 Die Bedeutung des Pseudokontinuums
Das Pseudokontinuum enthält die Information, um bei grob bekannter Dämpfungsfunktion
das Ursprungsprofil gemäss Formel {7b} näherungsweise rekonstruieren
zu können. Zudem ist gemäss Kap. 3.2 und 3.3 die Wellenlänge der Maximalintensität,
auch im stark gedämpften Pseudokontinuum, ein sehr grober Indikator für die Grössenordnung
der Effektivtemperatur .
Ansonsten ist der Intensitätsverlauf des aufgezeichneten Rohprofils jedoch unbrauchbar.
Abhängig von der Wellenlänge repräsentiert die Elektronenmenge, welche von der
Kameraelektronik aus den einzelnen Pixeln ausgelesen, verstärkt und von der Aufbereitungssoftware
über die vertikalen Pixelreihen gemittelt wurde. Dies entspricht proportional
etwa dem aufgezeichneten Photonenfluss, der aber mit all den ob genannten Dämpfungseinflüssen
belastet ist. Als Intensitätseinheit von Rohprofilen wird häufig ADU (Analog Digital
Units) angegeben.
8.5 Die Begradigung des Pseudokontinuums
Das aufgezeichnete Profil mit dem Pseudokontinuum , kann mittels Division durch den
eigenen, gefitteten (oder geglätteten) Intensitätsverlauf begradigt werden. Die
Hα

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 31
Kontinuumsintensität wird so über den gesamten Bereich vereinheitlicht oder „normiert“
und meistens auf gesetzt. Diese Profilform wird englisch „Residual Intensity“, und
hier genannt.
Das Kontinuumsniveau von verläuft horizontal und sämtliche Werte der Emissionen
- und Absorptionen beziehen sich jetzt auf eine einheitliche Kontinuumsintensität
. Dabei werden die Intensitäten sämtlicher Spektrallinien durch , proportional
zu ihren ursprünglichen -Werten im Pseudokontinuum, auf skaliert. Dies entspricht
nun dem Spektrum eines fiktiven Sterns, welcher eine horizontal verlaufende, physikalisch
aber unmögliche Strahlungscharakteristik aufweist.
Konsequenzen und Nutzen der Begradigung des Pseudokontinuums
Die Profilnormierung erlaubt die Eliminierung der für bestimmte Anwendungen irrelevanten,
oder gar hinderlichen Verteilung der wellenlängenabhängigen, stellaren
Strahlungsintensität. Sie bewirkt eine „Quasi Neutralisierung“, aber keine Korrektur der
Dämpfungseinflüsse. So ermöglicht den direkten Intensitätsvergleich der Peak Intensitäten
zwischen einzelnen Absorptionslinien, gemäss .
Bei bleibt auch das ursprüngliche Verhältnis der individuellen Emissionslinien
erhalten {7g}. Dies erlaubt den Intensitätsvergleich einzelner Linien, z.B. von Hα, in
unterschiedlichen Profilen. Es ermöglicht aber auch den Intensitätsvergleich sämtlicher
Emissionen bezüglich eines normierten Strahlungsverlaufes (mögliche Anwendung
siehe Kap. 20, Balmer-Dekrement).
Bei erscheinen jedoch die Intensitäten der Kontinuums-unabhängig gemessenen
Linien und , wellenlängenabhängig unterschiedlich stark gedämpft {7h}.
Das begradigte, und auf normierte Profil, ermöglicht die schnelle Bestimmung der
EW Werte und erleichtert die Messung der Halbwertsbreite an beliebigen Linien.
Durch die Begradigung des Profils geht der über die Dämpfungsfunktion bestehende
Bezug zum Originalprofil verloren.
Die Profilnormierung ist trotzdem für die meisten Amateuranwendungen die klar
beste Option [11].
Der Skalierungseffekt wird im folgenden Sonnenspektrum eindrücklich durch die beiden
Fraunhofer H- und K- Absorptionen des einfach ionisierten Kalziums (Ca II) demonstriert.
Das blaue Profil des Pseudokontinuums zeigt diese Linien nur verkümmert am kurzwelligen
Ende des Spektrums (blauer Pfeil). Erst nach der Begradigung des Kontinuumverlaufs (rotes
Profil) erscheinen sie offensichtlich als die stärksten Absorptionen, welche die Sonne selbst
erzeugt (roter Pfeil).

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 32
8.6 Relative radiometrische Profilkorrektur mit synthetischem Kontinuum
Das Ziel dieses Verfahrens ist eine grobe Annäherung des aufgezeichneten Profils mit dem
Pseudokontinuum , an den originalen, und deshalb auch interstellar ungeröteten Kontinuumsverlauf
. Dies wird z.B. im Manual der Vspec Software dokumentiert. Dabei
werden die Spektrallinien im Pseudokontinuum direkt auf den synthetisch erzeugten
und gefitteten Kontinuumsverlauf eines interstellar ungeröteten, meistens virtuellen
Modellsterns gleicher Spektralklasse übertragen. Analog zu Kap. 8.5, werden auch hier
die Intensitäten sämtlicher Spektrallinien, proportional zu ihren ursprünglichen -Werten
im Pseudokontinuum, nun auf den Level von skaliert. Dies wird für bestimmte Anwendungen
auch im professionellen Bereich so angewendet [301].
Die folgende Grafik zeigt blau das aufgenommene Profil mit dem Pseudokontinuum
von Sirius. Das rote Profil ist der durch dieses Verfahren angestrebte, gefittete Kontinuumsverlauf
des synthetischen Modellsterns der gleichen Spektralklasse, aus der Vspec
Bibliothek (CDS Datenbank). Es erscheint von allen Spektrallinien bereinigt und entspricht
so grob der Blackbody- oder Schwarzkörper-Strahlungscharakteristik dieses Sterns
Geglättetes Soll-Kontinuum
des Modellsterns
Ms Fit (λ)
Pseudokontinuum Ps(λ)
Auf der folgenden Grafik entsteht die grüne Korrekturkurve mittels Division des gefitteten,
blauen Pseudokontinuums durch das rote, synthetische Kontinuum
aus der obigen Grafik. Sie wird bei Vspec „Instrumental Response“ genannt und hier als
Korrekturfunktion bezeichnet.
Korrigierter Profilverlauf
Rc(λ)
Ps(λ)
Korrektur Kurve
Ir(λ)
Näherungsweise entspricht hier der empirischen Dämpfungsfunktion gemäss
Formel :

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 33
Schliesslich ergibt die Division des blauen, aufgezeichneten Rohprofils , durch die
grüne Korrekturfunktion , das „radiometrisch“ korrigierte Profil (schwarz), mit
identischem Verlauf zum synthetischen Kontinuum des Modellsterns. Es erscheint
nun überprägt mit den entsprechend skalierten Linienintensitäten des aufgezeichneten Profils.
Bemerkungen zur „Instrumental Response“
Die Bezeichnung „Instrumental Response“ (Vspec) für eine gemäss gewonnene Korrekturfunktion
ist irreführend. Im professionellen Bereich wird dieser Begriff auch unter
„Instrumental System Response“ exklusiv für die fehlerhafte Aufzeichnungscharakteristik
des Systems Teleskop–Spektrograf–Kamera, verwendet [305]. Die Kurve gemäss
ist aber zusätzlich noch durch die Filterwirkung der Erdatmosphäre sowie
der interstellaren Materie belastet.
Versuche haben gezeigt, dass solche Korrekturkurven , welche lediglich mit einem ungeröteten,
synthetischen Modellspektrum gleicher Spektralklasse erzeugt werden, nicht
universell verwendbar sind. Das heisst sie lassen sich später nicht generell auf beliebige
Rohprofile anwenden, welche bei unterschiedlichen atmosphärischen Bedingungen, und
Zenitabständen aufgenommen werden.
Abweichung zwischen und
Die folgende Abbildung zeigt zu den Spektralklassen B, A, D, G den Bereich der geringsten
Abweichung zwischen (pink) und (blau), gültig für den Setup C8/DADOS/Atik
314L+. Diese Information vermittelt einen groben Eindruck des Fehlers, wenn Intensitätsverhältnisse
gemäss Kap. 20 – 22 approximativ, d.h. ohne radiometrische Korrekturen gemessen
werden. Dies gilt auch für Detailanalysen der α Linie!
Hβ
Kr(λ)
ε Ori, Alnilam B0 Iab
Hβ Hα
I I / I c = I / I c
Ps(λ)
α Cma, Sirius A1V
ζ Leo, Adhafera F0 III
Sun G2V

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 34
Konsequenzen / Nutzen der radiometrischen Profilkorrektur mit synthetischem Kontinuum
Dieses Verfahren bewirkt keine echte Korrektur aller dämpfenden Einflüsse
. Mit der direkten Transformierung des Intensitätsverlaufs von
zu , wird so lediglich das Pseudokontinuum auf das Niveau des synthetischen,
und somit ungeröteten Modellsterns skaliert und nicht gemäss auf das Originalprofil
des beobachteten Objektes. Somit werden die Dämpfungseinflüsse lediglich
umgangen und „synthetisch“ eine grobe Annäherung an das Originalprofil
erreicht. Kontinuumsschwankungen können so z.B. nicht gemessen werden.
Da jetzt sehr grob dem Originalprofil entspricht, korrespondieren dazu näherungsweise
auch die relativen Linienintensitäten . Dies gilt auch für die unabhängig
vom Kontinuum entstehenden Emissionslinien . Dabei muss aber beachtet werden,
dass selbst zwischen zwei genau gleich klassierten Sternen deutliche Unterschiede im
Kontinuumsverlauf auftreten können. Dieser Effekt kann durch eine stark unterschiedliche
Metallizität und/oder Rotationsgeschwindigkeit ( s ) noch deutlich verstärkt werden.
Das ursprüngliche, relative Intensitätsverhältnis zwischen zwei unabhängig vom Kontinuumsniveau
gemessenen Intensitäten und , oder und , kann hier abgeschätzt
werden.
Durch dieses Verfahren erfolgt noch keine Eichung der Intensitätsachse in physikalischen
Einheiten!
8.7 Die relative radiometrische Korrektur mit spektroskopierten Standardsternen
Korrekturverfahren im Amateurbereich
Ähnlich zu Kap. 8.6 wird auch bei diesem relativ aufwendigen Verfahren das aufgezeichnete
Rohprofil mit einer Korrekturfunktion korrigiert. wird hier aber, sinngemäss
zu Formel an einem aufgezeichneten, real existierenden Standardstern ,
meistens der Spektralklasse A0V gewonnen. Der Kontinuumsverlauf von ist gut bekannt
und entspricht dem lediglich interstellar geröteten Profil, wie es ausserhalb der Erdatmosphäre
und mit neutralisiertem Instrumenteneinfluss aufgezeichnet worden wäre. Solche
Kurven können z.B. in der ISIS Software [410], in der MILES Datenbank [104], im
Pickles- oder Jacobi-Hunter-Christen-Atlas gefunden werden [310], [311].
Standardsterne müssen möglichst nahe am untersuchten Objekt und mit geringstmöglicher
Zeitdifferenz aufgezeichnet werden. Anschliessend wird das gewonnene Rohprofil durch
das spezifische Referenzspektrum des gleichen realen Sterns aus dem Katalog dividiert. Mit
diesem Verfahren können in einem Schritt in guter Näherung die atmosphärischen
- und instrumentellen Einflüsse korrigiert werden. Das resultierende
Spektrum bleibt aber durch die interstellare Materie – sternabhängig unterschiedlich
stark – gerötet, im „Nahbereich“ von einigen Dutzend Lichtjahren allerdings nur sehr
gering [209], [11]. Im Gegensatz zu wird hier deshalb die Korrekturfunktion
nur durch und bestimmt und entspricht so der professionellen
Praxis.
Im Gegensatz zu Kap. 8.6 können solche echten Standardstern-Korrekturkurven, welche
sehr zeitnah zu den Objektspektren und mit ähnlichem Zenitabstand aufgenommen wurden,
auf beliebige Spektralklassen übertragen werden. Robin Leadbeater [481] zeigt mit
der folgenden Grafik, dass so bei verschiedenen Spektralklassen, sehr ähnliche Korrekturkurven
resultieren (many thanks Robin!).

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 35
Korrekturverfahren im professionellen Sektor
Die professionelle Astronomie verwendet häufig komplexere und genauere Verfahren. Bei
den meisten professionellen Grossteleskopen sind die Werte von bekannt.
wird dort meistens separat durch Beobachtungen von Standardsternen mit unterschiedlichem
Zenitabstand bestimmt. Dabei wird nicht direkt eine Korrekturkurve generiert,
sondern ein Modell der atmosphärischen Extinktion parametrisiert z.B. MODTRAN
[314]. Damit kann schlussendlich das Profil des untersuchten Objektes in Funktion des Zenitabstandes
korrigiert werden [305]. Weitere Methoden werden in [300] und [303] vorgestellt.
Die Aufzeichnung von Standardsternen verbraucht wertvolle Teleskopzeit. Um das Hauptinstrument
von dieser „lästigen“ Aufgabe zu entlasten wurde schon angestrebt, separat
mit kleineren „Photometrieteleskopen“ zu bestimmen [314]. Weitere Möglichkeiten
basieren auf der Messung der atmosphärischen Cherenkov Strahlung und LIDAR [314].
Die Spektralklasse A0V zeigt im Infrarotbereich nur wenige und sehr schwache stellare Linien.
Deshalb wird dieser fast rein tellurisch geprägte Profilabschnitt auch zur Entfernung
der atmosphärischen H20 und O2 Linien in beliebigen stellaren Spektren verwendet [300].
Konsequenzen/Nutzen der radiometrischen Profilkorrektur mit Standardsternen
Dieses Procedere ist relativ heikel. Die erreichbare Genauigkeit ist stark von der Durchführungsqualität
abhängig und wird tendenziell überschätzt. Zahlreich sind die möglichen Fehlerquellen
und auch die Referenzprofile der verschiedenen Datenbanken zeigen z. T. deutlich
unterschiedliche Kontinuumsverläufe. Bei zweckmässiger und exakter Durchführung
bietet das Verfahren jedoch eine gute Annäherung an das theoretische Originalprofil ,
welches aber durch die individuelle, interstellare Rötung des untersuchten Sterns
belastet erscheint. Dieser Effekt erlaubt, unter selektiver Ausschaltung der atmosphärischen
und instrumentellen Einflüsse, eine Bestimmung des effektiven Balmer-Dekrements
gemäss Kap. 20 und somit auch der interstellaren Extinktion gemäss Kap. 21. Mindestens
theoretisch, könnten so auch noch grössere Schwankungen in der Kontinuumsstrahlung
nachgewiesen oder die Effektivtemperatur gem. Kap. 18.3 abgeschätzt werden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 36
8.8 Die absolute spektrale Flusskalibration
Als letzter Schritt der radiometrischen Profilkorrektur, könnte noch
die Intensitätsachse, meistens in der physikalischen Einheit
[erg s -1 cm -2 Å -1 ], für die absolute spektrale Flussdichte kalibriert
werden. Dieses Verfahren ist jedoch extrem anspruchsvoll,
sehr aufwendig und wird nur von einzelnen Spezialsparten der
professionellen Astronomie benötigt. Relativ häufig wird es bei
Spektren, aufgenommen von Weltraumteleskopen angewendet
[301]. Dort fallen mindestens die komplexen atmosphärischen
Störeinflüsse weg.
Im Amateurbereich werden akzeptable Ergebnisse meistens schon
durch die ungenügende Qualität des Beobachtungsplatzes verhindert.
Aber selbst im professionellen Bereich findet man nur selten
absolut Flux-kalibrierte Spektren.
Der gesamte absolute Fluss einer Emissionslinie entspricht ihrem
Flächeninhalt, hier vereinfacht direkt über der Wellenlängenachse dargestellt [302].
Die Einheit für den Gesamtfluss ist [erg s -1 cm -2 ].
Falls die Emissionslinie einem Kontinuum überlagert ist, muss bei Formel noch der
Kontinuumsfluss subtrahiert werden.
Das Verfahren beruht prinzipiell auf dem Vergleich mit dem absolut kalibrierten, bekannten
Strahlungsfluss eines Standardsterns. Für dieses Korrekturprocedere sind jedoch viele zusätzliche
Daten erforderlich, so z.B. auch die Belichtungszeit der Spektralaufnahmen und
sogar die Spaltbreite des Spektrografen.
8.9 Der Intensitätsvergleich zwischen verschiedenen Spektrallinien
Die Intensitäten zweier verschiedener Linien können in normierten Profilen mit ihren
Äquivalentbreiten verglichen werden. Falls die Linienbreiten nicht zu unterschiedlich
sind, kann ein Grobvergleich auch mit den Peak-Intensitäten durchgeführt werden.
Bei den meisten Emissionsnebeln (Kap. 22), welche kein auswertbares Kontinuum zeigen,
kann definitionsgemäss nicht mehr angewendet werden. Hier verbleibt nur noch der
Vergleich der direkt und unabhängig vom Kontinuum gemessenen Intensitäten , korrigiert
mit den Werten des ungedämpften Balmerdekrements (Kap. 21.4, 22.11), oder der absoluten
Flüsse gemäss .
[erg s -1 cm -2 Å -1 ]
F
λ 1
λ 2
F λ
[erg s -1 cm -2 ]
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 37
9 Sichtbare Effekte der Quantenmechanik
9.1 Schulbeispiel Wasserstoffatom und Balmerserie
Das folgende Orbital- Energieschema zeigt am einfachsten Beispiel des Wasserstoffatoms
den fixen Raster der Energieniveaus (oder „Terme“) , welche das einzige Elektron auf seinem
Orbit um den Atomkern besetzen kann. Diese sind mit den Schalen des bekannten
Bohrschen Atommodells identisch und werden auch Hauptquantenzahlen genannt. Welches
Niveau das Elektron aktuell einnimmt, hängt dabei von seinem Anregungszustand ab.
Ein Aufenthalt zwischen den Orbits ist dabei extrem unwahrscheinlich. Das niedrigste Niveau,
d.h. dem Atomkern am nahesten, ist der sog. Grundzustand (ground state).
Mit zunehmender n- Nummer (d.h. hier von unten nach oben):
– nimmt der Abstand zum Atomkern zu
– wird die gesamte Energiedifferenz, bezogen auf , immer grösser
– werden die Zwischenabstände und damit die erforderlichen Energien, um das jeweils
nächst höhere Niveau zu erreichen, immer kleiner, bis sie auf dem Level (oder
) gegen gehen.
Das Energieniveau auf dem Level ist physikalisch als definiert [5] und wird
Ionisationsgrenze genannt. Dabei ist die Niveaunummer als „theoretisch“ zu betrachten,
weil in der Praxis beim Wasserstoff im interstellaren Raum mit einer begrenzten Zahl
von ca. 200 gerechnet wird [6], auf denen sich ein Elektron noch aufhalten kann.
Definitionsgemäss wird im Schalenbereich mit sinkender - Nummer die Energie zunehmend
negativ, oberhalb von , d.h. ausserhalb des Atoms, positiv.
E = 0 eV
E 5
E 4
Energieniveaus
E 3
E 2
E 1
Lyman
(Ultraviolett)
Wasserstoff Serien
Hα
Hβ
Hγ
Hδ
Hε
Balmer
(sichtbar)
Paschen
(Infrarot)
n = ∞
n = 6
n = 5
n = 4
Absorption erfolgt nur dann, wenn das Atom von einem Photon getroffen wird, dessen
Energie exakt zu einer Niveaudifferenz passt, um welche das Elektron dann kurzzeitig auf
den höheren Level angehoben wird (Resonanz Absorption).
Emission erfolgt beim Zurückfallen des Elektrons auf ein tieferes Niveau, wobei ein Photon
abgegeben wird, dessen Energie wiederum exakt der Niveaudifferenz entspricht.
Ionisation des Atoms erfolgt, wenn die Anregungsenergie so gross ist, dass das negative
Elektron über die Ebene hinausgehoben wird und das Atom verlässt. Dies kann
Emission
Generelle Übergänge
Absorption
Ionisation
Rekombination
n = 3
n = 2
n = 1
Anregungsniveaus

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 38
durch ein hoch energetisches Photon (Photoionisation), durch Erhitzung (Thermische Ionisation)
oder Kollision mit externen Elektronen oder Ionen (Stossionisation) geschehen.
Bei der Rekombination fängt ein ionisiertes Atom ein freies Elektron aus der Umgebung und
wird dadurch wieder „neutral“.
9.2 Balmerserie
Eine Gruppe von Elektronenübergängen, zwischen einem fixen Energieniveau
und allen darüber liegenden Ebenen, wird Serie genannt. Für
Amateure ist vorwiegend die Balmerserie (rote Pfeilgruppe) wichtig,
weil nur ihre Spektrallinien im sichtbaren Bereich des Spektrums liegen.
Sie enthält die bekannten H- Linien und umfasst alle Elektronenübergänge,
welche vom zweitniedrigsten Energieniveau nach
oben abgehen (Absorption) oder von oben herkommend hier enden
(Emission). Die Balmerserie wurde vom Schweizer Mathematiker und
Architekten (!) Johann Jakob Balmer (1825–1898) entdeckt und beschrieben.
Die Linien der benachbarten Paschen-Serie liegen im infraroten-,
diejenigen der Lyman-Serie im ultravioletten Bereich.
Dies klingt alles recht theoretisch, hat aber hohe praktische Relevanz und kann selbst mit
einfachsten, spaltlosen Spektrografen quasi „sichtbar“ gemacht werden! Dazu wird am einfachsten
das klassische Anfängerobjekt, d.h. ein Sternspektrum der Klasse A (Kap. 13.4)
aufgenommen. Am besten eignen sich Sirius (A1) oder Wega (A0). Diese Sterne haben eine
Oberflächentemperatur von ca. 10‘000 K, welche die Balmerserie im Spektrum am deutlichsten
zur Geltung bringt. Der Grund dafür: Infolge thermischer Anregung erreicht bei dieser
Temperatur der Elektronenanteil, der sich bereits auf dem erhöhten Ausgangsniveau
der Balmerserie aufhält, das Maximum. Bei noch weiter steigenden Temperaturen
nimmt dieser Anteil auf wieder ab, weil er sich auf noch höhere Niveaus verlagert
(Paschen Serie) und schliesslich gar völlig freigesetzt wird, d.h. Ionisation der H- Atome).
In der Grafik sind in einem Ausschnitt des Sirius Spektrums sechs der H- Balmerlinien zu
sehen, beschriftet mit den verantwortlichen Elektronenübergängen. Diese Absorptionslinien
werden fortlaufend mit griechischen Kleinbuchstaben bezeichnet, beginnend bei Hα
im roten Bereich des Spektrums, welche durch den niedrigsten Übergang erzeugt
wird. Ab Hε wird häufig auch die betreffende Niveaunummer verwendet, z.B. Hζ = H8. Hier
ist schön zu sehen, wie die Linienabstände gegen den Blaubereich immer enger werden –
ein direktes Abbild für die immer geringer werdenden Energiemengen, welche zur Erreichung
des nächst höheren Niveaus notwendig sind – nach meinem Empfinden das wohl
ästhetischste, was die Spektroskopie optisch zu bieten hat!
n2 – n8
n2 – n7
n2 – n6
Hζ Hε Hδ
n2 – n5
Hγ
Verantwortliche Elektronenübergänge
n2 – n4
Hβ
Linienbezeichnung
n2 – n3
Hα

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 39
9.3 Spektrallinien der übrigen Atome
Bei allen übrigen Atomen, d.h. mit mehr als einem Elektron, kann die Beschreibung der Linienbildung
sehr komplex werden. Alle Atome unterscheiden sich durch unterschiedliche
Werte der Energieniveaus und deshalb auch durch unterschiedliche Wellenlängen ihrer
Spektrallinien. Eine Rolle spielt auch die Anzahl Valenzelektronen auf dem äusseren Niveau,
oder wie viele der inneren Hauptniveaus bereits voll besetzt sind. Weiter kommt hier noch
die Unterteilung dieser Hauptniveaus in eine grosse Zahl von sog. Sublevels und Sub-
Sublevels mit quantenmechanisch völlig unterschiedlichen Implikationen ins Spiel. Die
Energiedifferenzen zwischen diesen Sublevels müssen logischerweise sehr gering sein.
Dies erklärt auch, weshalb Metalle häufig in dichten Gruppen auftreten, mit Zwischenabständen
von teilweise

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 40
10 Wellenlänge und Energie
10.1 Energiegleichung nach Planck
Im obigen Siriusspektrum, nachträglich noch kalibriert nach der Wellenlänge
[30], sollen nun zu den Wasserstofflinien der Balmerserie die entsprechenden
Photonenenergien berechnet werden. Dies erfolgt mit der bekannten und
einfachen Gleichung von Max Planck (1858 – 1947):
ist die Strahlungsenergie in Joule [J],
das Plancksche Wirkungsquantum [6.626 10 -34 J s]
(griechisch „nü“) die Strahlungsfrequenz [s -1 ] der Spektrallinie.
Die Strahlungsfrequenz der Spektrallinie steht zur Wellenlänge [m] in der
folgenden, einfachen Beziehung : ( = Lichtgeschwindigkeit 3 10 8 m/s)
{9} eingesetzt in {8} ergibt:
Die wichtigste Aussage der Formeln {8} und {10}: Die Strahlungsenergie verhält sich proportional
zur Strahlungsfrequenz und umgekehrt proportional zur Wellenlänge .
10.2 Einheiten für Energie und Wellenlänge
Es ist sehr unpraktisch und nicht gerade anschaulich, diese für die Quantenmechanik typischen,
extrem niedrigen Energiebeträge, in der Einheit Joule [J] auszudrücken, welche für
Anwendungen in der traditionellen Mechanik definiert wurde. Deshalb wird in der Spektroskopie
die Einheit Elektronenvolt [eV] verwendet [5].
Weiter sind auch die Wellenlängen im Bereich des sichtbaren Lichts extrem klein und werden
daher in der Astronomie meistens in Angström [Å] oder Nanometer [nm] gemessen.
Dabei sollte man sich bewusst sein, dass 1Å etwa dem Durchmesser eines Atoms, inkl. der
Elektronenschalen entspricht! Im Infrarotbereich ist auch [μm] noch gebräuchlich:
Eher selten sieht man die Frequenz auch als „Wellenzahl“ ausgedrückt. Dies ist der
Kehrwert zur Wellenlänge , meistens etwas ungewöhnlich in Anzahl Schwingungen pro
cm dargestellt .
Im optischen Spektralbereich basieren Wellenlängenangaben normalerweise auf der Standardatmosphäre
(Luftdruck 1013.25 hPa, Temperatur 15°C). Mit dem Programm Spectro-
Tools [413] von Peter Schlatter können u.a. Vakuum Wellenlängen auf diesen Standard
umgerechnet und die Temperaturabhängigkeit einer Messung demonstriert werden. So
wird schnell klar, warum die Aufnahme des Eichspektrums unmittelbar vor, und/oder nach
dem Objektspektrum erfolgen sollte!

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 41
Zur Umrechnung der Wellenlänge [Å] in Energie [eV] und umgekehrt gibt’s einfache und
taschenrechnertaugliche Formeln:
10.3 Die Photonenenergie der Balmerserie
Mit Formel lassen sich nun zu den Wasserstofflinien des Sirius Spektrums, mit ihren
bekannten Wellenlängen , die entsprechenden Werte der Photonenenergie errechnen:
3889 Å
3970 Å
4102 Å
Hε Hδ
Hζ
4340 Å
Hγ
4861 Å
Hβ
In professionellen Publikationen sieht man, vorwiegend im UV Bereich, auch Spektren, welche
statt in Wellenlängen in Photonenenergien [eV] kalibriert sind.
Am linken Rand ist die sog. Balmerkante oder Balmersprung rot eingetragen. Hier endet die
Balmerserie mit ihrer kurzwelligsten Linie bei 3647 Å und das Kontinuum erleidet einen
dramatischen Intensitätsabfall. Dieser erfolgt, weil hier die Absorptionslinien immer näher
zusammenrücken und so auf Photonen mit diesen Wellenlängen wie eine Barriere wirken
(siehe Kap 10.4).
Der Wert einer Absorptionslinie entspricht der Energiedifferenz des ursächlichen Elektronenübergangs
zwischen Ausgangs- und Anregungsniveau und damit auch den Pfeillängen
im folgenden Orbital- Energieschema. So entspricht in der oberen Grafik z.B. 2.55eV
dem Übergang oder Hβ. Dieser Zusammenhang ermöglicht es nun, für das Wasserstoffatom
die Energieniveaus der H- Balmerserie zu berechnen.
Energieniveau E [eV]
Balmer
kante
3.40 eV
3647 Å
n2 – Balmerkante
0
-0.54
-0.85
-1.51
-3.40
-13.6
n2 – n8
n2 – n7
n2 – n6
3.19 eV
3.12 eV
3.02 eV
Lyman
(Ultraviolett)
n2 – n5
2.86 eV
Hα
Hβ
Hγ
Hδ
Hε
Balmer
(sichtbar)
n2 – n4
2.55 eV
Paschen
(Infrarot)
n = ∞
n = 6
n = 5
n = 4
n = 3
n = 2
n = 1
Anregungsniveau
n2 – n3
6563 Å
1.89 eV
Hα
Elektronen
übergang
Wellenlänge [Å]
Photonenenergie
Ep [eV]

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 42
Da definitionsgemäss auf dem Niveau die Energie gesetzt werden muss, verschiebt
sich der - Wert der Balmerkante (3.40 eV), nun mit negativem Vorzeichen, auf
das Ausgangsniveau der Balmerserie . Dieser Betrag entspricht ja auch der Energiedifferenz
zwischen dem Ausgangsniveau und der Balmerkante, sowie der minimal benötigten
Energie, um das H-Atom ab dem Ausgangsniveau zu ionisieren. Für die Berechnung
der dazwischen liegenden Energieniveaus müssen nun von 3.40 eV die Werte
der entsprechenden Niveaudifferenzen subtrahiert werden. So muss z.B. für das Niveau
der –Wert von Hα abgezogen werden: 3.40 eV – 1.89 eV = 1.51 eV. Die Werte
der Energieniveaus tragen im Schalenbereich definitionsgemäss negative Vorzeichen.
10.4 Balmer- Paschen- und Bracketkontinuum
Heisse Sterne, mit Strahlungsschwerpunkt im UV-Bereich, zeigen in Richtung zu kürzeren
Wellenlängen einen steilen Kontinuumsanstieg. Dieser wird, wie oben bereits gezeigt, bei
3646 Å durch den Balmersprung abrupt beendet. Nach dem dramatischen Intensitätsabfall
steigt das Kontinuum im UV Bereich wieder an, bis bei 912 Å die Ionisationsgrenze von
Wasserstoff erreicht ist (auch Lyman-Grenze genannt). Die folgende Grafik zeigt den Balmersprung
an einem synthetischen A0 I Profil aus der Vspec Datenbank.
Ein vergleichbarer Vorgang ereignet sich an der Grenze zum Infrarotbereich bei 8207 Å,
dem sog. Paschen Sprung. Etwas verwirrend ist die Bezeichnung der dazwischen liegenden
Kontinuumsabschnitte, welche immer den Namen des vorhergehenden Sprungs oder Serie
tragen. Die Balmerserie liegt daher im sog. Paschenkontinuum. Nach dem Balmersprung
beginnt im UV Bereich das Balmerkontinuum mit der Lymanserie . Die
Paschenserie im Infrarotbereich , liegt folglich auf dem Bracketkontinuum. Der
dramatische Einfluss der Wasserstoffabsorption auf den Kontinuumsverlauf erklärt sich
durch das extrem hohe Vorkommen dieses Elementes in den meisten stellaren Photosphären.
I
Paschensprung
8207 Å
λ
[Å]

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 43
11 Ionisierungsstufe und Ionisierungsgrad
11.1 Die Lymangrenze beim Wasserstoff
Im zweiten Diagramm von Kap. 10.3 beträgt die Energie für das unterste Ausgangsniveau
, der Lyman- Serie, . Umgerechnet mit Formel {10} ergibt dies die bekannte
Lyman-Grenze oder Lyman-Kante im UV Bereich, mit der Wellenlänge .
Sie entspricht funktionell der „Balmerkante“ bei der Balmerserie (Kap. 10.4). Dieser Wert
ist für die Astrophysik sehr wichtig, da er auch die erforderliche Minimalenergie definiert,
um das H-Atom ab seinem Grundzustand zu ionisieren. Dies ist nämlich erst bei extrem
heissen Sternen der frühen B- und der gesamten O- Klasse möglich, d.h. ab ca.
25‘000K [3]. Die sehr hohe UV Strahlung solcher Sterne kann dadurch die Wasserstoffwolken
der Umgebung ionisieren und durch die nachfolgende Rekombination zum Leuchten
anregen (H II Regionen, z.B. M42, Orion Nebel, Kap. 22).
11.2 Ionisierungsstufe und Ionisierungsgrad
Die Ionisierungsstufe entspricht der Anzahl Elektronen, welche ein Atom abgegeben hat.
Dieser darf nicht verwechselt werden mit dem Ionisierungsgrad in der Plasmaphysik, welcher
den Anteil der Gasatome angibt, die bei einer bestimmten Temperatur durch Ionisation
Elektronen abgegeben haben (Bestimmung mit der Saha Gleichung).
11.3 Astrophysikalische Notationsform für die Ionisierungsstufe
Leider hat die Astrophysik für ionisierte Atome nicht die chemische Notationsform übernommen,
sondern verwendet eine eigene Variante, welche wohl viele Anfänger (so auch
mich) zuerst mal in die Irre geführt hat! Ich habe schon hochgebildete Amateure, deren
chemische Kenntnisse vielleicht etwas verblasst waren, bei Diskussionen über H II Regionen
von doppelt ionisiertem Wasserstoff sprechen hören. Da Wasserstoffatome jedoch nur
ein Elektron besitzen, können sie maximal auch nur einfach ionisiert sein – es wird demnach
nie H III Regionen geben können.
Das nicht ionisierte, neutrale Wasserstoffatom beschreiben Chemiker mit H, das ionisierte
mit H + , was klar und unmissverständlich ist. Astrophysiker benennen hingegen bereits den
neutralen Wasserstoff mit einer zugesetzten römischen Ziffer als H I und den ionisierten
dann mit H II. Das zweifach ionisierte Kalzium wird durch Chemiker mit Ca ++ bezeichnet,
für Astrophysiker entspricht dies Ca III. Si IV ist z.B. dreifach ionisiertes Silizium Si +++ . Das
System funktioniert also nach dem „(n–1) Prinzip“, d.h. astrophysikalisch ist die Ionisierungsstufe
eines Atoms immer um 1 niedriger als die römische Zusatzziffer. Eine hohe Ionisierungsstufe
bei Atomen bedeutet für Astrophysiker zwangsläufig, dass in diesem Prozess
sehr hohe Temperaturen im Spiel sein müssen.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 44
12 Verbotene Linien oder –Übergänge
Basierend auf den hier vorgestellten Theorien kann dieses Phänomen nur grob erklärt werden.
Für ein tieferes Verständnis wären umfangreichere, quantenmechanische Kenntnisse
notwendig, wie sie z.B. in [5] vermittelt werden. Für die praktische Spektroskopie ist dies
aber nicht zwingend erforderlich.
Die meisten Amateure werden wohl ein [O III] Filter zur Kontrastverstärkung von Emissionsnebeln
besitzen. Dieses lässt die zwei grünen Emissionslinien des zweifach ionisierten
Sauerstoffs [O III] bei 4959Å und 5007Å passieren. Diese Linien entstehen in diesem Atom
durch sog. „verbotene Übergänge“. Die Ausgangsniveaus solcher Übergänge werden „metastabil“
genannt, weil sie empfindlich auf Stösse reagieren und die Elektronen hier eine
ziemlich lange Zeit verbringen müssen (mehrere Sekunden bis Minuten) bis sie den verbotenen
Übergang ausführen können. Diese Umstände erhöhen drastisch die Wahrscheinlichkeit,
dass dieser Zustand zerstört wird, bevor der Übergang stattfinden kann.
„Verboten“ heisst daher, dass diese Übergänge in dichten Gasen, wie z.B. im Bereich der
Erdoberfläche oder auch in Sternatmosphären, extrem unwahrscheinlich sind, weil sie hier,
infolge von Stössen durch andere Teilchen vorzeitig daran gehindert werden (Kap. 22). Dieser
Störeffekt entfällt bei extrem dünnen Gasen, wie sie nur im Weltraum vorkommen. Deshalb
sind solche Übergänge hier möglich. Angezeigt werden solche verbotenen Linien
durch eckige Klammern um das erzeugende Atom, z.B. [O III], [N II], [Fe XIV].
Die verbotene Airglow Linie [O I] (5577.35Å), ist (neben Stickstoffbanden) hauptsächlich an
der Entstehung des meist grünlichen Polarlichtes in den extrem dünnen, oberen Schichten
der Erdatmosphäre beteiligt. Für die Erzeugung der höheren Ionisationsstufen wie [O III]
fehlt hier die notwendige Ionisationsenergie.
www.nww-web.at

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 45
13 Spektralklassen
13.1 Vorbemerkungen
Ein Grundwissen über die Spektralklassen ist unabdingbare Voraussetzung für eine sinnvolle
Beschäftigung mit der Spektroskopie. Verbunden mit entsprechenden Kenntnissen und
Hilfsmitteln, beinhaltet diese Klassierung ein beachtliches qualitatives und quantitatives
Informationspotential über die klassierten Objekte. Der durchschnittlich ausgerüstete Amateur
wird kaum je in die Verlegenheit kommen, eine unbekannte Klassierung eines Sterns
wirklich selbst bestimmen zu müssen, es sei denn aus durchaus empfehlenswerten, didaktischen
Gründen. Die Spektralklassen können heute aus Internetquellen [100], Planetariumsprogrammen
etc. gewonnen werden. Für das tiefere Verständnis des heute gebräuchlichen
Klassifikationssystems ist eine grobe Kenntnis der historischen Entwicklung sehr
nützlich, da von jedem Entwicklungsschritt bis heute etwas aktuell geblieben ist!
13.2 Die Fraunhoferlinien
Zu Beginn des 19. Jahrhunderts untersuchte der Physiker
und Optiker Joseph von Fraunhofer (1787-1826), aufbauend
auf der Entdeckung von Wollaston, mit seinem
selbstgebauten Objektiv- Prismenspektroskop das Licht
der Sonne. Er entdeckte in diesem überaus komplexen
Spektrum über 500 Absorptionslinien. Die prominenteren
davon hat er, in damaliger Unkenntnis der physikalischen
Zusammenhänge, mit den Buchstaben A – K gekennzeichnet.
Bild unten: Originalzeichnung von Fraunhofer aus
Internetquelle. Diese Linienbezeichnungen findet man
noch häufig auch in aktuellen Abhandlungen!
Fraunhofer hat mit dieser Apparatur auch die helleren Fixsterne
untersucht und bereits festgestellt, dass z.B. das
Siriusspektrum von breiten starken Linien dominiert wird
und Pollux ein ähnliches Linienmuster zeigt wie das Sonnenspektrum!
Weiter ist ihm auch das Beteigeuze Spektrum
aufgefallen, welches kaum noch diskrete Linien sondern
vor allem breite Absorptionsbänder zeigt.
Die Tabelle rechts und die Grafik unten zeigen, wie diese
Systematik später noch erweitert wurde (Quelle: NASA).
Linienbez. Element Wellenlänge Å
A – Band O2 7594 - 7621
B – Band O2 6867 - 6884
C H (α) 6563
a – Band O2 6276 - 6287
D 1, 2 Na 5896 & 5890
E Fe 5270
b 1, 2 Mg 5184 & 5173
F H (β) 4861
D Fe 4668
E Fe 4384
F H (γ) 4340
G – Band CH 4300 - 4310
G Ca 4227
H H (δ) 4102
H Ca II 3968
K Ca II 3934

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 46
Hier noch einige Fraunhoferlinien des Sonnenspektrums, gewonnen mit dem DADOS
Spektrografen im Bereich von 4200 – 6700 Å (200L/mm Gitter).
Unten links die H- und K- Linien des einfach ionisierten Kalziums Ca II, die intensivsten von
der Sonne selbst erzeugten Absorptionslinien (3968/3934 Å). Unten rechts das sog. A-
Band (7594 – 7621 Å), verursacht durch O2 Moleküle in der Erdatmosphäre (beides gewonnen
mit DADOS und dem 900L/mm Gitter).
13.3 Weitere Entwicklungsschritte
Im weiteren Verlauf des 19.- bis anfangs des 20. Jahrhunderts profitierten
die Astronomie, und im speziellen die Astrospektroskopie,
von eindrücklichen Fortschritten in der Chemie und Physik. So
wurde es zunehmend möglich, den Ursprung der einzelnen Spektrallinien
auf chemische Elemente zurückzuführen – in erster Linie
das Verdienst von Robert Bunsen (1811 – 1899) und Gustav
Kirchhoff (1824 – 1887). Entscheidend hat dann Pater Angelo
Secchi (1818 – 1878) an der Vatikan Sternwarte den weiteren
Weg der Spektralklassierung geprägt und wird daher von vielen
Quellen als Vater der modernen Astrophysik bezeichnet. Er unterteilte
stellare Spektren nach speziellen Merkmalen in fünf Gruppen
(I–V).
Typ I umfasste bläulich weisse Sterne mit relativ einfachen Spektren, welche von wenigen
aber sehr markanten Linien dominiert werden. Diese verteilen sich wie dicke Leitersprossen
über den Spektralstreifen und entpuppten sich später als Wasserstofflinien der berühmten
Balmerserie. Dieses einfache Merkmal erlaubt es sogar Anfängern, solche Sterne
grob in die heute gebräuchliche A- oder späte B- Klasse einzuteilen (Sirius, Wega, Castor).
Typ II waren gelbliche Sterne mit komplexen Spektren, dominiert von zahlreichen Metallinien,
wie sie die Sonne, Capella, Arktur, Pollux aufweisen (heutige Klassen ≈ F, G, K).

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 47
Typ III waren orangerötliche Sterne mit komplexen Bandenspektren und wenigen diskreten
Linien. Die Absorptionsbanden werden in blauer Richtung jeweils dunkler (intensiver). Solche
Merkmale, zeigen z.B. Beteigeuze, Antares und Mira. Erst 1904 wurde klar, dass es
sich hier vorwiegend um Absorptionsbanden des Moleküls TiO, Titanoxid handelt (heutige
Klasse M).
Typ IV beinhaltete seltene, rötliche Sterne mit Bandenspektren, welche in roter Richtung
dunkler (intensiver) werden. Angelo Secchi erkannte bereits, dass es sich hierbei um Kohlenstoff
handeln muss (siehe Kap. 5.4)!
Typ V schliesslich waren Sterne mit „hellen Linien“, Emissionslinien wie wir heute wissen.
13.4 Das Harvard System
Bald wurde klar, dass das Klassierungssystem von Secchi zu rudimentär
war. Basierend auf einer Grosszahl von Spektralaufnahmen und
Vorarbeiten von Henry Draper begann Edward Pickering (1846–1919)
Secchis System durch Grossbuchstaben von A – Q zu verfeinern. Der
Buchstabe A entsprach dabei Secchis Typ I für Sterne mit dominanten
Wasserstofflinien. Diese Klassierung sollte dann schliesslich als einzige
bis in die Gegenwart überleben! Als Direktor des Harvard Observatoriums
beschäftigte er viele Frauen, für die damalige Zeit eine wahrlich
avantgardistische Haltung eines akademischen Betriebs.
Gleich drei seiner Mitarbeiterinnen nahmen sich des Klassierungsproblems
an, bis nach etlichen Irr- und Umwegen sich ca. Ende des
1. Weltkrieges das System von Annie J. Cannon (1863 – 1941) durchsetzte.
Dessen Grundstruktur hat sich bis heute erhalten und basiert
im Kern auf der Buchstabenfolge O, B, A, F, G, K, M. Dazu der bekannte
und sicherlich später entstandene Merksatz: Oh Be A Fine Girl Kiss
Me. Mit diesem System können auch heute noch über 99% der Sterne
klassiert werden.
Diese Buchstabensequenz folgt der abnehmenden Atmosphärentemperatur
der klassierten Sterne, beginnend von den sehr heissen
O- Typen mit mehreren 10‘000 K bis zu den kühlen M- Typen mit ca. 2‘400 K – 3‘500 K.
Dies zeugt von der absolut bahnbrechenden Erkenntnis, dass die Spektren vorwiegend von
der Atmosphärentemperatur der Sterne und erst in zweiter Linie von weiteren Parametern
wie chemische Zusammensetzung, Dichte, Rotationsgeschwindigkeit etc. abhängen. Das
kann aus heutiger Sicht auch nicht wirklich verwundern, da die Anteile Wasserstoff mit
75% und Helium mit 24% auch etwa 13.7 Mrd. Jahre nach dem Big Bang immer noch ca.
99% der Elemente im Universum umfassen. Diese Systematik bildet auch die horizontale
Achse des fast gleichzeitig entwickelten Hertzsprung Russel Diagramms (siehe Kap. 14).
Sie wurde dann noch ergänzt durch die Klassen:
– R für Cyan (CN) und Kohlenmonoxid (CO)
– N für Kohlenstoff
– S für sehr seltene Sterne, deren Bandenspektren anstelle von TiO mit Zirkoniumoxid
(ZrO), Yttriumoxid (YO) oder Lanthanoxid (LaO) gebildet werden.
Zudem wurde die gesamte Klassenunterteilung noch mit einer zusätzlichen Dezimalzahl
von 0–10 verfeinert. Beispiele: Sonne G2, Pollux K0, Wega A0, Sirius A1, Prokyon F5.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 48
13.5 Frühe und späte Spektraltypen
Eine der Fehlhypothesen auf dem langen Weg zu diesem Klassierungssystem postulierte,
dass die Spektralklassensequenz von O bis M chronologisch die Entwicklungsstadien eines
Sternes darstellen soll. In damaliger Unkenntnis der Kernfusion als „nachhaltiger“ Energielieferant,
diskutierte man auch eine Variante, dass die Sterne ihre Energien lediglich durch
Kontraktion erzeugen könnten, d.h. sehr heiss beginnen und schliesslich kühl enden. Dieser
Irrläufer hat in der Folge die Terminologie bis heute massgebend geprägt. So spricht man
bei den O, B, A Klassen um „frühe-“ (early), bei F und G um „mittlere“ (medium) und bei K
und M um „späte“ (late) Typen. Diese Systematik wird auch innerhalb einer Klasse angewendet.
So nennt man z.B. M0 einen „frühen-„ und M8 einen „späten“ M-Typen. Konsequenterweise
ist daher z.B. M1 „früher“ als M7.
13.6 Das MK (Morgan Keenan) oder Yerkes System
Ständig neue Forschungsergebnisse, speziell die Fortschritte in der Kernphysik und das zunehmende
Verständnis für die Evolutionsgeschichte und die typischen Lebensläufe der
Sterne, erforderten eine sukzessive Anpassung und Erweiterung des Systems. So wurde
z.B. erkannt, dass Sterne innerhalb derselben Spektralklasse massiv verschiedene, absolute
Leuchtkräfte aufweisen können, ein Effekt der vorwiegend auf die unterschiedlichen Entwicklungsstadien
zurückgeführt werden kann. 1943 wurde daher, als weiterer Meilenstein,
das Klassifikationssystem durch Morgan, Keenan und Kellmann vom Mt. Wilson Observatorium
mit römischen Ziffern um eine zusätzliche 2. Dimension erweitert – die sog. sechs
Leuchtkraftklassen (luminosity classes).
Leuchtkraftklasse
(luminosity class)
Sterntyp
I Überriesen (Luminous Supergiants)
Ia-0, Ia, Iab, Ib Unterteilung der Überriesen nach abnehmender Leuchtkraft
II Helle Riesen (Bright Giants)
III Normale Riesen (Normal Giants)
IV Unterriesen (Subgiants)
V „Gewöhnliche“ Zwerg- oder Hauptreihensterne
(Dwarfs, Main Sequence)
VI Unterzwerge (Subdwarfs)
VII Weisse Zwerge (White Dwarfs)
In diesem System wird die Sonne als G2V Stern klassifiziert, d.h. ein sog. „normaler Zwergstern“
auf der Hauptreihe des Hertzsprung Russel Diagramms. Sirius steht mit der Klassierung
A1V ebenso noch als Zwergstern auf der Hauptreihe. Beteigeuze wird etwas „sperrig“
als M1–2 Ia–Iab eingestuft. Er hat das Zwergenstadium auf der Hauptreihe längst aufgegeben
und sich zu einem Roten Überriesen aufgebläht. Die Bezeichnung sagt weiter aus, dass
er sich als Veränderlicher zwischen den Klassen M1 und M2 bewegt und die Leuchtkraftklasse
zwischen Ia und Iab schwankt.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 49
13.7 Weitere Anpassungsschritte bis zur Gegenwart
Auch das MK Klassierungssystem ist bis heute in kleinen Schritten den ständig wachsenden
Erkenntnissen angepasst worden. So sind vor allem neue Klassierungen für selten auftretende,
stellare „Exoten“ entstanden, mit denen sich heute auch Amateure erfolgreich
spektroskopisch beschäftigen. Weiter werden mit zusätzlichen Kleinbuchstaben, angebracht
als Prefix oder Suffix, aussergewöhnliche Phänomene, wie z.B. ein überdurchschnittlich
hoher Metallgehalt oder „Metallizität“ bezeichnet. Einige Zusätze sind allerdings überbestimmend,
da z.B. Weisse Zwerge, Unterzwerge und Riesen ja bereits über die Leuchtkraftklasse
spezifiziert werden können. Vorsicht: Zwerg- oder Hauptreihensterne dürfen
keinesfalls mit den Weissen Zwergen verwechselt werden. Bei letzteren handelt es sich um
extrem dichte, ausgebrannte „Sternleichen“ (siehe Kap. 14.3).
Beispiele: Sirius A: A1Vm, metallreicher Hauptreihenstern (Zwerg) der Spektralklasse A1
Sirius B: DA2, Weisser Zwerg („Dwarf“ oder „Degenerate“) der Klasse A2
Omikron Andromedae: B6IIIep, Omikron Ceti (Mira): M7IIIe
Kapteyn‘s star: sdM1V
Suffixe
s
Scharfe Linien
Besonders scharfe
c
Linien
b Breite Linien
a Normale Linien
comp
e
f
em
k
m
n / nn
wk
p, pec
sh
v
Fe, Mg…
Zusammengesetztes
Komposit Spektrum
H- Emission bei B- und
O Sternen
He- und N- Emission bei
O Sternen
Metallische
Emissionslinien
Interstellare
Absorptionslinien
Starke Metallinien
Diffuse Linien/
stark diffuse Linien
weak lines
schwache Linien
peculiar spectrum
besonderes Spektrum
shell, Hülle
variation in spectrum
Überschuss oder Defizit
(–) des Elementes
Präfixe
D dwarf, Zwergstern
Sd subdwarf (Unterzwerg)
G giant (Riesenstern)
Spezialklassen
Q Novae
Pv Planetarischer Nebel
D Dwarf (Weisser Zwerg)
+ Zusatz O, B, A… für die
Spektralklasse
W Wolf- Rayet- Sterne
+ Zusatzbuchstaben für C-, N-
und O- Linien
S Sterne mit Zirkoniumoxid –
Absorptionsbändern
C Kohlenstoffsterne (früher R, N)
Die Spezialklassen P (Planetarische Nebel) und Q (Novae) haben sich nicht durchgesetzt
und werden kaum mehr verwendet. Die Suffixe werden nicht immer konsequent so angewandt.
Oft sieht man andere Varianten. Bei Hüllensternen kann z.B. auch pe, oder shell angehängt
sein.
L,
T,
Braune Zwerge
Y Theoretische Klasse für Braune
Zwerge< 600 K

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 50
13.8 Die grobe Bestimmung der Spektralklasse
Die grobe, eindimensionale Bestimmung der Spektralklassen O, B, A, F, G, K, M, ist bereits
für leicht fortgeschrittene Amateure möglich. Als Unterscheidungskriterien dienen markante
Merkmale wie Linien- oder Bandenspektren, sowie auffällige Linien in Absorption oder
Emission, welche bei bestimmten Klassen prominent auftreten und bei anderen ganz fehlen.
Bereits die feinere Dezimalunterteilung und in noch höherem Mass die zusätzliche Bestimmung
der Leuchtkraftklasse (2. Dimension), erfordern aber gut aufgelöste und normierte
Spektren mit einer grossen Zahl identifizierter Linien, sowie tiefere theoretische Kenntnisse.
Sie erfolgt z.B. durch den Intensitätsvergleich bestimmter Spektrallinien. Zu diesem
Thema existiert eine umfangreiche Literatur. Hier soll lediglich die grobe, eindimensionale
Bestimmung kurz skizziert werden. Zusätzlich lohnt es sich auch, den Spektralatlas für Astroamateure
beizuziehen, welcher vom Internet heruntergeladen werden kann [33]. Die folgende
Darstellung zeigt überlagerte, niedrig aufgelöste Beispielspektren der gesamten
Spektralklassensequenz von O – M, wie sie im Spektralatlas [33] zu finden ist.
TAFEL 01
O9.5
B1
B7
A1
A7
F0
F5
G2
G8
K1.5
K5
M1.5
M5
Alnitak
25‘000°K
Spica
22‘000°K
Regulus
15‘000°K
Sirius
10‘000°K
Altair
7‘550°K
Adhafera
7‘030°K
Procyon
6330°K
Sonne
5‘700°K
Vindemiatrix
4‘990°K
Arcturus
4‘290°K
Alterf
3‘950°K
Antares
3‘600°K
Rasalgethi
3‘300°K
Hδ 4101
Hε 3970
K
Ca ll H
Übersicht Spektralklassen
Hγ 4340
He I 4388
He I 4471
Ca I 4227
CH 4300
C III 4647/51
Hβ 4861
He I 4922
He I 5016
He I 50486
TiO
Mg l 5167-83
„Mg Triplet“
He II 5411
TiO
TiO
He I 5876
Na I 5890/95
TiO
TiO
Telluric O 2
TiO
He I 6678
Hα 6562
©Richard Walker 2010/05

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 51
Was hier sofort auffällt:
– im oberen Drittel der Tafel (B7–A7) die starken Linien der H- Balmerserie, d.h. Hα, Hβ,
Hγ etc. Am stärksten treten sie beim Typ A0 (z.B. Wega) in Erscheinung. Sie werden gegen
oben und unten zunehmend schwächer.
– im unteren Viertel der Tafel (K5–M5) die auffälligen Bandenspektren, vorwiegend infolge
des Titanoxids (TiO).
– knapp unterhalb der Hälfte relativ „fade“ Spektren (G2–K1.5), allerdings gespickt mit
zahlreichen feinen Metall- und den kräftigen Fraunhofer H + K Linien (Ca II), sowie der
Fraunhofer D-Linie (Na I Doppellinie). Die H- Balmerserie ist nur schwach ausgeprägt.
– Zuoberst ist noch die O-Klasse mit wenigen, feinen und relativ schwachen Linien, meist
ionisiertes Helium (He II), sowie ein- bis mehrfach ionisierte Metalle. Die H- Balmerserie
ist nur noch schwach ausgeprägt.
– In den Spektren der heissen Sterne (in den Klassen ab ca. frühe A bis O) kann die Doppellinie
des neutralen Natriums Na I (Fraunhofer D1, 2) zwingend nur interstellaren Ursprungssein.
Das neutrale Natrium Na I hat eine sehr tiefe Ionisationsenergie von nur
gerade 5.1 eV und kann deshalb nur in der Atmosphäre kühler Sterne entstehen. Die
Wellenlänge des ionisierten Natriums (Na II) liegt im UV Bereich und kann deshalb mit
Amateurausrüstungen nicht nachgewiesen werden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 52
Hier folgen noch zwei verschiedene Flussdiagramme, zur eindimensionalen Grobbestimmung
der Spektralklasse: Quellen: Vorlesungen Uni Freiburg i.B. [56] und Uni Jena.
Version 1
Verwendete Linien:
– Fraunhofer K (Ca II K 3934Å)
– Fraunhofer H (Ca II H 3968Å)
– Fraunhofer G Band (CH molekular
4300–4310Å)
– Balmerlinie Hγ, 4340Å
– Mangan Mn 4031/4036Å
– Titanoxid Bandhead: TiO 5168Å
Die Intensität der verglichenen Linien
(z.B. Ca II K / Hγ) wird durch die bereits
eingeführte, Peak Intensität berechnet
(Kap. 7.1).
__________________________________________________________________________________
Version 2
Verwendete Linien:
– Fraunhofer K (Ca II K 3934Å)
– Fraunhofer H (Ca II H 3968Å)
– Balmerlinie Hγ, 4340Å
– Fe I, 4325Å
A0–A5
Balmerlinien
vorhanden?
ja
H und K
vorhanden?
ja
Spektraltyp
A0–A5
H und K
vorhanden?
Spektraltyp
B
nein nein
K/Hγ1
Spektraltyp
A5
Hγ/Fe I=1?
(4325)
ja
Spektraltyp
G0–G4
ja
nein
nein
O, B
A5–A9
F0–F3
G-Band
no
G Mn 4031, 4036 F3–F9
yes
~1
no
~1
1
M G–Band/TiO 5168
K
no
yes
Spektraltyp
O
Spektraltyp
K, M
Spektraltyp
später als A5
Hγ/Fe I

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 53
Hier folgen noch zusätzliche Klassierungshilfen. Weitere Kriterien findet man auch in den
Spektralatlassen [33] und [80].
Kontinuumsverlauf:
Bereits bei einem Vergleich nicht normierter Rohspektren kann festgestellt werden, dass
das Intensitätsmaximum, z.B. eines frühen B- Sternes gegenüber einem späten K- Stern,
deutlich blauverschoben ist (Wiensches Verschiebungsgesetz). Extrem heisse O- Sterne
strahlen hauptsächlich im Ultraviolett- (UV), kühle M- Sterne vorwiegend im
Infrarotbereich (IR).
O- Klasse: einfach ionisiertes Helium He II, auch als Emissionslinie, neutrales He I, je doppelt
ionisiertes C III, N III, O III, dreifach ionisiertes Si IV, H- Balmerserie nur sehr schwach.
Hohe Kontinuumsintensität im UV Bereich.
Beispiele: Alnitak (Zeta Orionis): O9 Ib, Mintaka (Delta Orionis): O9.5 II,
B- Klasse: Neutrales Helium He I in Absorption am stärksten bei B2, Fraunhofer K- Linie von
Ca II wird schwach sichtbar, einfach ionisiertes O II, Si II, Mg II. H- Balmerserie wird stärker.
Beispiele: Spica: B1 III-IV, Regulus B7V, Alpheratz (Alpha Andromedae): B8 IVp Mn Hg
Algol (Beta Persei): B8V, sowie sämtliche hellen Plejadensterne.
A- Klasse: H- Balmerlinien sind am stärksten bei A2, Fraunhofer H+K Linien Ca II werden
stärker, neutrale Metallinien erscheinen, keine Heliumlinien (He I) mehr.
Beispiele: Wega: A0 V, Sirius: A1 V m Castor A2 V m,
Deneb: A2 Ia Denebola: A3 V, Altair: A7V,
F- Klasse: H- Balmerlinien werden schwächer, H+K Linien Ca II, sowie neutrale und einfach
ionisierte Metallinien werden intensiver (Fe I, Fe II, Cr II, Ti II). Das „Markenzeichen“ der F-
Klasse ist das G-Band (CH molekular), welches hier die Intensität der benachbarten Hγ Linie
überholt und in den mittleren Subklassen ein auffälliges Duo bildet [33].
Beispiele: Caph (Beta Cassiopeiae): F2III-IV Mirphak (Alpha Persei): F5 Ib,
Polaris: F7 Ib-II, Sadr (Gamma Cygni): F8 Ib, Prokyon: F5 IV-V
G- Klasse: Fraunhofer H+K Linien Ca II werden sehr stark, H- Balmerlinien werden weiter
schwächer, Fraunhofer G- Band wird intensiver. Viele neutrale Metallinien z.B. Fe I, Fraunhofer
D-Linie (Na I) werden stärker.
Beispiele: , Sonne: G2V, Hellere Komponente von Alpha Centauri G2V, Mufrid (Eta Bootis):
G0 IV, Capella G5IIIe + G0III (Doppelstern Komposit Spektrum),
K- Klasse: Wird dominiert von Metallinien, H- Balmerlinien werden sehr schwach,
Fraunhofer H+K Ca II sind noch stark, Ca I wird nun stark, auch intensive Moleküllinien CH,
CN. Bei späten K- Typen erstmaliges Auftreten von TiO Bändern.
Beispiele: Pollux: K0IIIb, Arktur: K1.5 III Fe, Hamal (Alpha Arietis): K2 III Ca,
Aldebaran: K5 III
M- Klasse: Molekulare TiO- Bänder zunehmend dominant, viele neutrale Metallinien, darunter
Ca I, hohe Kontinuumsintensität im IR Bereich.
Beispiele: Mirach (Beta Andromedae): M0 IIIa, Beteigeuze: M1-2 Ia-Iab, Antares:
M1.5 Iab-b, Menkar (Alpha Ceti): M 1.5 IIIa, Scheat, (Beta Pegasi): M3 III Tejat Posterior
(mü Gemini): M3 III Ras Algheti: (Alpha Herculis): M5III,

Linien Intensität EW
Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 54
Das folgende Diagramm zeigt die relative Änderung der Linienintensität charakteristischer
Spektrallinien, in Abhängigkeit von der Spektralklasse, resp. Temperatur. Es wurde 1925 in
einer Dissertation von Cecilia Payne Gaposhkin (1900 – 1979) entwickelt. Dieses Diagramm
ist nicht nur für die Bestimmung der Spektralklasse sehr wertvoll, sondern bewahrt
auch bei der Linienidentifikation vor groben Interpretationsfehlern. So wird z.B. klar, dass
die Photosphäre der Sonne (Spektraltyp G2V) ca. 4000°K zu kühl ist, um im normalerweise
zugänglichen Photosphären Spektrum die neutrale Heliumlinie He I in Absorption erscheinen
zu lassen. He I ist nur während Sonnenfinsternissen als Emissionslinie im sog. Flash
Spektrum sichtbar, welches hauptsächlich in der Chromosphäre entsteht.
Photosphärentemperatur (K)
50‘000 25‘000 10‘000 8‘000 6‘000 5‘000 4‘000 3‘000
He II He I
Si IV
Si III
H
Mg II
Si II
O5 B0 A0 F0 G0 K0 M0 M7
Spektralklasse
13.9 Einfluss der Leuchtkraftklasse auf die Linienbreite
Hier wird sichtbar, wie sich innerhalb derselben Spektralklasse die Linienbreite mit abnehmender
Leuchtkraft vergrössert. Dies ist vorwiegend auf das sog. „Pressure broadening“,
d.h. die Verbreiterung der Spektrallinien mit zunehmendem Gasdruck zurückzuführen. In
der englischsprachigen Literatur wird dies als „Luminosity effect“ bezeichnet. Ursache dafür
ist die zunehmende Dichte der Sternatmosphäre mit abnehmender Leuchtkraft, d.h. der
Stern wird kleiner, weniger leuchtkräftig und dichter. Am dichtesten ist sie bei den Weissen
Zwergen der Klasse VII, am dünnsten bei den Überriesen der Klasse I. Am stärksten wirkt
dieser Effekt bei der H- Balmerserie der Klasse A (Ausschnitt links). Bereits bei der F-Klasse
(Ausschnitt mit gleichem Wellenbereich rechts) ist dieser Effekt nur noch schwach erkennbar.
Dieser Trend setzt sich bei den späteren Spektralklassen fort (Ausschnitte aus [33]).
Deneb α Cyg
Deneb α Cyg
A2 A2 la Ia
Ruchbah δ Cas δ Cas
A5III-IV A5 III – IV
Vega Vega α Lyr α Lyr
A0 V
A0 V
Fe II
Ca II
Fe I
Auswirkung der Leuchtkraftklassen (Luminosity Auswirkung effect) auf der Spektraltyp Leuchtkraftklasse A (Luminosit
Ca II 3933.66
Hε 3970.07
Fe l 4002/05
Sr ll 4077.71
Fe l 4067.6
Fe l 4045.82
Zr ll/Ti ll 4024/28
Hδ 4101.74
Si ll 4128/30
Fe ll 4178.9
Fe l 4173.1
Fe ll 4233.17
Ca I 4226.73
Fe l 4271-72
Fe ll 4416.8
Ti ll 4395.04
Fe ll 4384-85
Fe ll 4366.17
Fe ll 4352
Hγ 4340.47
Sc ll/Ti ll 4314
Fe ll 4303.2
Mirphak α Per
F2 Ib
Mirphak α Per
F2 Caph lb β Cas
F2 III – IV
Caph β Cas
F2lll-lV
Porrima γ Vir
Porrima F0 γ Vir V
F0 V
Ca II 3933.66
Ca I
TiO
Fe l/ll 4384-85
Ti ll 4368
Fe ll/Cr l 4352
Hγ 4340.47
Fe l 4326
Sc ll/Ti ll 4314
CH/Fe ll 4299-13
Cr l/Ti ll 4290
Fe l 4271-72
Zr ll 4258
Sc ll 4247
Fe ll 4231-33
Sr ll 4215.52
Fe l/V ll 4202
Y ll/V ll/Fe ll 4177-79
Fe ll/Ti ll 4172-73
Zr ll 4149
Fe l 4143
Si ll 4128/30
Fe l/ll 4118/22
Hδ 4101.74
Fe l 4084
Sr ll 4077.71
Fe l 4064
Fe l 4045
Mn l 4031-36
Zr ll 4024
Fe l 4002/05
Fe l 3997
Fe l/Yll 3983
Ca II 3968.74
Fe ll 4520/23
Ti ll 4501.27
Mg ll 4481
Ti ll 4470
Ti ll 4444
Mn l 4055
Fe ll 4550
Cr ll 4588
Fe ll 4583.8
Fe ll 4634.6
Fe ll 4629.9
Cr ll 4617/19
Ti ll 4154
Fe ll/Cr l 4666
Ca I 4226.73
Deneb
Deneb
Vega
Ruchbah
Vega
©Richard Walker 2010/05
TAFEL 22

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 55
14 Hertzsprung – Russel Diagramm (HRD)
14.1 Einführung in die Grundversion
Das HRD wurde 1913 von Henry Russel entwickelt, basierend auf Arbeiten von Ejnar Hertzsprung.
Es ist wohl das fundamentalste und leistungsfähigste der darstellenden Werkzeuge
in der Astrophysik. Zum Thema Sternentwicklung und HRD existiert eine umfangreiche
Fachliteratur, in die sich der ambitionierte, spektroskopierende Amateur sowieso vertiefen
muss. Hier möchte ich lediglich demonstrieren, wie mit dem HRD, nur aufgrund der Spektralklasse,
eine Fülle von Informationen über den Stern gewonnen werden kann. Die folgende
Abbildung zeigt die Grundversion des HRD mit der Leuchtkraft (verglichen zur Sonne),
aufgetragen gegen den Spektraltyp. Die Leuchtkraftklassen Ia – VII sind von oben nach unten
durch Linien innerhalb des Diagramms markiert. Weiter sichtbar sind die Hauptreihe,
identisch mit der Linie für die Leuchtkraftklasse V, und die beiden Äste, wo sich die Riesen
und weissen Zwerge versammeln.
Leuchtkraft im Vergleich zur Sonne
10 6
10 5
10 4
10 3
10 2
10 1
10 0
10 -1
10 -2
IIab
Iab
Ib
Hauptreihe
IV
Weisse Zwerge
VII
V
Sonne
VI
Spektraltyp
Riesenast
O5 B0 B5 A0 A5 F0 F5 G0 G5 K0 K5 M0 M5
Die Spektralklassierung bestimmt eindeutig die Position des Sternes innerhalb des Diagramms
und auch umgekehrt. Die Sonne mit der Klassierung G2V ist hier bereits eingetragen
(gelbe Scheibe). Mit diesem Diagramm lässt sich bereits direkt die Leuchtkraft der
Spektralklasse im Vergleich zur Sonne bestimmen – im Fall der Sonne hier
Im Folgenden wird gezeigt, wie sich durch Ergänzung und Modifikation der Skalierung weitere
Parameter des Sterns bestimmen lassen.
II
III

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 56
14.2 Die absolute Helligkeit und Photosphärentemperatur des Sterns
Die folgende Version des HRD zeigt am oberen Diagrammrand, zusätzlich zur Spektralklasse
am unteren Rand, die entsprechende Temperatur der Photosphäre, in welcher der
Hauptteil des sichtbaren Lichts erzeugt wird. Die Position der Sonne (G2V) ist auch hier mit
einer gelben Scheibe gekennzeichnet. Am oberen Rand des Diagramms kann deren Temperatur
mit ca. 5‘500° K abgelesen werden, am linken Rand deren Absolute Helligkeit (Absolute
Magnitude) mit ca. 4 M 5. Diese entspricht der scheinbaren Helligkeit, welche der Stern
in einer normierten Distanz von 10 Parsec oder ca. 32.6 Lichtjahren erzeugt.
-6
-4
-2
0
ABSOLUTE HELLIGKEIT -8
2
4
6
8
10
12
14
16
STERN TEMPERATUR
50‘000K 25‘000K 10‘000K 7‘500K 6‘000K 4‘900K 3‘500K 2‘400K
68 Cygni
Alnitak
Spica
Rigel
Saiph Deneb
Adhara
Achernar
Regulus Algol
Überriesen - Ia
Überriesen - Ib
Wega
Castor
Sirius A
Altair
Sirius B
Mirfak
Helle Riesen - II
Riesen - III
Prokyon A
Prokyon B
Polaris
Capella
Unterriesen - IV
Sonne
3 5 0 5 0 5 0 5 0 5 0 5 0 5
O B A F
SPEKTRALKLASSE
G K M
Quelle: Neu gezeichnet und ergänzt nach: www.bdaugherty.tripod.com
Betelgeuse
Antares
Gacrux
Pollux
Mira
Aldebaran
Arcturus
α Centauri B
61 Cygni A
61 Cygni B
Proxima Centauri
Das Diagramm ist noch mit diversen bekannten Sternen bestückt. Die Sonne steht, zusammen
mit Sirius, Wega, Regulus, Spica etc. noch als Zwergstern auf der Hauptreihe (Main
Sequence). Arcturus, Aldebaran, Capella, Pollux etc. haben die Hauptreihe bereits verlassen
und leuchten jetzt auf dem Riesenast mit der Leuchtkraftklasse III, Beteigeuze, Polaris, Rigel,
Deneb, im Bereich der Überriesen mit der entsprechenden Klasse Ia-Ib. Auf dem Ast
der Weissen Zwerge (White Dwarfs) sehen wir unten die Begleiter von Sirius und Prokyon.

Leuchtkraft im Vergleich zur Sonne
Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 57
14.3 Lebenslauf der Sonne im HRD
Der folgende, vereinfachte Kurzbeschrieb stützt sich auf [1] und soll zeigen, dass man aus
der Spektralklasse auch auf den Entwicklungszustand eines Sterns schliessen kann. Im
Diagramm ist der Lebenslauf der Sonne auf ihrer „Wanderschaft“ durch das HRD eingetragen.
Durch Kontraktion einer Gas und Staubwolke bildet sich zuerst der Protostern. Dieser
bewegt sich innerhalb einiger Millionen Jahre auf die Hauptreihe. Hier stabilisiert er seine
Leuchtkraft zuerst mit ca. 70% des heutigen Wertes.
Bei ungefähr fix bleibender G2–Klasse steigert dann die Sonne die Leuchtkraft innerhalb 9-
10 Milliarden Jahre auf über 180% [1]. In dieser Periode als Zwerg- oder Hauptreihenstern
wird Wasserstoff zu Helium fusioniert. Gegen das Ende brennt der Wasserstoff zunehmend
in einer Schale rund um den wachsenden Heliumkern. Die Sonne wird jetzt instabil und
bläht sich auf zu einem Roten Riesen der M–Klasse (Leuchtkraftklasse ca. II). Dabei bewegt
sie sich im HRD nach rechts oben auf den Riesenast RGB (Red Giant Branch), wo es nach
insgesamt ca. 12 Milliarden Jahren zur Zündung des Heliumkerns kommt (Heliumflash). Die
Photosphäre des Roten Riesen reich jetzt fast hinaus bis zur Erdbahn. Durch diese Ausdehnung
verringert sich seine Schwerebeschleunigung an der Oberfläche dramatisch und verliert
dadurch bereits in dieser Phase über 30% seiner Masse [1].
Anschliessend bewegt sich der Riese mit fusionierendem Heliumkern auf dem Horizontalen
Ast (HB) zum Zwischenstadium eines Gelben Riesen der K–Klasse (Dauer ca. 110 Millionen
Jahre) und anschliessend über die Rückwärtsschlaufe des Asymptotischen Riesenastes
(Asymptotic Giant Branch AGB) an den linken Rand des HRD (Details siehe [33]). Ob die
Sonne genügend gross ist, um in dieser Phase innerhalb von ca. 10‘000 Jahren die verbliebene
Hülle als sichtbaren Planetarischen Nebel abzustossen, sind sich die Experten noch
uneins [1], [2]. Gesichert ist, dass anschliessend die Schrumpfung zu einem extrem dichten,
Weissen Zwerg von ca. Erdgrösse erfolgt. Nach weiterer Abkühlung, unten auf dem Ast
der Weissen Zwerge, wird die Sonne schliesslich als schwarzer Zwerg unsichtbar und dann
aus dem HRD verschwinden. Sie wird in ihrem gesamten Lebenslauf einen grossen Teil der
Spektralklassen durchlaufen, allerdings mit stark unterschiedlichen Leuchtkräften.
10 6
10 5
10 4
10 3
10 2
10 1
10 0
10 -1
10 -2
Weisser Zwerg
Planetarischer Nebel
Hauptreihe
Spektraltyp
Ia
Iab
Ib
II
III
Sonne
heute
AGB
Riesenast
Protostern
O5 B0 B5 A0 A5 F0 F5 G0 G5 K0 K5 M0 M5

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 58
14.4 Lebenslauf massereicher Sterne
Im nächsten Unterkapitel wird noch gezeigt werden, wie sich mit zunehmender Sternmasse
die Aufenthaltsdauer auf der Hauptreihe dramatisch verkürzt. Infolge kernphysikalisch
hochkomplexer Abläufe im Sterninnern vollführen solche Sterne im Riesenstadium z.T.
komplizierte Pendelbewegungen im oberen Teil des HRD und durchlaufen dabei auch verschiedene
Veränderlichen-Stadien (Details siehe [33]). In diesem Abschnitt entstehen auch
viele der schweren Elemente des Periodensystems. Massereiche Sterne mit mehr als ca. 8–
10 Sonnenmassen, werden nicht als Weisse Zwerge enden, sondern als Supernova explodieren
[2]. Je nach Masse des Sterns bleibt dann noch ein Neutronenstern übrig, falls die
restliche Sternmasse nicht grösser ist als ca. 1.5 – 3 Sonnenmassen (TOV Grenze: Tolman-
Oppenheimer-Volkoff). Oberhalb dieser TOV Grenze, i.d.R. bei Sternen mit ursprünglich >
15 – 20 Sonnenmassen, endet er in einem Schwarzen Loch.
14.5 Der Zusammenhang von Sternmasse und Lebenserwartung
Die „Ursprungsmasse“ eines Sternes ist für seinen Lebenslauf von entscheidender Bedeutung.
Als erstes entscheidet sie, welche Stelle er auf der Hauptreihe einnimmt, d.h. je grösser
die Masse desto mehr links im HRD oder „früher“ in der Spektralklassierung. Zweitens
hat sie einen drastischen Einfluss auf seine gesamte Lebenserwartung, sowie die etwas
kürzere Zeitspanne, welche er auf der Hauptreihe verbringen wird. Diese reicht von einigen
Millionen Jahre bei den frühen O-Typen bis zu >100 Milliarden Jahren bei roten Zwergsternen
der M-Klassierung. Dies hängt damit zusammen, dass Sterne mit zunehmender Masse
ihren „Brennstoff“ überproportional schneller verbrauchen. Dieser Zusammenhang ist für
Zwergsterne auf der Hauptreihe (Leuchtkraftklasse V) in der folgenden Tabelle ersichtlich,
zusammen mit weiteren interessanten Parametern. Die Werte stammen aus [53]. Masse,
Radius und Leuchtkraft sind je im Verhältnis zu den Sonnenwerten( ) angegeben.
Spektr.Klasse
Hauptreihe
Masse
Verweildauer
Hauptreihe [J]
Temperatur
Atmosphäre
Radius
Leuchtkraft
O 20 – 60 10 – 1 Mil. >25 – 50‘000 K 9-15 90‘000 –800‘000
B 3 – 18 400 – 10 Mil. 10‘500–30‘000 K 3.0–8.4 95 – 52‘000
A 2 – 3 3 Mrd.– 440 Mil. 7‘500 – 10‘000 K 1.7–2.7 8 – 55
F 1.1 – 1.6 7 – 3 Mrd. 6‘000 – 7‘200 K 1.2–1.6 2.0 – 6.5
G 0.9–1.05 15 – 8 Mrd. 5‘500 – 6‘000 K 0.85–1.1 0.66 – 1.5
K 0.6–0.8 >20 Mrd. 4‘000 – 5‘250 K 0.65–0.80 0.10 – 0.42
M 0.08–0.5 2‘600 – 3‘850 K 0.17–0.63 0.001 – 0.08
Die Verweildauer der Zwergsterne der K– und M– Klassen variiert je nach Quelle. Sie hat
eher theoretische Bedeutung, da diese Sterne deutlich älter werden als das bisherige Alter
des Universums von geschätzten 13.7 Mrd. Jahren.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 59
14.6 Altersbestimmung von Sternhaufen
Der Zusammenhang zwischen der Spektralklasse und der Verweildauer der Sterne auf der
Hauptreihe erlaubt es, das Alter von Sternhaufen abzuschätzen – dies unter der Annahme,
dass sich solche Haufen im ungefähr gleichen Zeitraum aus einer Gaswolke gebildet haben.
Wenn man die Spektralklassen der Mitgliedsterne eines Haufens in das HRD überträgt, ergibt
sich folgendes Bild: Je älter der Haufen, desto weiter rechts im Diagramm (d.h. „später“)
biegt die Verteilung von der Hauptreihe ab nach oben in den Bereich der Riesen und
Überriesen (sog. Turn off point).
M67 gehört mit über 3 Mrd. Jahren zu den ältesten offenen Sternhaufen, d.h. die Klassen
O, B und A, sowie die Alter frühen F - Typen, eines haben die Sternhaufens
Hauptreihe bereits verlassen, wie auf
dem Diagramm ersichtlich ist. Alle hellen Plejadensterne (M45) gehören hingegen noch
zum mittleren bis späten Bereich der B-Klasse. Dieser Haufen muss daher zwingend jünger
sein (ca. 100 Mil. Jahre) als M67. Man kann auch sagen, dass die Hauptreihe mit zunehmendem
Alter des Haufens wie eine Kerze von oben nach unten „abbrennt“
Quelle der unterlegten Grafik: [50] Vorlesung Astrophysik, Max Planck Institut
Die horizontale Achse des HRD ist hier anstelle der Spektralklasse mit den äquivalenten
Werten des Farben-Helligkeits-Diagramms (FHD) unterteilt. Dieser photometrisch erhobene
B – V Farbindex bildet die Helligkeitsdifferenz zwischen dem blauen Bereich (bei 4‘400 Å)
und dem „visuellen“ Bereich (bei 5‘500 Å, grün) des Objektspektrums. Die Differenz = 0
entspricht der Spektralklasse A0 (Standardstern Wega). Frühere Klassen O, B, haben negative
Werte, spätere positive. Bei der Sonne (G2) beträgt dieser Wert + 0.62, bei
Beteigeuze (M1) +1.85.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 60
15 Das Messen der Radialgeschwindigkeit
15.1 Der Dopplereffekt
Zur Bestimmung der Radialgeschwindigkeit bedient man sich des Dopplerprinzips, benannt
nach dem österreichischen Physiker Christian Doppler 1803 – 1853. Der „Klassiker“ der
Erklärungsmodelle ist hier wohl die Änderung der Sirenentonhöhe eines vorbeifahrenden
Rettungsfahrzeuges. Diesen Effekt zeigen nicht nur Schall- sondern auch elektromagnetische
Wellen, zu denen ja ebenfalls das Licht gehört.
Bezogen auf einen Beobachter wird dieser Effekt durch die radiale Geschwindigkeitskomponente
einer Strahlungsquelle verursacht. Die Strahlungsquelle (z.B. Stern)
bewegt sich dabei mit der Geschwindigkeit .
S
Falls vom Beobachter weggerichtet ist, erscheint die beobachtete Wellenlänge als
gestreckt und das Spektrum dadurch rotverschoben. Im umgekehrten Fall wird sie
gestaucht und das Spektrum dadurch blauverschoben.
Quelle Grafik: Wikipedia
V
Vr
Aus dem Spektrum von können wir die Verschiebung der Wellenlänge messen. Die
Radialgeschwindigkeit ergibt sich dann einfach nach der Dopplerformel zu:
= Gemessene Verschiebung der Wellenlänge einer bestimmten Spektrallinie
Wellenlänge der betrachteten Spektrallinie im ruhenden System
= Lichtgeschwindigkeit 300‘000 km/s
– Ist das Spektrum blauverschoben, nähert sich uns das Objekt und wird negativ.
– Ist das Spektrum rotverschoben, entfernt sich das Objekt und wird positiv.
S
Vr = 0
V
B
S
Vr
V

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 61
15.2 Das Messen der Dopplerverschiebung
Für die Radialgeschwindigkeitsmessung wird in den meisten Fällen die Dopplerverschiebung
einer Spektrallinie (z.B. Hα) als Differenzbetrag zu ihrer bekannten „Sollwellenlänge“
in einem unbewegten Laborspektrum bestimmt. Die Berechnung von erfolgt mit Formel
{15}. Dazu wird unmittelbar vor und/oder nach dem Objektspektrum ein Eichlampenspektrum
mit unverändertem Spektrografen Setup aufgenommen. Ein detaillierter Beschrieb
des Vorgehens ist in [30] zu finden. Als rudimentäre und weniger genaue Variante
zur Kalibrierlampe kann auch das Spektrum eines Fixsterns mit bekannter, sehr geringer
Radialgeschwindigkeit und intensiven, leicht identifizierbaren Linien aufgenommen werden.
15.3 Radialgeschwindigkeit naher Fixsterne
Die Radialgeschwindigkeiten von Fixsternen in der Umgebung des Sonnensystems erreichen
zum grossen Teil lediglich ein- bis zweistellige Werte in [km/s]. Beispiele: Aldebaran
+54 km/s, Sirius –8.6 km/s, Beteigeuze +21 km/s, Capella +22 km/s [100].
Die entsprechenden Verschiebungen sind daher sehr gering, d.h. meistens nur Bruchteile
von 1Å. Für und bezogen auf die Hα Linie (6563 Å) entspricht gemäss Formel
ca. 46 km/s. Dies bedeutet, dass hier zwingend mit hochauflösenden und absolut wellenlängenkalibrierten
Spektren gearbeitet werden muss.
15.4 Dopplerbedingte Relativverschiebung innerhalb eines Spektrums
Musterbeispiel für diesen Effekt sind die sog. P Cygni Profile (siehe Kap. 5.5). Zur Bestimmung
der Ausdehnungsgeschwindigkeit der Sternhülle ist hier weder ein absolut wellenlängengeeichtes
Spektrum noch eine heliozentrische Korrektur (siehe [30]) erforderlich, da
die Messung der relativen Verschiebung zwischen Absorptions- und Emissionsteil der
Spektrallinie genügt. Bei P Cygni beträgt diese Verschiebung innerhalb der Hα Linie immerhin
ca. 4.4 Å, was einer Expansionsgeschwindigkeit von ca. 200 km/s entspricht [33].
15.5 Radialgeschwindigkeit von Galaxien
Sogar bei den hellsten Galaxien des Messier Kataloges erfordert die
Gewinnung der Spektren grosse Teleskopöffnungen und Belichtungszeiten
von dutzenden von Minuten. Hier dringen wir zudem
distanzmässig in einen Bereich vor, wo die berühmte kosmologische
Rotverschiebung nach Edwin Hubble (1889–1953, meistens mit
Pfeife abgebildet) berücksichtigt werden muss. Diesen Effekt muss
man sich bei der Interpretation extragalaktischer Spektren stets vor
Augen halten. Die Schwierigkeit besteht hier in der Unterscheidung
zwischen der kinematischen Dopplerverschiebung, infolge der relativen
Eigenbewegungen der Galaxien, und der kosmologisch bedingten
Rotverschiebung durch die relativistische Ausdehnung des Raumzeit-Gitters. Das letztere
Phänomen hat mit dem Dopplereffekt nichts zu tun!
Im Bereich der Messier Galaxien, d.h. innerhalb eines Radius von ca. 80 Mio. Lj, dominiert
noch die Eigengeschwindigkeit. So bewegen sich sechs der 38 Galaxien entgegen dem
„kosmologischen Trend“, d.h. mit blau verschobenen Spektren, auf unsere Milchstrasse zu!
Dazu gehören auch M31 (Andromeda) mit ca. –300 km/s, und M33 (Triangulum) mit ca.
–179 km/s [101]. Bei massiv grösseren Distanzen wird jedoch der kosmologisch bedingte
Anteil an der gemessenen Spektrenverschiebung zunehmend dominanter und ab einer Distanz
von einigen 100 Mega Parsec [1 Mpc= 3.26 Mio. Lj] wird der Einfluss des Dopplereffektes
infolge der Eigenbewegung praktisch vernachlässigbar. Bei so weit entfernten Objekten
wird deshalb die Entfernung meist direkt als -Wert ausgedrückt. Dieser kann sehr
einfach durch die im Spektrum gemessene und meist noch heliozentrisch korrigierte [30]
Rotverschiebung bestimmt werden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 62
In diesem extremen Distanzbereich ersetzt daher meistens die absolute Entfernungsangabe,
weil dieser Wert aus dem Spektrum einfach zu bestimmen, und unabhängig von
Kosmologischen Modellen, zuverlässig vergleichbar ist. Infolge der endlichen und konstanten
Lichtgeschwindigkeit gilt gleichzeitig auch als Mass für die Vergangenheit.
Im Gegensatz zu ist die Bestimmung der „absoluten“ Distanz abhängig von weiteren
Parametern. Formel {18}, erlaubt mit dem sog. Hubble Parameter eine grobe Distanzschätzung.
Dazu muss aber in Formel {19} zuerst die kosmologisch bedingte Rotverschiebung
, als scheinbare, heliozentrische „Fluchtgeschwindigkeit“ ausgedrückt
werden (mittels des Dopplerprinzips).
≈ ca. 73±8 km s -1 Mpc -1 = Distanz in Megaparsec Mpc
Die scheinbare „Fluchtgeschwindigkeit“ und die Rotverschiebung des Spektrums
wachsen also proportional mit der Distanz zur Galaxie {20}. Heute ist bekannt, dass der
Hubble Parameter über die Zeit gesehen, keine Konstante bleibt. Dieser Begriff hat deshalb
den historisch verwendeten Ausdruck „Hubble Konstante“ verdrängt. Der heutige
Wert für wurde im sog. Key Project mit dem Hubble Space Telescope HST ermittelt.
Die linearen Formeln {18} bis {20} sind nur bis ca. D ≈ 400 Mpc oder z < 0.1 anwendbar
[431]. Grössere Distanzen erfordern den Einsatz kosmologischer Modelle. Anstelle von
Formel {19} muss dann für solche Distanzbereiche auch für eine „relativistische“ Formel
angewendet werden, welche die Effekte der SRT berücksichtigt [7]. In der vereinfachten
Formel {19} würden sonst bereits ab die Werte grösser werden als die Lichtgeschwindigkeit
c!
Spätestens für Radialgeschwindigkeiten ab ca. 1000 km/s, sollte auch anstelle der konventionellen
Dopplerformel {15}, ebenfalls die relativistische Version angewendet werden,
welche die Effekte der SRT berücksichtigt [7].
Die Bandbreite der beobachteten -Werte reicht heute nach oben bis aktuell zur Galaxie
Abell 1835 IR 1916 mit , entdeckt 2004 von einem Französisch-/Schweizerischen
Forscherteam u.a. mit dem VLT der ESO Südsternwarte!
Beispiel:
Berechnung des kosmologisch bedingten Anteils an der scheinbaren „Fluchtgeschwindigkeit“
der Whirlpool Galaxie M51, basierend auf der bekannten Entfernung von 27 Mio.
Lj. Gemäss Formel {18} folgt
Der Anteil des - Wertes von M51, welcher durch die kosmologische Rotverschiebung bedingt
ist, errechnet sich dann mit Formel {19} gerade mal zu , was im kosmischen
Massstab gesehen noch ausgesprochen gering ist.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 63
15.6 Kleiner Exkurs zur „Hubble-Zeit“ tH
Hier lohnt sich ein kleiner Exkurs, da mit Hilfe des Hubble Parameters auf sehr einfache
Weise das ungefähre Alter des Universums abgeschätzt werden kann! Mit der vereinfachten
Annahme einer nach dem „Big Bang“ konstant bleibenden Expansionsgeschwindigkeit
des Universums lässt sich durch Umstellen der Formel {18} grob zurückrechnen, vor welcher
Zeitspanne die gesamte Materie „an einem Punkt“ konzentriert war. Diese wird auch
Hubble-Zeit genannt und ist gleich dem Reziprokwert des Hubble Parameters . Dieser
Kehrwert entspricht auch der Division der Distanz D durch die Expansions- oder „Fluchtgeschwindigkeit“
und somit der gesuchten Zeitspanne !
Zur Berechnung der Hubble-Zeit müssen lediglich noch die Einheiten des Hubble Parameters
in die Gleichung eingesetzt und dabei [ ] in [ ] und [ ] in [ ] umgewandelt
werden.
15.7 Radial- und „Fluchtgeschwindigkeiten“ der Messier Galaxien
Die Tabelle auf der folgenden Seite zeigt, sortiert nach zunehmender Distanz , die gemessenen
heliozentrischen Radialgeschwindigkeiten für die 38 Messier Galaxien, gemäss
NED, NASA Extragalactic Database [101] und die kosmologisch bedingten Fluchtgeschwindigkeiten
, berechnet nach {18}. Positive Werte = rotverschoben, negative Werte = blauverschoben.
Diese Beträge zeigen, dass in diesem Nahbereich die kinematische Eigenbewegung der Galaxien
noch klar dominiert. Trotzdem ist bereits ab ca. 50 Mio Lj der Trend erkennbar, dass
die gemessenen Radialgeschwindigkeiten mit zunehmender Distanz in der Grössenordnung
zu den theoretisch/kosmologisch bedingten „Fluchtgeschwindigkeiten“ tendieren.
In über 50 Mio. Lj Distanz sind aber immerhin noch zwei Galaxien (M98 und M86) mit relativ
stark negativen -Werten zu finden (blau hinterlegte Felder). Insgesamt verhalten sich
so 6 von 38 oder ca. 16% der Messier Galaxien. Am weitesten entfernt ist M109 mit ca. 81
Mio. Lj.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 64
Messier Galaxie Entfernung
[Mpc /Mio Lj]
– Wert Effektive Radialgeschw.
[km/s]
Kosmolog. "Flucht-
geschw". [km/s]
M31 Andromeda 0.79 / 2.6 –0.0010 –300 +58
M33 Triangulum 0.88 / 2.9 –0.0006 –179 +64
M81 3.7 / 12 –0.0001 –34 +270
M82 3.8 / 12 +0.0007 +203 +277
M94 5.1 / 17 +0.0010 +308 +372
M64 5.3 / 17 +0.0014 +408 +387
M101 6.9 / 22 +0.0008 +241 +503
M102 6.9 / 22 +0.0008 +241 +504
M83 7.0 / 23 +0.0017 +513 +511
M106 7.4 / 24 +0.0015 +448 +540
M51 Whirlpool 8.3 / 27 +0.0020 +600 +606
M63 8.3 / 27 +0.0016 +484 +606
M74 9.1 / 30 +0.0022 +657 +664
M66 10.0 / 32 +0.0024 +727 +730
M95 10.1 / 33 +0.0026 +778 +737
M104 Sombrero 10.4 / 34 +0.0034 +1024 +759
M105 10.4 / 34 +0.0030 +911 +759
M96 10.8 / 35 +0.0030 +897 +788
M90 12.3 / 40 –0.0008 –235 +898
M65 12.6 / 41 +0.0027 +807 +919
M77 13.5 / 44 +0.0038 +1137 +986
M108 14.3 / 47 +0.0023 +699 +1043
M99 15.4 / 50 +0.0080 +2407 +1124
M89 15.6 / 51 +0.0011 +340 +1138
M59 15.6 / 51 +0.0014 +410 +1138
M100 15.9 / 52 +0.0052 +1571 +1160
M98 16.0 / 52 –0.0005 –142 +1168
M49 16.0 / 52 +0.0033 +997 +1168
M86 16.2 / 53 –0.0008 –244 +1182
M91 16.2 / 53 +0.0016 +486 +1183
M60 16.3 / 53 +0.0037 +1117 +1189
M61 16.5 / 54 +0.0052 +1566 +1204
M84 16.8 / 55 +0.0035 +1060 +1226
M87 16.8 / 55 +0.0044 +1307 +1226
M85 17.0 / 55 +0.0024 +729 +1241
M88 18.9 / 62 +0.0076 +2281 +1380
M58 19.6 / 64 +0.0051 +1517 +1431
M109 24.9 / 81 +0.0035 +1048 +1917

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 65
15.8 Die Fluchtgeschwindigkeit des Quasars 3C273
Die sehr niedrigen, kosmologisch bedingten Anteile an den -Werten zeigen deutlich, dass
die Messier Galaxienwelt quasi noch zu unserem „Vorhof“, des Universums gehört. Im Gegensatz
dazu zeigt die eindrückliche Rotverschiebung der H-Emissionslinien des scheinbar
hellsten Quasars 3C273 im Sternbild Jungfrau, dass die obigen Formeln keineswegs Spielereien
auf akademischem Niveau sind. Heute können, dank technologischen Fortschritten,
auch Amateure in kosmologisch relevante Distanzbereiche vordringen und müssen sich
deshalb auch der Effekte der SRT sowie der unter Debatte stehenden, kosmologischen Modelle
bewusst werden. Dieses nur 12 m Quasar 3C273, Rotverschiebung 7 helle Objekt der war H-Balmerlinien
früher eine Domäne der spaltlos
verwendeten DADOS: Gitter 200L Transmissionsgitter mm [480]. Jetzt kann es wesentlich besser aufgelöst auch
mit niedrig auflösenden Spaltspektrografen aufgezeichnet werden – Details siehe [35].
-1 , 50μm Spalt, aufgenommen am 26.5.2012 mit Atik 314L+ -10°C, 5x1200s
Die Wellenlängenangabe, gemessen an Gaussfits, erfolgt in dieser Tafel rotverschoben auf der Originalskala
1.0
0.6
I
Das Profil ist auf das Kontinuum Ic = 1 normiert, Wellenlängenachse Ic = 0.6.
Δλ≈683 Å
Hδ 4748
Δλ≈646 Å
Hγ 5023
Δλ≈771Å
Hβ 5632
Rot verschobene, kalibrierte Originalskala
Δλ≈1017Å
Hα 7580
©Richard Walker 2012/05
Die –Werte wurden hier an Gauss-gefitteten H-Balmerprofilen gemessen und mit Formel
{17} berechnet. Die erhaltenen Werte bei Hβ: 0.1586, Hγ: 0.1574 und Hδ 0.1574, sind bis
auf fast drei Kommastellen mit dem Literaturwert konsistent [100], [101]. Die
Aufspaltung der Hα Linie wird hier durch die Überlagerung mit dem intensiven Fraunhofer A
Band (O2) verursacht.
Mit bekanntem - Wert lässt sich nun die scheinbare „Fluchtgeschwindigkeit“ von
3C273 abschätzen. Das Adjektiv „scheinbar“ steht hier deshalb, weil sich das Objekt nicht
im Sinne der klassischen Mechanik kinematisch von uns wegbewegt, sondern sich der
Raum (oder das sog. „Raumzeitgitter“) dazwischen ausdehnt [431]. Bei dieser enormen
Distanz kann die Radialgeschwindigkeit mit gleichgesetzt werden, da hier die kinematische
Eigenbewegung des Objekts kaum mehr eine Rolle spielt. Gemäss Formel {19}
), beträgt 47‘490 km s -1 , d.h. fast 20% der Lichtgeschwindigkeit! Deshalb
muss die modifizierte Dopplerformel {22} angewendet werden. Dadurch reduziert sich die
„Fluchtgeschwindigkeit“ von 3C273 deutlich auf 43‘808 km s -1 . Dies ist bemerkenswert
konsistent mit dem entsprechenden Wert von 43‘751 km s -1 in der CDS Datenbank
[100]. Wird trotz die Distanz mit dem konventionellen Hubble Gesetz {20} abgeschätzt,
ergibt ca. 650 Mpc oder 2.12 Mrd. Lj. Die Literaturwerte liegen da etwas höher
bei ca. 2.4 Mrd. Lj.
Bei solchen Überlegungen sollte immer bewusst bleiben, dass das aufgezeichnete Licht seit
ca. 2.4 Mrd. Jahren unterwegs war und erzeugt wurde, als sich unsere Erde noch im geologischen
Zeitalter des Präkambriums befand!

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 66
16 Das Messen der Rotationsgeschwindigkeit
16.1 Begriffe, Definitionen
Durch die Messung der Doppler-bedingten Radialgeschwindigkeitsdifferenz
zwischen dem Ost- und Westrand
eines rotierenden, kugelförmigen Himmelskörpers,
kann auf die Rotationsgeschwindigkeit der Oberfläche geschlossen
werden. Hier beschränken wir uns auf den spektroskopisch
direkt messbaren Anteil der Rotationsgeschwindigkeit,
den sogenannten Wert, welcher in die
Sichtlinie zur Erde projiziert wird.
Dieser Fachbegriff ist gleichzeitig auch die Formel zur Berechnung
dieses Geschwindigkeitsanteils aus der effektiven
Äquatorgeschwindigkeit und dem Inklinationswinkel zwischen der Rotationsachse und
der Sichtlinie zur Erde. In der Wikipedia Grafik wird hier abweichend als bezeichnet.
Steht die Rotationsachse senkrecht auf der Sichtlinie zur Erde wird und s .
Ausschliesslich in diesem Spezialfall können wir exakt die Äquatorgeschwindigkeit messen.
Ist , sehen wir direkt auf einen Pol des Himmelskörpers und somit wird s ,
und damit auch die projizierte Rotationsgeschwindigkeit s .
16.2 Die Rotationsgeschwindigkeit der grossen Planeten
Wird der Spektrografenspalt auf den Äquator eines rotierenden Planeten ausgerichtet, erscheinen
die Absorptionslinien des reflektierten Lichtes leicht schiefgestellt – dies wegen
der Dopplerverschiebung infolge der Radialgeschwindigkeitsdifferenz zwischen dem
Ost- und Westrand der Kugel. Die grobe Spaltausrichtung kann beim Jupiter mit Hilfe seiner
Monde und beim Saturn anhand der Ringstellung erfolgen.
Die Radialgeschwindigkeitsdifferenz zwischen dem Ost- und Westrand des Planeten
wird aus der Schiefstellung der Linie im Spektralstreifen berechnet. Dazu wird an qualitativ
guten Einzelspektren, je am äussersten Unter- und Oberrand des Spektrums, ein schmaler
Streifen mit nur wenigen Pixel Breite ausgewertet und so der unterste und oberste Punkt
z.B. der Hα Linie vermessen. Die Subtraktion dieser Werte ergibt dann die Dopplerverschiebung
und mit Formel {15} kann die Geschwindigkeitsdifferenz zwischen Ost- und Westrand
berechnet werden (Detailliertes Vorgehen siehe [30]).
v sin i
-v sin i
v r
-v r
v r
-v r
Δλ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 67
16.3 Die Rotationsgeschwindigkeit der Sonnenoberfläche
Mit diesem Verfahren lässt sich, selbstverständlich mit aufgesetztem Energieschutzfilter (!),
auch die Rotationsgeschwindigkeit der Sonnenoberfläche am Äquator abschätzen. Diese ist
allerdings so gering (ca. 2 km/s), dass dazu ein hochauflösender Spektrograf erforderlich
ist. Hier ist auch das Fokalbild der Sonne auf dem Spaltblech zu gross, resp. der Spalt viel
zu kurz um den ganzen Sonnenäquator abzudecken. Erforderlich ist in solchen Fällen die
Aufnahme zweier getrennter, wellenlängenkalibrierter Spektren, hier je am Ost- und Westrand
der Sonne. Dieses Verfahren wurde erstmals 1871 von Hermann Vogel praktiziert.
16.4 Die Rotationsgeschwindigkeit von Galaxien
Dieses Verfahren auch zur Bestimmung der Rotationsgeschwindigkeit
in den Randbereichen einer Galaxie angewendet
werden. Dies funktioniert allerdings nur bei
Objekten, welche wir ungefähr von der Kante (Edge On)
sehen, z.B. M31, M101 und M104 (Sombrero). Bei Face
On Galaxien, wie M51 (Whirlpool), können wir so lediglich
die Radialgeschwindigkeit gemäss Kap. 15 messen.
16.5 Berechnung des Wertes aus der Dopplerverschiebung
Hier müssen zwei Fälle unterschieden werden:
1. Licht-reflektierende Objekte des Sonnensystems:
Bei Licht-reflektierenden Objekten des Sonnensystems, z.B. Planeten
und Monde, wirkt der Dopplereffekt von der Erde aus gesehen
zweifach. Ein virtueller Beobachter am Westrand des Planeten
sieht das Licht von der Sonne (gelber Pfeil) bereits um den
Betrag rotverschoben, welcher der Radialgeschwindigkeit dieses
Punktes von der Sonne weg entspricht. Dieser Beobachter stellt
auch fest, dass dieses Licht unverändert, d.h. mit derselben Rotverschiebung
in Richtung Erde reflektiert wird (roter Pfeil).
Ein Beobachter auf der Erde sieht dieses reflektierte Licht dann
noch um einen zusätzlichen Betrag rotverschoben, welcher der Radialgeschwindigkeit des
Westrandes bezüglich der Erde entspricht. Er misst dadurch ein Wert, welcher um denjenigen
Rotverschiebungsbetrag zu hoch ist, welcher bereits der Beobachter am Westrand
des Planeten im ankommenden Sonnenlicht festgestellt hat. Wenn die äusseren Planeten
nahe der Opposition stehen, sind diese beiden Verschiebungsbeträge praktisch gleich
gross. Eine Halbierung dieses Betrages ergibt deshalb mit Formel {15} die Geschwindigkeitsdifferenz
zwischen dem Ost- und Westrand.
Diese Geschwindigkeitsdifferenz muss jetzt nochmals halbiert werden, um die gesuchte,
projizierte Rotationsgeschwindigkeit s zu erhalten. Diese entspricht dann letztlich
noch ¼ der ursprünglich gemessenen Radialgeschwindigkeit (½ x ½=¼).
Projizierte Rotationsgeschwindigkeit reflektierender Körper s
= Errechnete Geschwindigkeitsdifferenz aus dem Verschiebungsbetrag
2. Selbstleuchtende Himmelsobjekte
Bei selbstleuchtenden Himmelsobjekten, z.B. Sonne oder Galaxien, ist lediglich die Halbierung
der gemessenen Geschwindigkeitsdifferenz erforderlich:
Projizierte Rotationsgeschwindigkeit selbstleuchtender Körper s
= Errechnete Radialgeschwindigkeit aus dem Verschiebungsbetrag
Ost West

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 68
16.6 Die Rotationsgeschwindigkeit der Fixsterne
Infolge der grossen Distanzen können selbst mit grossen Teleskopen, mit wenigen Ausnahmen,
Fixsterne nicht als Scheiben gesehen werden, sondern lediglich infolge von Beugungseffekten
in der Optik als kleine Beugungsscheibchen (sog. Airy disk). Deshalb versagt
hier die oben vorgestellte Methode, welche „flächig“ erscheinenden Himmelsobjekten vorbehalten
bleibt. Heute existieren zahlreiche Methoden zur Bestimmung der Rotationsgeschwindigkeit,
z.B. mit photometrisch detektierten Helligkeitsschwankungen oder mittels
Interferometrie. Das Bestreben, die projizierte Rotationsgeschwindigkeit s aus dem
Spektrum zu gewinnen, ist fast so alt wie die Spektroskopie selbst.
William Abney hat bereits 1877 vorgeschlagen, s anhand der rotationsbedingten Verbreiterung
der Spektrallinien zu bestimmen. Dieses Phänomen ist ebenfalls auf den Dopplereffekt
zurückzuführen, da sich das Spektrum aus dem Licht der gesamten uns zugewandten
Sternoberfläche zusammensetzt. Die Verbreiterung und Abflachung der Linien entsteht
durch die rotationsbedingt unterschiedlichen Radialgeschwindigkeiten der einzelnen Oberflächenpunkte.
Dieses sog. „rotational broadening“
ist aber nicht der einzige Effekt, welcher
die Halbwertsbreite der Spektrallinie beeinflusst
(siehe Kap. 7.2). Deshalb wurde mit
verschiedenen Methoden erfolgreich versucht,
den Doppler-bedingten Verbreiterungsanteil zu
isolieren, z.B. durch den Vergleich mit synthetisch
modellierten Spektren oder Standard Sternen
geringer Rotationsgeschwindigkeit. Die Grafik
rechts [52] zeigt diesen Einfluss auf die Form
der Mg II Linie, bei 4481.2 Å, für einen Stern der
Spektralklasse A.
Die zahlreichen, gemessenen Rotationsgeschwindigkeiten
von Hauptreihesternen zeigen
ein bemerkenswertes Verhalten bezüglich der
Spektralklassen. Die Grafik zeigt eine Geschwindigkeitsabnahme
von den frühen zu den
späten Spektralklassen (nach Slettebak). Ab
Spektralklasse G und später beträgt s noch
wenige km/s (Sonne ca. 2 km/s). Der gesamte
Geschwindigkeitsbereich reicht von 0 bis
>400km/s. Es hat sich weiter gezeigt, dass
Sterne nach dem Verlassen der Hauptreihe auf
ihrem Weg zum Riesenast im HR Diagramm
(Kap. 14) erwartungsgemäss die Rotationsgeschwindigkeit
stark verringern.
Da die s Werte ab der Spektralklasse G sehr niedrig sind (sog. Slow Rotators), steigt
hier die Anforderung an das Auflösungsvermögen des Spektrografen dramatisch. Deshalb
konzentrieren sich diese Verfahren, im Speziellen für Amateure, auf die frühen Spektralklassen
O – F, wo die sog. Fast Rotators dominieren. Typisches Beispiel ist Regulus B7V mit
s . Die Form dieses Sterns wird dadurch stark abgeplattet. Es gibt aber
auch Ausreisser. So ist z.B. Sirius (A1V) mit 16 km/s als Vertreter der frühen A- Klasse ein
ausgesprochener Slow Rotator [126].
Ein interessanter Fall ist Wega (A0V), deren s ebenfalls lange Zeit als Ausreisser
nach unten gegolten hat. Diverse Studien u.a. von Y. Takeda et al. [120] haben aber
gezeigt, dass Wega wahrscheinlich ein Fast Rotator ist, bei dem wir fast genau auf einen
Pol schauen ( ≈ 7°). Dies wird durch interferometrisch nachgewiesene, rotationsbedingte

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 69
Abdunkelungseffekte auf der Scheibe gestützt (Peterson, Aufdenberg et al. 2006). Der
Streubereich der neu geschätzten effektiven Werte für Wega ist breit und reicht in diesen
Studien von ca. 160 – 270 km/s. Dieses Beispiel zeigt deutlich, wie schwierig bei Fixsternen
die Bestimmung der Inklination und der damit zusammenhängenden, effektiven
Rotationsgeschwindigkeit ist – dies im Vergleich zum relativ einfach ermittelbaren s -
Wert!
Ergänzt wird die - Methode heute u.a. durch Fourier Analysen des Linienprofils, deren
erste Minimumsstelle den Wert für s mit einer Auflösung von ca. 2 km/s repräsentiert
[125]. Dieses Verfahren erfordert aber hochaufgelöste Spektren.
Diverse Untersuchungen haben gezeigt, dass die Ausrichtung der Fixstern-Rotationsachsen
zufällig verteilt ist – dies im Gegensatz zu den meisten Planetenachsen unseres
Sonnensystems. Da die effektive Äquatorgeschwindigkeit nur in Ausnahmefällen bestimmt
werden kann, ist die Forschung hier fast ausschliesslich auf statistische Methoden beschränkt,
basierend auf umfangreichen s - Datensätzen. Die meisten Amateure werden
sich wohl darauf beschränken, einzelne Literaturwerte früher Spektraltypen mit hohen Rotationsgeschwindigkeiten
nachzuvollziehen.
Empirische Formeln für s in Abhängigkeit von , s =
Eine beachtliche Zahl astrophysikalischer Paper aus der SAO/NASA Datenbank beschäftigt
sich ab ca. 1920 bis zur Gegenwart mit der Kalibration der Rotationsgeschwindigkeit gegenüber
der Halbwertsbreite. Einige der zahlreichen „Protagonisten“ sind hier
A. Slettebak, O. Struve, G. Shajn, F. Royer und F. Fekel. Das wohl meist zitierte Basiswerk
für solche Formeln ist das sog. „New Slettebak System“ von 1975. Neuere Studien haben
aber gezeigt, dass es systematisch zu tiefe s Werte liefert. Deshalb stelle ich hier aktuellere
Ansätze vor. Die Variablen sind jeweils in [Å], in einigen Formel jedoch
auch als Dopplergeschwindigkeit [km/s]. In einem Fall ist zusätzlich noch die Äquivalentbreite
[Å] beteiligt (siehe Kap. 7).
Das Verfahren nach Fekel
Gut etabliert hat sich das Verfahren nach F. Fekel [122, 123]. Es basiert auf zwei verschiedenen
Eichkurven, je eine für den roten- und blauen Bereich des Spektrums. Die beiden Polynome
2. Grades kalibrieren den „Rohwert“ für s in [km/s], bezüglich dem gemessenen
und bereinigten in [Å] . Unten sind zuerst die beiden „Fekel‘schen“ Kalibrierpolynome
{26a, 27a} für die Spektralbereiche 6430 Å und 4500 Å aufgeführt, gefolgt
von zwei weiteren Formeln {26b, 27b}, die ich entsprechend dem explizit gesuchten -
Wert aus {26a, 27a} umgeformt habe:
Das Vorgehen zur Bestimmung des Wertes habe ich anhand eines Beispiels in [7]
beschrieben. Hier ein kurzer Überblick: Zuerst werden mehrere Werte [Å] an
schwach bis mässig intensiven und Gauss-gefitteten Spektrallinien (keine H-Balmerlinien)
vermessen und gemittelt. Diese Werte werden zuerst vom „instrumental broadening“ bereinigt
( ). Dann wird der –Wert durch Einsetzen des Betrages in
die obigen Formeln {26b} oder {27b}, entsprechend dem Wellenbereich 4500 Å oder
6430 Å, berechnet.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 70
Dieser –Wert muss noch mit folgender Formel von der linienverbreiternden Geschwindigkeit
der durchschnittlichen Makroturbulenz in der Sternatmosphäre bereinigt werden.
Daraus ergibt sich dann der gesuchte Wert [km/s]:
Die Variable ist abhängig von der Spektralklasse. Für die B- und A- Klasse hat Fekel
angenommen. Für die frühen F- Klassen , sonnenähnliche Zwergsterne
, K- Zwergsterne , frühe G- Riesen , späte G- und K-
Riesen , F – K Unterriesen
Im Folgenden sind noch die gebräuchlichen Spektrallinien für die Ermittlung der
Werte aufgelistet. Die auch von Fekel vorgeschlagenen Linien sind fett kursiv hervorgehoben,
die von anderen Autoren (z.B. Slettebak) verwendeten nur kursiv wiedergegeben. Der
Zusatz (B) bedeutet, dass die Profilform durch einen Blend mit einer Nachbarlinie beeinflusst
wird. (S) bedeutet eine Liniendeformation im elektrischen Feld durch den Stark Effekt:
– Späte F–, G– und K– Spektralklassen: vermessen von Linien vorwiegend im Bereich
um 6430Å: z.B. Fe II 6432, Ca I 6455, Fe II 6456, Fe I 6469, Ca I 6471.
– Später als mittlere A–Klassen: auswerten von moderat intensiven Fe I, Fe II und Ca I
Linien im Bereich um 6430Å. Für die A3 – G0–Klassen Fe I 4071.8 (B) und 4072.5 (B).
– O–, B– sowie frühe A–Klassen: auswerten von Linien im Bereich um 4500 Å:
– Mittlere B– bis frühe F–Klassen: mehrere Fe II und Ti II Linien, sowie He I 4471 und
Mg II 4481.2.
– O–, frühe B– und Be– Klassen: He I 4026 (S), Si IV 4089, He I 4388,
He I 4470/71 (S,B), He II 4200 (S), He II 4542 (S), He II 4686, Al III, N II,
Alternativ zu F. Fekel hat A. Moskovitz [121] im Zusammenhang mit K– Riesen exklusiv die
relativ isolierte Fe I Linie bei 5434.5 mit Formel {26a} resp. {27a} ausgewertet.
16.7 Die Rotationsgeschwindigkeit der zirkumstellaren Scheiben um Be Sterne
Be Sterne bilden eine grössere Untergruppe der
Spektralklasse B. Gamma Cassiopeiae wurde als erster
Be Stern bereits 1868 von Pater Secchi entdeckt
(Kap. 13.3), welcher sich über die „hellen Linien“ in
diesem Spektrum wunderte. Der Kleinbuchstabe e
(Be) besagt bereits, dass hier Emissionslinien auftreten.
Im Gegensatz zu den Sternen, welche mit ihrer ex-
University Western Ontario
pandierenden Materie P Cygni Profile zeigen (Kap.
17), handelt es sich hier um eine häufig nur temporär ausgebildete, zirkumstellar rotierende
Gasscheibe, in der Äquatorebene des Be Sterns. Deren Entstehungsmechanismen sind
noch nicht voll verstanden. Dieses Phänomen wird begleitet von Wasserstoff Emissionen,
sowie starker Infrarot- und Röntgenstrahlung. Ausserhalb dieser Phasen kann der Stern ein
scheinbar normales Dasein in der B-Klasse fristen.
An der Erforschung und den Beobachtungsprogrammen dieser Objekte sind auch zahlreiche
Amateure mit photometrischen Aufzeichnungen und spektroskopischer Überwachung der
Emissionslinienformen beteiligt. Deshalb habe ich einige Informationen zu dieser spannenden
Kategorie zusammengetragen, zumal hier auch Anwendungsbereiche für die – und

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 71
–Werte präsentiert werden können. Hier einige Eckdaten dieser Objekte, basierend
auf Vorlesungen von Miroshnichenko [140], [141], sowie Publikationen von Keith Robinson
[5] und James Kaler [3]:
– 25% der 240 hellsten Be- Sterne wurden als Doppelsternsysteme identifiziert.
– Die meisten Be- Sterne stehen noch auf der Hauptreihe des HRD, Spektralklassen O1–
A1 [141]. Andere Quellen nennen den Bereich O7 – F5 (bis F5 für Hüllensterne).
– Be Sterne zeigen durchwegs hohe Rotationsgeschwindigkeiten bis >400 km/s, in einigen
Fällen bis nahe zur sog. „Break Up“ Grenze. Die Streuung der s Werte dürfte
somit zum wesentlichen Teil mit den unterschiedlichen Inklinationswinkeln der Sternachsen
zusammenhängen.
– Die Ursache für die Bildung der zirkumstellaren Scheibe und des damit verbundenen
Massenverlustes ist noch nicht voll geklärt und wird, neben der auffallend hohen Rotationsgeschwindigkeit
[3], u.a. auch auf nichtradiale Pulsationen des Sternes oder die nahe
Passage einer Doppelsternkomponente im Periastron der Umlaufbahn zurückgeführt.
– Diese Scheiben können in kurzer Zeit entstehen aber auch wieder verschwinden. Dabei
können insgesamt drei Stufen durchlaufen werden: Gewöhnlicher B-Stern, Be-Stern und
Be -Hüllenstern. Bei letzterem wird die Scheibe so dicht, dass sich im Hüllenbreich auch
breite Absorptionslinien zeigen, die feineren Metallinien aus der Photosphäre des Zentralsternes
aber unterdrückt werden [3]. Klassisches Beispiel für dieses Verhalten ist der
Plejadenstern Plejone, welcher innerhalb von wenigen Dekaden alle drei Phasen durchlaufen
hat [147].
– Infolge seiner Viskosität wandert das Scheibenmaterial während des Umlaufs nach aussen
[141].
– Mit zunehmendem Abstand vom Stern wächst die Dicke- und schwindet die Dichte der
Scheibe.
– Übersteigt der Massenverlust des Sternes denjenigen der Scheibe, sammelt sich das
Material nahe um den Stern. Im umgekehrten Fall kann sich ein Ring ausbilden.
– Die Röntgen- und Infrarotstrahlung ist stark erhöht.
Wenn der B-Stern in relativ kurzer Zeit zum Be-Stern mutiert (z.B. δ scorpii), wandelt sich
die Hα Linie von Absorption in der Sternphotosphäre zur Emissionslinie der zirkumstellaren
Scheibe und steigt gleichzeitig auf zum intensivsten spektralen Merkmal (ausführliches
Beispiel in [30] Kap. 22). Es repräsentiert nun den kinematischen Zustand der ionisierten
Gasscheibe. Sie ist, ähnlich wie die Absorptionslinien gewöhnlicher Sterne, durch Dopplereffekte
verbreitert, hier jedoch infolge der rotierenden Gasscheibe und zusätzlicher, nicht
kinematischer Effekte. Entsprechend ist der Wert der Emissionslinie hier ein Mass
für die typische Rotationsgeschwindigkeit des Scheibenmaterials.
In [146] wird zudem eindrücklich gezeigt, dass die und Werte der Hα Linie im
Be- Stadium von δ scorpii, seit ca. 2000 starken langperiodischen Schwankungen unterworfen
sind. Zwischen dem ersten Helligkeitsausbruch im Jahre 2000 bis zur Gegenwart
schwankte die Dopplergeschwindigkeit des - Wertes zwischen ca. 100 – 350 km/s.
und der Wert von ca. –5 bis –25 Å, was auf dynamische Vorgänge im Scheibenbildungsprozess
hindeutet. Der zeitliche Verlauf von und zeigt sich zudem auffallend
phasenverschoben.
Formeln für die Rotationsgeschwindigkeit des Scheibenmaterials:
Es sind mehrere Formeln publiziert worden, mit denen die Rotationsgeschwindigkeit des
Scheibenmaterials der Be-Sterne , meistens aus dem –Wert der Hα Linie
abgeschätzt werden kann. Hier eine Formel nach Dachs et al., welche Soria in [145] ver-

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 72
wendet. Sie drückt explizit den –Wert, basierend auf der Halbwertsbreite
[km/s] der Hα Emissionslinie aus, kombiniert mit der (negativen) Äquivalentbreite [Å].
s
Die Hα Linie von Soria‘s Be–Stern hat ein , entsprechend einer Dopplergeschwindigkeit
von 278 km/s und einer . Dies ergibt .
In [30] Kap. 22.3 wird diese Formel am Beispiel eines DADOS Spektrums von δ scorpii angewendet.
Der angegebene Genauigkeitsrahmen von ±30 km/s zeigt, dass der Ausdruck
„abschätzen“ hier wohl besser passt als „berechnen“.
Hanuschik [127] zeigt eine einfache, lineare Formel, welche nur mit dem
[km/s] der Hα Emissionslinie ausdrückt. Sie entspricht dem Median Fit eines
stark streuenden Datensatzes mit 115 Be Sternen, ausgeschlossen diejenigen, bei welchen
eine Unterschätzung des Wertes vermutet wurde ([127], Formel 1b).
Mit Sorias obigem ergibt sich hier abweichend
Die folgende Formel gilt für den –Wert der Emissionslinien Hβ (4861.3) und
FE II (5317, 5169, 6384, 4584 Å).
Der Verlauf der Rotationsgeschwindigkeit in der Scheibe
Unter der Annahme dass die Scheibenrotation kinematisch den Keplergesetzen
gehorcht, tritt die höchste Rotationsgeschwindigkeit
an ihrer Innenkante auf – in den vielen Fällen wohl identisch mit
dem Sternäquator. Sie nimmt dann gegen aussen ab (Formel gemäss
Robinson [5]).
Praktisch anwenden lässt sich diese Formel nur bei hohen -Werten (d.h.
oder bekanntem Inklinationswinkel .
v
R

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 73
Die Auswertung von Doppelpeak Profilen
Die Emissionslinien von Be Sternen zeigen häufig
einen Doppelpeak. Die Senke zwischen den beiden
Peaks wird, neben dem Dopplereffekt, u.a.
mit Selbstabsorptions- und Perspektiveffekten
erklärt. Beim Blick auf die Scheibenkante bewegen
sich im Bereich der Symmetrieachse die
Gasmassen scheinbar quer zu unserer Sichtlinie,
d.h. die Radialgeschwindigkeit ist dort .
Die Grafik zeigt diesen Doppelpeak in der Hα
Emissionslinie, in Relation zur rotierenden Gasscheibe.
Eingetragen sind wichtige Masse, welche
in der Fachliteratur Verwendung finden:
Der Peak Abstand
Das Diagramm rechts zeigt gemäss K. Robinson [5]
die modellierten Emissionslinien für unterschiedliche
Inklinationswinkel (Kap. 16.1). Sie zeigen,
dass der Abstand mit zunehmender Inklination
anwächst. Gleichzeitig steigen auch die
-Werte, wenn für alle Inklinationswinkel eine
ähnliche, effektive Äquatorgeschwindigkeit sowie
ein fixer Scheibenradius angenommen wird.
wird als Geschwindigkeitswert gemäss dem
Dopplerprinzip ausgedrückt:
, gem. {15}.
Auch Hanuschik [143] hat gezeigt, dass eine grobe Korrelation zwischen [km/s] der
Hα Linie und besteht:
Gemäss Miroshnichenko [141] und Hanuschik [143] ist zudem mit abnehmendem Scheibenradius
ein Anstieg von verbunden. Diese Aussage ist konsistent mit den
Formeln {33} und {34}.
Der äussere Scheibenradius
Die Formel nach Huang [143] erlaubt die Abschätzung des äusseren
Scheibenradius , ausgedrückt in [Sternradien ], basierend
auf und der Geschwindigkeit an der Innenkante der Scheibe,
welche in vielen Fällen wohl den Sternäquator ( ) berühren
dürfte.
Normierte Intensität
0
V
∆V peak
1 Kontinuumsniveau Ic=1
λ Hα
R
Wellenlänge λ
λ Hα
0°
Rs
15°
Ic
<
30°
Wellenlänge
r
<
i=82°
65°

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 74
Praktisch anwenden lässt sich auch diese Formel nur bei hohen -Werten (d.h.
oder bekanntem Inklinationswinkel .
Das Peak Intensitätsverhältnis (Violett/Rot)
Das Verhältnis gehört zu den Hauptkriterien für die Beschreibung der Doppelpeak
Emissionen von Be Sternen. S. Stefl et al. [144] haben dieses Verhältnis während ca. 10
Jahren bei einem Sample von Be-Sternen überwacht. Dabei haben sie langperiodische
Schwankungen von 5–10 Jahren festgestellt, für deren Ursache erst Hypothesen aufgestellt
werden, u.a. werden Schwingungen im inneren Teil der Scheibe vermutet.
Einer starken Schwankung unterliegt das V/R Verhältnis der He I Linie (6678.15 Å) bei δ
scorpii seit dem Ausbruch von 2000 [146]. Siehe auch Beispiel in [30] Kap. 22.3.
Gemäss Kaler [3] widerspiegelt das V/R Verhältnis die Massenverteilung in der Scheibe und
kann einen ziemlich unregelmässigen Verlauf zeigen.
Bei Be-Doppelsternsystemen scheint ein Variationsmuster aufzutreten, welches an die Umlaufperiode
des Systems geknüpft ist.
Gemäss Hanuschik [143] hängen Asymmetrien der Emissionslinien, z.B. , mit Radialbewegungen
und Verdunkelungseffekten zusammen.
Falls kein Doppelpeak in der Emissionslinie vorliegt, kann gemäss [128] die Asymmetrie in
der Flankensteilheit ausgewertet werden. V>R bedeutet die violette Flanke ist steiler, bei
R>V entsprechend die rote Flanke.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 75
17 Das Messen der Expansionsgeschwindigkeit
Verschiedene Sterntypen stossen in bestimmten Entwicklungsphasen mehr oder weniger
heftig Materie ab. Der Geschwindigkeitsbereich reicht von „gemächlichen“ 20–30 km/s,
typisch für Planetarische Nebel, bis zu mehreren 1000 km/s bei Novae und Supernovae
(SNR). Dieser Vorgang äussert sich in unterschiedlichen spektralen Symptomen, vorwiegend
abhängig von der Dichte des abgestossenen Materials.
17.1 P Cygni Profile
Die P Cygni Profile wurden bereits in Kap. 5.5, als
Beispiele für gemischte Absorptions- und Emissionsspektren
eingeführt. Sie sind ein verbreitetes
spektrales Phänomen, welches in sämtlichen
Spektralklassen vorkommt und ein zuverlässiges
Anzeichen für expandierendes Sternmaterial ist.
Die Auswertung dieses Effekts mit der Dopplerformel
wird hier an der Expansionsgeschwindigkeit
der Sternhülle von P Cygni demonstriert.
Gemessen wird der Versatz [Å] zwischen dem
Emissions- und dem blau verschobenen
Absorptionsteil der P Cygni Profile. Im Beispiel, für
die Hα Linie von P Cygni selbst, beträgt die
gemessene Differenz:
mit ergibt :
Die Literaturwerte liegen im Bereich von –185 bis – 205 km/s ±10km/s. Die
heliozentrische Korrektur ist hier nicht erforderlich, da die Dopplerverschiebung nicht
absolut gemessen, sondern relativ als Differenz aus dem Spektrum abgelesen wird.
17.2 Inverse P Cygni Profile
Im Gegensatz zu den normalen P Cygni Profilen, welche eine
Expansionsbewegung anzeigen, wird die inverse Variante durch
Kontraktionsbewegungen verursacht. Der Absorptionsknick ist
hier zur roten Seite der Emissionslinie verschoben.
Paradebeispiel ist der Protostern T Tauri, welcher sich durch
Akkretion aus einer zirkumstellaren Gas/Staubscheibe bildet. Die
verbotenen [O I] und [S II] Linien bilden hier deutlich inverse
P Cygni Profile und zeigen grossräumige Kontraktionsbewegungen
innerhalb der Akkretionsscheibe. Der Ausschnitt
aus dem T Tauri Spektrum stammt aus [33], Tafel 18.
Die Doppler Auswertung ergibt hier Kontraktionsgeschwindigkeiten
von ca. 600 km/s.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 76
17.3 Verbreiterung der Emissionslinien
P Cygni Profile sind nicht nur für Sterne mit starken Expansionsbewegungen
charakteristisch, sondern auch für
Novae und sogar Supernovae. Diese Extremereignisse
zeigen aber viel häufiger nur eine starke Verbreiterung
der Emissionslinien. Dies gilt mit etwas geringeren
FWHM Werten auch für Wolf Rayet Sterne, siehe [33].
Gemäss [160] kann in diesen Fällen die Expansionsgeschwindigkeit
anhand der Halbwertsbreite, meistens der
Hα Linie [Å] abgeschätzt werden. Dazu
wird anstelle von , [Å] als Mass für die
Linienbreite in die konventionelle Dopplerformel eingesetzt:
Das Schema [160] zeigt bei der Nova V475 Scuti (2003) vier Entwicklungsphasen innerhalb
38 Tagen. Hier wurden fast die 10 fachen Expansionsgeschwindigkeiten wie bei der P
Cygni Hülle beobachtet, eine Grössenordnung bei welcher bereits die relativistische Dopplerformel
{22} angewendet werden sollte.
17.4 Aufsplittung der Emissionslinien
In Kap. 16.7 wurde bereits die Bestimmung der Rotationsgeschwindigkeit durch Auswertung
der Doppelpeak Profile bei Be Sternen vorgestellt. Gesplittete Emissionslinien zeigen
auch relativ alte, stark expandierte und dadurch optisch transparent gewordene Sternhüllen.
Lehrbuchbeispiel ist hier der SNR M1.
Die Grafik rechts zeigt die Aufsplittung der
Emissionslinien infolge des Dopplereffekts.
Die Hüllenteile, welche sich in Erdrichtung
bewegen, verursachen eine Blauverschiebung
und die sich entfernenden- gleichzeitig
eine Rotverschiebung der Linien, welche
sich dadurch zu einer sog. Geschwindigkeitsellipse
(„velocity ellipse“) deformieren.
Dieser Effekt ist hier an den verrauschten
[O III] Linien des M1 Spektrums zu sehen
[33].
Die Grafik rechts zeigt die Aufsplittung der Hα Linie im zentralen
Bereich des Krebsnebels M1 ([33] Tafel 85). Infolge der Transparenz
des SNR wird hier mit die gesamte, auf den Durchmesser
bezogene Ausbreitungsgeschwindigkeit der Materie bestimmt (hier
ca. 1800 km/s). Die Radialgeschwindigkeit erhält man erst durch
Halbierung dieses Wertes. Sie beträgt daher knapp 1000km/s.
B 1
Olll 49
Hα
Olll 5006.84
O III
Richtung
Erde
Δλ ≈ 31Å
S

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 77
18 Das Messen der stellaren Photosphärentemperatur
18.1 Einleitung
Stellare Spektren und deren messbare Grössen, reflektieren - je nach Spektralklasse in unterschiedlichem
Ausmass – auch den physikalischen Zustand der Photosphäre. Zur spektroskopischen
Bestimmung der Effektivtemperatur (Kap. 3.2) existieren zahlreiche Verfahren
mit unterschiedlichem Genauigkeits- aber auch Komplexitätsgrad.
18.2 Temperaturabschätzung über die Spektralklasse
Die Spektralklasse widerspiegelt direkt die Sequenz der entsprechenden Photosphärentemperaturen
(Kap. 14.2). Sie ist deshalb die direkteste, einfachste, aber relativ ungenaue
Art, die Effektivtemperatur abzuschätzen. Für Hauptreihensterne der mittleren und
späten Spektralklassen dürfte für Amateure der realistische Genauigkeitsrahmen etwa bei
einigen 100 K liegen. In der Literatur sind zahlreiche Tabellen zu finden, welche den einzelnen
Spektralklassen die Effektivtemperaturen zuordnen. Für die Leuchtkraftklassen III und V
werden zusätzlich separate, merklich abweichende Werte ausgewiesen. Im Bereich der
frühen Spektralklassen können, auch zwischen renommierten Quellen, Unterschiede bis zu
>1000 K auftreten. So werden auch, speziell bei den frühen Typen der Spektralklasse O, für
ein und denselben Stern, oft deutlich unterschiedliche Klassierungen publiziert. Dies zeigt,
dass sich diese Methode, mindestens für Amateure, auf die Hauptreihensterne beschränken
muss, da die Leuchtkraftklasse nur schwierig bestimmt werden kann. Als Beispiel folgt
hier eine Tabelle, deren Daten aus einer Vorlesung der University of Northern Iowa stammen
http://www.uni.edu/. Diese weichen bei den frühen Spektralklassen z.T. deutlich von
den Werten ab, welche in der Tabelle in Kap. 14.5 oder in [33] ausgewiesen sind.
Spektral
Typ
Hauptreihe (V)
(K)
Riesen (III)
(K)
Überriesen (I)
(K)
O5 54‘000
O6 45‘000
O7 43‘300
O8 40‘600
O9 37‘800
B0 29‘200 21‘000
B1 23‘000 16‘000
B2 21‘000 14‘000
B3 17‘600 12‘800
B5 15‘200 11‘500
B6 14‘300 11‘000
B7 13‘500 10‘500
B8 12‘300 10‘000
B9 11‘400 9‘700
A0 9‘600 9‘400
A1 9‘330 9‘100
A2 9‘040 8‘900
A3 8‘750
A4 8‘480
A5 8‘310 8‘300
A7 7‘920

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 78
F0 7‘350 7‘500
F2 7‘050 7‘200
F3 6‘850
F5 6‘700 6‘800
F6 6‘550
F7 6‘400
F8 6‘300 6‘150
G0 6‘050 5‘800
G1 5‘930
G2 5‘800 5‘500
G5 5‘660 5‘010 5‘100
G8 5‘440 4‘870 5‘050
K0 5‘240 4‘720 4‘900
K1 5‘110 4‘580 4‘700
K2 4‘960 4‘460 4‘500
K3 4‘800 4‘210 4‘300
K4 4‘600 4‘010 4‘100
K5 4‘400 3‘780 3‘750
K7 4‘000
M0 3‘750 3‘660 3‘660
M1 3‘700 3‘600 3‘600
M2 3‘600 3‘500 3‘500
M3 3‘500 3‘300 3‘300
M4 3‘400 3‘100 3‘100
M5 3‘200 2‘950 2‘950
M6 3‘100 2‘800
M7 2‘900
M8 2‘700
18.3 Temperaturabschätzung mit dem Wienschen Verschiebungsgesetz
Ein weiterer Ansatz ist die Abschätzung von mit dem Prinzip des Wienschen Verschiebungsgesetzes
(Kap. 3.2). Er basiert auf der Annahme, dass die Strahlungscharakteristik
des Sterns ungefähr derjenigen eines Schwarzkörpers entspricht. Theoretisch könnte so
gemäss Formel , d.h. basierend auf der Wellenlänge bei der Maximalintensität,
berechnet werden. Dies erfordert allerdings ein radiometrisch korrigiertes Profil gemäss
Kap. 8.7. In Kap 3.3 wurde bereits demonstriert, dass die Lage des Intensitätsmaximums im
Pseudokontinuum nur eine sehr grobe Information über die Temperatur des Strahlers vermittelt.
Weiter muss die Maximalintensität innerhalb des aufgezeichneten Bereiches liegen – bei
einem typischen Amateurspektrografen ca. 3800 – 8000 Å. In der folgenden Grafik erfüllt
dieses Kriterium lediglich die gelbe Kurve mit 6000 K. In diesem Abschnitt können deshalb,
gemäss Formel , lediglich Profile mit von ca. 7600 – 3600 K nach ihrer Maximalintensität
ausgewertet werden, was ungefähr den Spektralklassen M1 – F0 entspricht.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 79
Intensität
0 5000 10‘000 15‘000 20‘000
Wellenlänge [Å]
Die Abdeckung sämtlicher Spektralklassen erfordert deshalb eine Anpassung dieser Methode.
Eine Möglichkeit bietet der Zusammenhang zwischen der Kontinuumsneigung
und .
I
Bei der Vspec Software ermöglicht dies die Funktion Radiometry/Planck. Dabei wird iterativ
der Fit des radiometrisch korrigierten Profils mit eingeblendeten Kontinuumskurven angestrebt,
welche bestimmten entsprechen. Die folgende Grafik demonstriert dieses Prinzip
mit dem synthetisch erzeugten Sonnenspektrum aus der Vspec Library. Rot eingeblendet
ist der zur Sonne passende Kontinuumsverlauf mit 5800 K. Die maximale Intensität dieser
Kurve liegt bei ca. 4900 Å, was auch gemäss Wienschem Verschiebungsgesetzt, Formel
{1}, ungefähr dieser Temperatur entspricht. Weiter sind zum Vergleich noch die zu 10‘000
K passende Kurve in Schwarz und die zu 4000 K gehörende- in Grün zu sehen.
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 80
I
Selbstverständlich soll in der Praxis nicht die bereits bekannte Temperatur eines synthetischen
Profils nachvollzogen, sondern diejenige des untersuchten Sterns abgeschätzt werden.
Dazu ist die radiometrische Korrektur des aufgezeichneten Pseudokontinuums mit einem
spektroskopierten Standardstern gleicher Spektralklasse, gemäss Kap. 8.7, erforderlich.
Die Genauigkeit dieser Messung ist auch direkt von der Qualität dieser relativ heiklen
Korrektur abhängig.
Die folgende Grafik zeigt, vor dem Hintergrund des synthetischen Sonnenspektrums, den
Kontinuumsverlauf diverser Effektivtemperaturen gemäss Vspec:Radiometry/Planck. Zwischen
3000 bis 20‘000 K sind die zunehmend enger aufeinanderfolgenden Kurven in 1000
K-Schritten abgebildet. Ab 20‘000 K werden die Zwischenabstände so eng, dass hier nur
noch die Kontinuen für 30‘000 und 40‘000 K dargestellt sind. Es zeigt auch, dass diese
Abschätzungsmethode auf die mittleren und späten Spektralklassen beschränkt bleibt. Zudem
sinkt mit steigender Temperatur der differenzierende Einfluss der Spektralklasse auf
die radiometrische Korrektur (Kap. 8.7).
I
Synthetisches
Sonnenspektrum
7000 K
Synthetisches
Sonnenspektrum
λ
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 81
18.4 Temperaturbestimmung basierend auf Einzellinien
Generell nutzen diese Verfahren die Temperaturabhängigkeit der Linienintensität .
Die Intensität und Form der Spektrallinien wird gemäss Kap. 6.2 aber von zahlreichen weiteren
Variablen bestimmt, wie z.B. Elementhäufigkeit, Druck, Turbulenzen, Metallizität
und Rotationsgeschwindigkeit des Sterns. Ähnlich wie bei der Bestimmung der Rotationsgeschwindigkeit
(Kap. 16) müssen deshalb alle Verfahren diese störenden Nebeneinflüsse
zu einem hohen Grad ausblenden können oder Linien verwenden, welche speziell temperatursensitiv
sind [11]. Falls die Temperatur nicht bloss „abgeschätzt“ sondern einigermassen
genau „bestimmt“ werden soll, bleiben deshalb nur relativ anspruchsvolle Verfahren, die
auf der spektroskopisch hochauflösenden Detailanalyse an ausgewählten, speziell temperatursensitiven
Metalllinien beruhen.
18.5 Das „Balmer-Thermometer“
Die Temperaturbestimmung mit der Intensität
der H-Balmerlinien wird im Amateurbereich
oft „Balmer-Thermometer“ genannt. Die Methode
ist eher rudimentär, bietet aber ein interessantes
Experimentierfeld. Die H-Linien
sind dafür prädestiniert, weil die stellaren
Photosphären der meisten Spektralklassen,
zu über 90% aus Wasserstoffatomen bestehen.
Dieses Element kann zudem als einziges
fast über die gesamte Temperatursequenz
(Klassen O – M) nachgewiesen und ausgewertet
werden. Im Gegensatz dazu ist ionisiertes
Kalzium Ca II nur bei den Spektralklassen
A – M zu sehen. Die oft vorgeschlagene
Natrium-Doppellinie D1,2 ist nur von
~Typ F – M auswertbar, da Na I bei höheren
Temperaturen ionisiert wird und Na II Absorptionen
nur im UV Bereich erscheinen. Bei den
früheren Spektralklassen ist deshalb Na I immer
interstellaren Ursprungs und somit für
diesen Zweck unbrauchbar.
Die Abbildung rechts zeigt den Intensitätsverlauf
der Hβ-Linie, ein Ausschnitt aus der
Spektralklassenübersicht von Kap. 13.8 sowie
[33]. Diese Absorption ist von allen Balmerlinien
am weitesten zu verfolgen und
bleibt bei dieser niedrigen Auflösung selbst
noch im langwelligen Bereich bis ca. K5 auswertbar.
Das Maximum wird bei der Spektralklasse
A1 erreicht. Die quantenmechanischen
Gründe für diesen Effekt sind in Kap. 9.2 erläutert.
Im Diagramm unten sind die Hβ-Äquivalentwerte (EW) von 24 Atlassternen [33] gegen die
Effektivtemperaturen aufgetragen . Infolge der glockenförmig verlaufenden
Kurve entsteht eine Zweideutigkeit, welche zur Klärung zusätzliche spektrale Infos erfordert.
Ein deutliches Merkmal für den Kurvenabschnitt auf der langwelligen Seite von
O9
25‘000 K
B1
22‘000 K
B7
15‘000 K
A1
10‘000 K
A7
7‘550 K
F0
7‘030 K
F5
6‘330 K
G2
5‘700 K
G8
4‘990 K
K2
4‘290 K
K5
3‘950 K
Hβ 4861
Hβ 4861

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 82
10‘000 K ist z.B. die Fraunhofer K-Linie (Ca II) bei 3934 Å. Weitere Details siehe [33]. Im
mittleren Temperaturbereich sind hier fast nur Hauptreihensterne, in den Randbereichen
auch Riesen der Leuchtkraftklassen I – III vertreten. Trotz relativ wenig Datenpunkten und
niedriger Auflösung (DADOS 200L/mm) lässt sich der Kurvenverlauf, hier als manuell eingefügter
„Least Square Fit“, zweifelsfrei darstellen. Damit soll lediglich das Prinzip demonstriert
werden. Genauere Ergebnisse würde die Auswertung an hochauflösenden
Spektren und auch die Trennung zwischen den Leuchtkraftklassen erfordern.
EW
Hβ
[Å]
α Aql
ζ Leo
α Gem
α CMa
78 Vir
γ Vir
α Cmi
Sonne
η Boo
α Ori
ε Vir
α Sco
61 Cyg
α Leo
Effektivtemperatur T eff [K]
18.6 Präzisions-Temperaturmessung mit ausgewerteten Einzellinien
γ Crv
Solche Verfahren werden im professionellen Bereich vorwiegend an nichtionisierten Metallinien
der späten Spektralklassen K – M angewendet. Einen repräsentativen Eindruck dazu
vermittelt [190], [191], [191b]. Hier werden mit relativen Linientiefen unterschiedlich
temperatursensitiver Metallabsorptionen, Verhältnisse gebildet und diese dann in Bezug
zu bekannten -Werten kalibriert (LDR Line Depth Ratio) [11]. Gemäss den Autoren
soll so eine Genauigkeit von wenigen K erreicht werden können. Mit einem längeren Temperaturmonitoring
kann so z.B. der Nachweis und sogar die Vermessung riesiger Sonnenflecken,
typisch für die späten Spektralklassen K, erfolgen [191b].
α Vir
ε Ori
δ Ori
ζ Ori
68 Cyg

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 83
19 Spektroskopische Doppelsterne
19.1 Einführung, Begriffe
>50% aller Sterne unserer Galaxis bilden Komponenten von gravitativ verbundenen Doppel-
oder Mehrfachsystemen. Sie konzentrieren sich schwerpunktmässig in den Spektralklassen
A, F und G [170]. Für die Astrophysik sind diese Objekte auch deshalb von Interesse,
weil sie unabhängig von der Spektralklasse, eine Bestimmung der Sternmassen erlauben.
Schon bald nach der Erfindung des Teleskops wurden Visuelle Doppelsterne auch von
Amateurastronomen beobachtet. Die Spektroskopie hat uns heute auch das Feld der Spektroskopischen
Doppelsterne erschlossen.
Die vertiefte Beschäftigung mit Doppelsterbahnen ist anspruchsvoll und erfordert u.a. fundierte,
himmelsmechanische Kenntnisse. Hier soll lediglich angedeutet werden, was mit
spektroskopischen Mitteln erreicht werden kann. Wissenschaftlich relevante Ergebnisse
sind meist erst im Zusammenhang mit längeren astrometrischen- und photometrischen
Messreihen möglich.
Spektroskopische Doppelsterne kreisen in so engen Abständen um einen gemeinsamen
Massenschwerpunkt, dass sie selbst mit den grössten Teleskopen der Welt nicht aufgelöst
werden können. Ihre Doppelsternnatur verraten sie nur durch die periodische Veränderung
spektraler Merkmale. Für so enge Bahnen fordern die Keplergesetze kurze Umlaufperioden
und hohe Bahngeschwindigkeiten, was die spektroskopische Beobachtung dieser Objekte
wesentlich erleichtert.
Im Gegensatz zum komplexen Verhalten der Mehrfachsysteme, folgt das Bewegungsmuster
von Doppelsternen den drei einfachen Keplergesetzen. Ihre Komponenten kreisen mit variablen
Geschwindigkeiten auf elliptischen Bahnen um ein gemeinsames Baryzentrum
(Massenschwerpunkt). Die folgende Skizze zeigt ein fiktives Doppelsternsystem mit den
ungleich grossen Sternen und . Deren Bahnellipsen liegen exakt in der Zeichnungsebene.
Der Verlauf der Sichtlinie zur Erde wird hier vereinfachend in der Ebene der Bahnellipsen-,
und parallel zu den kleinen Halbachsen angenommen. Deshalb entsprechen für diesen
perspektivischen Spezialfall die Bahngeschwindigkeiten im Apastron (weitest entfernte
Bahnpunkte) und Periastron (naheste Bahnpunkte) auch den beobachteten Radialgeschwindigkeiten
. Die registrierten Maximalwerte (Amplituden) werden in der Fachliteratur
mit bezeichnet. Der folgende Layout entspricht einer Inklination der Umlaufbahn von
(Def. siehe Kap. 19.3).
Apastron
M 1
Vr M1 A
Periastron
M2 B
Vr M2 P= K 2
Sichtlinie zur
Erde
M 1
Vr M1 P= K 1
Periastron
Kleine Halbachse b
Apastron
Grosse Halbachse a
Vr M2 A
M 2
Vr M1 A = Radialgeschwindigkeit M 1 im Apastron
Vr M1 P = Radialgeschwindigkeit M 1 im Periastron
Vr M2 A = Radialgeschwindigkeit M 2 im Apastron
Vr M2 P = Radialgeschwindigkeit M 2 im Periastron

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 84
– Die beiden Bahnellipsen:
– müssen in der gleichen Ebene liegen
– haben masseabhängig unterschiedliche Grössen
– müssen einander ähnlich sein, d.h. dieselbe Exzentrizität aufweisen.
– Der massereichere Stern läuft immer auf der kleineren Bahnellipse und mit der geringeren
Geschwindigkeit um das Baryzentrum.
– Das Baryzentrum fällt immer mit den Brennpunkten der beiden Bahnellipsen zusammen
– und laufen immer synchron:
– Die Verbindungslinie zwischen und verläuft während des gesamten Umlaufs
permanent durch das Baryzentrum
– und erreichen während eines Umlaufs gleichzeitig das Apastron und anschliessend
so auch wieder das Periastron.
19.2 Auswirkungen des Doppelsternorbits auf das Spektrum
Die Dopplerverschiebung verursacht, infolge der Radialgeschwindigkeiten , markante Effekte
im Spektrum. Der oben angenommene, perspektivische Spezialfall für die Bahnausrichtung
würde diese Phänomene für einen terrestrischen Beobachter maximieren (siehe
unten Phase D). Generell lassen sich zwei verschiedene Fälle unterscheiden [180].
1. Doppelsterne mit zwei Komponenten im Spektrum – SB2–Systeme
Falls der scheinbare Helligkeitsunterschied zwischen beiden Komponenten ungefähr im Bereich
liegt, können wir das Komposit Spektrum beider Sterne aufzeichnen. Die folgenden
Phasenskizzen basieren auf den obigen Annahmen und zeigen diese Effekte anhand
eines vollständigen Umlaufs:
Hier sind die Bahngeschwindigkeiten
rechtwinklig zur Sichtlinie gerichtet und somit
wird die Radialgeschwindigkeit bezüglich
der Erde Das Spektrum bleibt
unverändert, d.h.
Im Apastron werden die Bahngeschwindigkeiten
minimal. Sie verlaufen hier aber
parallel zur Sichtlinie und entsprechen den
Radialgeschwindigkeiten, daher .
Die Spektrallinie erscheint aufgespalten:
Hier sind die Bahngeschwindigkeiten
wieder rechtwinklig zur Sichtlinie gerichtet
und somit wird die Radialgeschwindigkeit
bezüglich der Erde Das Spektrum
bleibt unverändert, d.h.
Im Periastron werden die Bahngeschwindigkeiten
. Sie verlaufen hier
parallel zur Sichtlinie und entsprechen den
maximalen Radialgeschwindigkeiten
. Die Spektrallinie erscheint
stärker aufgespalten als bei Phase B.
∆λ
∆λ A
∆λ
∆λ P
A
B
C
D

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 85
Die oben eingeführten Formeln für die Dopplerverschiebung erlauben durch einfaches
Umformen, die Summe der Radialgeschwindigkeiten aus der Linienaufspaltung
zu berechnen. Für den allgemeinen Fall gilt:
Die Berechnung der einzelnen Radialgeschwindigkeiten und
Wenn die Massendifferenz gross genug ist, erfolgt die
Aufspaltung der Spektrallinie messbar asymmetrisch zur
neutralen Wellenlänge . Mit diesen ungleichen Teilabständen
und lassen sich dann, sinngemäss zu
{39}, die einzelnen Radialgeschwindigkeiten separat
berechnen [172]. Infolge der heliozentrischen Radialbewegung
des gesamten Sternsystems [100] wird die
Wellenlänge der „neutralen“, ungespaltenen Spektrallinie
durch den Dopplereffekt von ihrer Laborwellenlänge nach verschoben [170].
Dies ist der Bezugspunkt, auf den nun die beiden Teilabstände absolut gemessen werden
müssen. Dazu müssen zuerst die ermittelten Werte gemäss [30] Kap. 18, Schritt 7, heliozentrisch
zu korrigiert werden. Erst dann gilt:
Falls keine Asymmetrie in der Aufspaltung bezüglich vorliegt, sind und ungefähr
gleich gross und die Summe der Radialgeschwindigkeiten braucht lediglich
halbiert zu werden.
2. Doppelsterne mit einer Komponente im Spektrum – SB1–Systeme
Meistens beträgt der scheinbare Helligkeitsunterschied der beiden Komponenten
lich . Hier kann mit Amateurausrüstungen nur noch das Spektrum des helleren Sternes
aufzeichnet werden. Extremfälle sind hier gänzlich unsichtbare Schwarze Löcher als Doppelsternkomponenten
oder Extrasolare Planeten, welche das Spektrum ihres umkreisten
„Muttersterns“ gerade mal um einige Dutzend m/s verschieben! In diesen Fällen ist keine
Aufspaltung der Linie mehr zu sehen, sondern nur noch die Verschiebung von nach
rechts oder links von der Neutrallage . Das folgende Beispiel, aufgenommen mit DADOS
900L/mm, zeigt diesen Effekt anhand der spektroskopischen A- Komponenten innerhalb
des Fünffachsystems β scorpii A.
Eindrücklich ist hier die Hα-Verschiebung der helleren
Komponente innerhalb dreier Tage zu sehen. Mit
diesem Vspec Plot soll lediglich der Effekt demonstriert
werden. Eine seriöse Ermittlung der Bahnparameter
würde die Aufzeichnung mehrerer Umläufe
mindestens im Tagesabstand erfordern!
Die Linienverschiebungen sind hier bezüglich des
0–Punktes dargestellt. Die X-Achse ist in Dopplergeschwindigkeit
skaliert, gemäss [30], Kap. 19,
und erlaubt so die grobe Ablesung der Radialgeschwindigkeit.
Die Werte wurden durch Gauss
Fit an den heliozentrisch korrigierten Profilen bestimmt.
Detailliertes Vorgehen siehe [30] Kap. 24.2.
λ 1
∆λ 1
18.8.09 22‘00 UTC
∆λ = –1.37Å = –63 km/s
λ r0
∆λ 2
λ r0 bereinigter Nullpunkt
λ 2
15.8.09 22‘00 UTC
∆λ = +1.71Å = +78 km/s

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 86
Hier noch einige Bahnparameter von β scorpii gemäss einer älteren Studie von Peterson et
al. [177]. Diese Werte beziehen sich auf die gemessenen, maximalen Radialgeschwindigkeiten
und , erhoben aus den Spektren der beiden Komponenten. Der Term in
der Datenliste und bei den Massen , dokumentiert, dass die Inklination hier unbekannt
ist und daher die Werte um diesen Faktor unsicher sind (Details siehe Kap. 19.3 und
19.4).
- Spektralklasse der helleren Komponente: B0.5V, schwächere Komponente: ?
- Umlaufperiode
- Sternmassen ss
- Massenverhältnis
- Max. gemessene Radialgeschwindigkeiten:
- Grosse Halbachsen der Bahnellipsen : s s
Diese Zahlen zeigen, dass die Massendifferenz, und der damit verbundene Helligkeitsunterschied,
beträchtlich sind. Mit den involvierten Grossteleskopen der Studie [177] konnte
hier das Spektrum der schwächeren Komponente aber immerhin noch erkannt, jedoch nur
mit Schwierigkeiten ausgewertet werden.
19.3 Der perspektivische Einfluss der räumlichen Bahnausrichtung
Die Ausrichtung der Doppelstern-Bahnebenen bezüglich unserer Sichtlinie zeigt eine Zufallsverteilung.
Der Winkel, den die senkrecht auf der Bahnebene stehende Achse (Normalvektor)
mit unserer Sichtlinie bildet, wird genannt [175]. Die Neigung der Rotationsachsen
von Fixsternen (Kap. 16) und Doppelsternsystemen wird somit gleich definiert.
Analog dazu bildet hier s den spektroskopisch direkt messbaren Anteil der Radialgeschwindigkeit
, welcher in die Sichtlinie zur Erde projiziert wird. Bei sehen wir
genau „edge on“ auf die Kante der Ellipse, d.h. s .
– Diese Bahnellipse kann, ohne Folgen für ihre scheinbare Form, bei konstant bleibender
Inklination , beliebig um die Sichtlinienachse rotiert werden.
– Bei kreisförmigen Doppelsternbahnen, fixiert daher die den einzigen Freiheitsgrad,
welcher die scheinbare Form der Umlaufbahn beeinflusst.
– Bei elliptischen Doppelsternbahnen, ist die Situation komplexer. Im Gegensatz zum
Kreis, bildet die Ausrichtung der Ellipsenachsen auf der gegebenen Bahnebene einen zusätzlichen
Freiheitsgrad, welcher die scheinbare Ellipsenform bestimmt.
v r sin i
v r
v r
v r sin i
i
Sichtlinie zur Erde
Falls unbekannt bleibt, können Ergebnisse nur noch statistisch sinnvoll ausgewertet werden,
ähnlich wie die s Werte der Fixsternrotation (Kap. 16.6).
Vorsicht: Es gibt auch renommierte Quellen, welche als Winkel zwischen der Sichtlinie
und der Bahnebene, ähnlich der Neigungswinkelkonvention zwischen Planetenbahnen und
Ekliptik, definieren. Konsequenz: Es muss immer klargestellt werden, welche Definition an

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 87
gewendet wird. Die beiden Konventionen lassen sich gegenseitig einfach als Komplementwinkel
umrechnen.
19.4 Die Abschätzung einiger Bahnparameter
Basierend auf rein spektroskopischer Beobachtung können einige Bahnparameter des Doppelsternsystems
abgeschätzt werden. Dazu werden zuerst die gemessenen Radialgeschwindigkeiten
und in Funktion der Zeit aufgetragen. Die Grafik zeigt eine Umlaufperiode
von Mizar (ζ Ursae Maioris, A2V), eines der Vorzeigeobjekte für Spektroskopische
Doppelsterne mit Zweifachlinien (SB2-Systeme). Ein weiteres, ähnliches Beispiel wäre
β Aurigae mit einer Umlaufszeit von ca. 4 Tagen. Je mehr diese Kurven Sinusform aufweisen,
desto geringer ist die Exzentrizität der Bahnellipsen [179].
Quelle: Uni Jena [170]
Die Umlaufperiode
Die Umlaufperiode kann direkt am Verlauf der Geschwindigkeitskurven ermittelt werden.
Als einzige Grösse bleibt sie weitgehend unbeeinflusst von Perspektiveffekten und ist dadurch
relativ genau bestimmbar.
Vereinfachung auf kreisförmige Umlaufbahnen
Da wir in der Praxis meistens mit zufällig orientierten, elliptischen
Umlaufbahnen konfrontiert sind, wird die genauere
Bestimmung der weiteren Bahnparameter sehr
komplex. Dazu wären, neben den spektroskopischen-, ergänzend
noch astrometrische Messdaten notwendig. Lediglich
bei Bedeckungsveränderlichen, wie Algol, kann bereits
a priori von einer wahrscheinlichen Inklination
ausgegangen werden.
Für die grobe Abschätzung der weiteren Parameter schlagen
diverse Quellen die Vereinfachung der elliptischen-
auf kreisförmige Bahnen vor. Damit werden die Radien
und somit auch die Bahngeschwindigkeiten konstant.
Die meist unbekannte Inklination wird in den Formeln mit
dem Term ausgedrückt.
K 1
K 2
V M1
M 1
r M1
B
r M2
M 2
V M2

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 88
Die Bahngeschwindigkeit
Zur Bestimmung der Bahngeschwindigkeit benötigen wir aus dem Geschwindigkeitsdiagramm
die maximalen Werte beider Komponenten. Sie entsprechen definitionsgemäss
den maximalen Amplituden und Für die Kreisbahngeschwindigkeit gilt:
Bestimmung der Bahnradien
s
Mit der Umlaufperiode und der Bahngeschwindigkeit s kann nun für eine
Kreisbahn generell der entsprechende Radius berechnet werden. Aus kreisgeometrischen
Gründen gilt allgemein:
s
s
Wenn sich beide Linien der Aufspaltung auswerten lassen, können so mit und die
entsprechenden Radien und separat berechnet werden.
Berechnung der Sternmassen bei SB2–Systemen
Lassen sich beide Spektrallinien der Aufspaltung auswerten, kann mit folgender Formel die
Gesamtmasse des Systems bestimmt werden [51/Kap. VI]. Diese erhält man, wenn
, umgeformt als Radiensumme + , anstelle der grossen Halbachse in die Formel
des 3. Keplergesetzes eingesetzt wird: + .
. Diese hat zur Konsequenz, dass
auch die übrigen Variablen der Formel mit diesen „unhandlich“ kleinen Einheiten, verbunden
mit hohen Zehnerpotenzen, verwendet werden müssen.
Die Teilmassen lassen sich dann aus ihrer Summe mit den Teilradien und
berechnen.
Für Doppelsternsysteme wird häufig in Sonnenmassen und die Distanz in angegeben.
Zur Umrechnung: .
Berechnung der Sternmassen bei SB1–Systemen
Die Auswertung nur einer Linie hat logischerweise Konsequenzen auf den Informationsgehalt
und die Genauigkeit der zu bestimmenden Systemparameter. Bei SB1–Systemen lässt
sich im Spektrum nur die Verschiebung der helleren Komponente auswerten, d.h. nur
eine Radialgeschwindigkeitskurve und ihre Maximalamplitude bestimmen. Damit kann
mit Formel {44} nur der zugehörige Bahnradius berechnet werden. Leider sind hier weder
die Gesamtmasse noch deren Teilmassen direkt bestimmbar. Lediglich die sog.
s

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 89
Massenfunktion kann berechnet werden [51/Kap. VI], [179] Dieser Ausdruck ist
nicht wirklich anschaulich und bedeutet die 3. Potenz der unsichtbaren Teilmasse im
Verhältnis zum Quadrat der Gesamtmasse . Ein durchgerechnetes Beispiel siehe
[171].
s
Diese Gleichung spielt heute eine wichtige Rolle bei der Massenabschätzung von Schwarzen
Löchern und Extrasolaren Planeten. Sie kann grob bestimmbar gemacht werden, indem
z.B. die sichtbare Masse anhand des Spektraltyps abgeschätzt wird. Ein grober Anhaltspunkt
bietet dazu die Tabelle in Kap. 14.5. Das ganze bleibt aber auch so immer noch mit
der „Unsicherheit“ s behaftet.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 90
20 Balmer–Dekrement
20.1 Begriff und Ursachen
In Spektren, wo die H–Balmerserie in Emission auftritt, schwindet deren Linienintensität
mit abnehmender Wellenlänge . Dieses Phänomen wird Balmer-Dekrement genannt.
Der Intensitätsschwund erfolgt reproduzierbar nach physikalischen Gesetzen und ist daher
für die Astrophysik als Indikator von grosser Bedeutung. Die H–Emissionslinien entstehen
durch Elektronenübergänge, welche in „Abwärtsrichtung“ auf dem zweituntersten Energieniveau
des Wasserstoffatoms enden. Die Wahrscheinlichkeit, von welchem der höheren
Ausgangsniveaus diese Elektronen stammen, wird für die einzelnen Linien durch quantenmechanische
Gesetze bestimmt. Aus diesen folgt, dass die Intensität der Linie am
höchsten ist und bei den kurzwelligeren Linien , , , , etc. kontinuierlich abnimmt.
Das Ausmass dieser Abnahme (Dekrement) ist in bescheidenem Ausmass noch abhängig
von der Dichte und der Temperatur der Elektronen und .
20.2 Qualitative Auswertung
Für die meisten Amateure stehen wohl qualitative Anwendungen dieses Effekts im Vordergrund.
Am niedrig aufgelösten Spektrum von P Cygni (DADOS 200L), kann die Intensitätsabnahme
der hier alles dominierenden Wasserstoff-Emissionslinien, normiert auf eine einheitliche
Kontinuumsintensität, demonstriert werden.
Hδ
Hγ
Balmer – Dekrement P Cygni
Hβ
Entgegen diesem Trend zeigt Mira (o Ceti) nur und, noch stark gedämpft, in Emission.
Diese eindrücklichen Linien deuten an, welch enorme Intensitäten, und gemäss
Balmer–Dekrement eigentlich zeigen müssten. Diese werden aber im langwelligen Bereich
durch Titanoxid Absorptionen verdeckt, welche offensichtlich in höheren Schichten der
Sternatmosphäre entstehen, als die H–Emissionslinien. Details siehe [33].
Hδ
Hγ
Balmer – Dekrement Mira, o Ceti
TiO
TiO
TiO
TiO
TiO
TiO
TiO
Hα
TiO

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 91
20.3 Quantitative Auswertung
Quantitativ wird das Balmer–Dekrement hauptsächlich zur spektroskopischen Bestimmung
der Interstellaren Extinktion, des sog. „Interstellar Reddening“ verwendet. Die „Rötung“ des
Lichtes erfolgt, weil der blaue Anteil stärker absorbiert oder gestreut wird als der rote. Je
steiler das Dekrement , verglichen zu theoretisch ermittelten Werten verläuft, desto
stärker wird die Extinktion des Lichtes durch Staubpartikel. Die Intensitätswerte werden
konventionsgemäss im Verhältnis zu angegeben: . Speziell gross ist der
Rötungseffekt in der Milchstrassenebene, auf der Galaktischen Breite von ~0° [209]. Diesen
Zusammenhang hat bereits 1934 A. Shajn nachgewiesen.
Die Bestimmung des „Interstellar Reddening“ über das Balmer-Dekrement erfordert Objekte,
welche die Emissionslinien der H–Balmerserie vollständig und nicht selektiv gedämpft
abstrahlen – so z.B. die meisten Emissionsnebel, Be- und LBV-Sterne. Vertreter der Mira Variablen
sind aus den obgenannten Gründen ungeeignet.
Die Tabelle zeigt nach Brocklehurst [200] die quantenmechanisch berechneten, theoretischen
Dekrementwerte , gerechnet für Gase mit je einer sehr niedrigen und hohen
Elektronendichte , sowie Elektronentemperaturen von 10‘000K und 20‘000K.
Linie Case A für
dünnes Gas (Ne = 10 2 cm -3 )
Case B für
dichtes Gas (Ne = 10 6 cm -3 )
Te =10‘000 K Te =20‘000 K Te =10‘000 K Te =20‘000 K
Hα 2.85 2.8 2.74 2.72
Hβ 1 1 1 1
Hγ 0.47 0.47 0.48 0.48
Hδ 0.26 0.26 0.26 0.27
Hε 0.16 0.16 0.16 0.16
H8 0.11 0.11 0.11 0.11
Im Fachjargon werden die beiden Dichtefälle „Case A“ und „Case B“ genannt.
Case A: Ein sehr dünnes Gas, welches für die Lyman Photonen so durchlässig ist, dass sie
dem Nebel entfliehen können.
Case B: Ein dichtes Gas, welches die kurzwelligen ) Photonen zurückbehält,
die dadurch für Selbstabsorptionsprozesse zur Verfügung stehen.
Die Gasdichten liegen bei Emissionsnebeln im Bereich zwischen Case A und -B, bei expandierenden
Sternhüllen (Be- und LBV- Sterne) bei Case B.
Die Elektronentemperatur hat in diesem Bereich offensichtlich nur geringen Einfluss auf
die Dekrementwerte. Die Elektronendichte macht sich nur bei der Linie bemerkbar.
Je nach Quelle können diese Werte z. T. abweichen. Für Amateure stehen hier grobe Relativvergleiche
zwischen einzelnen Objekten, z.B. verschiedene Planetarische Nebel, sowie
Be- oder LBV- Sterne in unterschiedlichen galaktischen Breiten im Vordergrund.
20.4 Quantitative Definition des Balmer-Dekrements
Für die meisten astrophysikalischen Analysen wird das gemessene Intensitätsverhältnis
der Hα und Hβ Linien benötigt. Dies entspricht der quantitativen Definition des Balmer-
Dekrements:
{50}

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 92
20.5 Versuche mit dem Balmer-Dekrement
Das folgende Diagramm zeigt das mit DADOS aufgezeichnete Balmer-Dekrement von
P Cygni – einmal bezogen auf ein radiometrisch korrigiertes Profil (rot), welches dem Intensitätsverlauf
eines synthetischen B2 II Sterns aus der Vspec Bibliothek entspricht – und
einmal basierend auf einem Kontinuum mit normalisiertem Energiefluss (blau). Die eingetragenen
Dekrementwerte sind direkt aus dem stark geröteten P Cygni Profil gemessene
Intensitäten , welche durch die entsprechenden Hβ-Werte dividiert wurden
.
I rel
Hε
Hγ
0.5
0.3
Hβ
Flux normalisiertes Kontinuum
1
1
Diese grob ermittelten Dekremente liegen beim blauen, intensitätsnormierten Profil etwa
im Streubereich der Literaturwerte, d.h. für I(Hα)/I(Hβ) zwischen ca. 4.3 und 5. Das rote
Profil, welches näherungsweise die Intensitäten des ungedämpften Originalspektrums wiedergibt,
zeigt hingegen drastisch abweichende und physikalisch unmögliche Werte. So beträgt
hier das definierte Balmer-Dekrement lediglich 1.8, d.h. wesentlich tiefer
als !
Da Literaturrecherchen dazu ergebnislos verliefen, folgt hier eine eigene Interpretation: Das
theoretische Balmer-Dekrement basiert für die einzelnen Linien auf quantenphysikalisch
bedingten Wahrscheinlichkeiten für bestimmte Elektronenübergänge. Diese statistische
Gesetzmässigkeit wird im radiometrisch korrigierten Profil durch die ungleichmässig
verteilte, wellenlängenabhängige Strahlungsintensität des Sterns überprägt . Die
Intensität der einzelnen Emissionslinien ist in Sternatmosphären u.a. abhängig von der Anzahl
der Direkt- oder Resonanzabsorptionen und somit auch von der Photonendichte bei der
entsprechenden Wellenlänge . Das blaue, intensitätsnormierte Profil verhält sich diesbezüglich
neutral, da hier
Falls das Spektrum ein Kontinuum zeigt, wird das Balmer-Dekrement auch im professionellen
Bereich mit dem Wert bestimmt, und somit auf eine einheitliche Kontinuumsintensität
bezogen. Dies zeigt z.B. The Balmer Decrement of SDSS Galaxies, von Brent Groves et
al. [210].
Hα
1.8
5
λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 93
21 Spektroskopische Bestimmung der Interstellaren Extinktion
21.1 Spektroskopische Definition der Interstellaren Extinktion
Mit dem Balmer-Dekrement kann spektroskopisch die Interstellare Extinktion bestimmt
werden. Der Extinktionsparameter charakterisiert die gesamte Extinktion entlang des
Sehstrahls zwischen dem beobachteten Objekt und dem äussersten Rand der Erdatmosphäre.
Er wird definiert als logarithmisches Verhältnis zwischen theoretischer (Th) und
gemessener (obs) Intensität der Linie [10]:
, auch „logarithmische Balmerdekrement“ Dekrement genannt [201], wird aus dem
Verhältnis zwischen gemessenem- und theoretischem Balmer-Dekrement und , bestimmt.
Der Wert –0.35 entspricht dem Extinktionsfaktor bei gemäss Standard
Extinktionskurve nach Osterbrock (Diagramm unten) [201].
Im Kontext solcher Berechnungen hat sich in der Literatur für das theoretische Balmer-
Dekrement der Wert (Case B) etabliert. Eingesetzt in ergibt:
21.2 Extinktionskorrektur mit dem gemessenen Balmer-Dekrement
Die Extinktion ist nicht konstant sondern wellenlängenabhängig. In der Korrekturfunktion
[10] werden die Emissionslinien im Verhältnis zu angepasst („Dereddening“).
wird wie folgt definiert, wobei für die Extinktion bei und bei steht.
Dadurch werden die gemessenen Intensitäten für reduziert und für
angehoben (Vorzeichen von beachten)! Der Wert für wird mit einer Extinktionskurve
bestimmt, welche in verschiedenen Versionen mit leicht abweichenden Werten
existiert. Für Amateuranwendungen können daraus grob Zwischenwerte interpoliert werden.
Unten links ist die Galaktische Standard Extinktionskurve nach Osterbrock (1989) mit
den Werten [238]. Die Tabellenwerte rechts stammen von Seaton (1960).
f(λ) Relative Extinction
–1.2
–1.0
–0.8
–0.6
–0.4
–0.2
0
+0.2
+0.4
+0.6
3346 3727
–0.35
0.0
+0.14
λ Wavelength
4000 5000 10000 20000
Hγ Hβ Hα
Galactic Extinction Law from Osterbrock1989
λ f(λ)
3500 +0.42
4000 +0.24
4500 +0.10
4861 0.00
5000 –0.04
6000 –0.26
7000 –0.45
8000 –0.60
From Seatons 1960

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 94
21.3 Balmer-Dekrement und Farbexzess
Aus dem gemessenen Balmer-Dekrement lässt sich direkt der Farbexzess in
[mag] für die Balmerlinien bestimmen [10].
Falls , wird , d.h. es liegt in diesem Spezialfall erwartungsgemäss
keine Rötung vor.
Der Link zur „klassischen“ Photometrie im System ermöglicht die Formel von C.S.
Reynolds [208]:
Die zugehörigen Parameter für:
Logarithmisch umgeformt und eingesetzt:
21.4 Balmer-Dekrement und Extinktionskorrektur im Amateurbereich
Für Amateure steht hier weder die exakte Bestimmung der Extinktion noch des geröteten
Balmer-Dekrements im Vordergrund. Dies würde die Bereinigung des Rohprofils von der
instrumentellen und atmosphärischen Dämpfung gemäss Formel in
Kap. 8.7 erfordern, damit das Profil nur noch mit der zu bestimmenden belastet
bleibt.
Die wichtigste Anwendung bildet aber der Sonderfall der Emissionsnebel, welche meistens
ein extrem schwaches und diffuses Kontinuum erzeugen und somit keine seriöse Bestimmung
der Kontinuums-bezogenen Messwerte, wie der Peak Intensität oder des
Wertes, erlauben. Glücklicherweise erzeugen aber diese Objekte H-Emissionslinien. Diese
werden hauptsächlich weit vom Stern entfernt und vorwiegend durch die Rekombination
ionisierter H Atome erzeugt. Deren Intensitäten entsprechen im Ursprungsspektrum daher
nahezu dem ungedämpften Balmer-Dekrement und können so – im Verhältnis zu den gemessenen
Dekrementwerten – als eine Art „Korrekturschablone“ dienen.
Dieses Verfahren ist eigentlich für die Teilkorrektur der interstellaren Rötung vorgesehen.
Für Amateurzwecke ermöglicht Formel , im relevanten Bereich zwischen Hα
und Hβ, in vernünftiger Näherung auch für die anderen Dämpfungseinflüsse eine grobe Intensitätskorrektur
der Emissionslinien. und zeigen eine ähnliche Charakterisik
mit zunehmender Dämpfung gegen kürzere Wellenlängen. Deutlich abweichend verhält
sich lediglich , da bei den meisten Amateurkameras die Dämpfung erst ab dem
Grünbereich des Spektrums beginnt. Ergänzende Hinweise dazu siehe Kap. 22.11.
Im professionellen Bereich sind Extinktionskorrekturen bei der Auswertung extragalaktischer
Emissionslinienobjekte unumgänglich und werden mit Softwareunterstützung durchgeführt.
Bereits bei Objekten innerhalb von M31, wird [201].

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 95
22 Plasmadiagnose bei Emissionsnebeln
22.1 Vorbemerkung
Im Spektralatlas für Astroamateure [33] wird ein Klassierungssystem für die Anregungsklasse
bei ionisierten Nebelplasmen vorgestellt und deren Bestimmung anhand mehrerer
Objekte praktisch demonstriert. Ergänzend werden hier weitere Diagnosemöglichkeiten
und der dazu erforderliche, physikalische Hintergrund vorgestellt [10], [222], [225], [237].
22.2 Überblick Phänomen Emissionsnebel
Im Gegensatz zu den lediglich passiv Licht reflektierenden Reflexionsnebeln, leuchten
Emissionsnebel aktiv. Dies erfordert die Ionisierung von Nebelatomen durch UV- Photonen,
oberhalb der sog. Lyman Grenze von 912 Å. Dies entspricht einer Ionisationsenergie von
>13.6 eV und einer Temperatur von >25‘000K. Solche Bedingungen können erst Sterne ab
der frühen B-Klasse erfüllen, wodurch sie in ihrer weiteren Umgebung ein teilionisiertes
Plasma erzeugen. Durch Rekombination fangen die Ionen wieder Elektronen ein, welche
beim Übergang auf niedrigere Niveaus den Energieüberschuss in Form von Photonen
mit entsprechender Frequenz abgeben ( ). So produzieren diese Nebel durch
den Fluoreszenzeffekt, ähnlich einer Gasentladungslampe, hauptsächlich „quasi monochromatisches“
Licht, d.h. eine überschaubare Zahl diskreter Emissionslinien, welche mit
Ausnahme der SNR, einem sehr schwachen Emissionskontinuum überlagert ist. Die energetische
Voraussetzung dazu erfüllen hauptsächlich H II Regionen (z.B. M42), Planetarische
Nebel (z.B. M57) und Supernovaüberreste (z.B. M1). Weiter können noch die Kerne aktiver
Galaxien (AGN), T-Tauri Sterne (Kap. 17.2) etc. genannt werden. Die Nebelmaterie besteht
hauptsächlich aus Wasserstoff, Helium, Stickstoff, Sauerstoff, Kohlenstoff, Schwefel, Neon
und Staub (Silikate, Graphit etc.). Neben der chemischen Zusammensetzung prägen der UV
Strahlungsfluss sowie die Temperatur und Dichte der freien Elektronen den lokalen
Zustand des Nebelplasmas. Dies äussert sich direkt in der Intensität der Emissionslinien,
was eine erste grobe Abschätzung wichtiger Parameter des Nebelplasmas erlaubt.
22.3 Gemeinsame spektrale Merkmale von Emissionsnebeln
Bei allen Emissionsnebelarten sind Ionisationsprozesse
wenn auch mit stark unterschiedlicher
Anregungsenergie aktiv. Dies erklärt das sehr ähnliche
Erscheinungsbild solcher Spektren. Die Grafik
zeigt einen Ausschnitt aus dem Spektrum von
M42 mit den zwei auffälligsten Merkmalen:
1. Das Intensitätsverhältnis der hellen [O III] Linien
ist praktisch konstant und beträgt:
.
2. Das Balmer-Dekrement . Aus dem Verhältnis
von gemessenem und theoretischem Verlauf kann
die Interstellare Extinktion bestimmt werden (Kap. 21.).
22.4 Ionisationsprozesse in Emissionsnebeln
Diese Prozesse werden zu Beginn schematisch an einem Wasserstoffatom demonstriert.
Die hochenergetischen UV-Photonen des Zentralsterns ionisieren die Nebelatome und werden
dadurch bis zum Rand der sog. Strömgrensphäre völlig absorbiert. Hier endet deshalb
das teilionisierte Plasma des Emissionsnebels. Da die beobachtete Intensität der Spektrallinien
kaum schwankt, muss zwischen neu ionisierten und rekombinierten Ionen ein permanenter
Gleichgewichtszustand bestehen. Als grober Indikator für die Stärke des Strahlungsfeldes,
dienen die Sorte, Ionisationsstufe und Menge der erzeugten Ionen. Die ersten zwei
Parameter können direkt aus dem Spektrum herausgelesen und mit der erforderlichen Ionisationsenergie
verglichen werden. (siehe Tabelle unten und [33]).
Hβ 4861.33
Olll 4958.91
Olll 5006.84
Hα 6562.82

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 96
Stern
Hochenergetischer
Strahler T eff>25‘000K
Die durch den Ionisationsprozess freigesetzten Elektronen heizen mit ihrer kinetischen
Energie auch die übrigen Nebelteilchen. entspricht dem Energieüberschuss welcher
nach der Photoionisation verbleibt und voll in die kinetische Energie der Elektronen transformiert
wird [10]. Die Elektronentemperatur und die -Dichte beeinflussen die folgenden
Rekombinations- und Stossanregungsprozesse. ist direkt proportional zur mittleren
kinetischen Energie der freien Elektronen.
(Boltzmannkonstante ).
Formel {56} ergibt in Joule mit der Elektronenmasse und der mittleren
Geschwindigkeit . Die Kurzformel {56a} liefert direkt in Elektronenvolt .
22.5 Rekombinationsprozess
Photon Elektron
Ionisation durch UV-
Photonen λ

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 97
22.7 Linienemission durch Stossanregung
Trifft ein Elektron das Ion nicht zentral, kommt es zu keiner Rekombination,
sondern zur viel häufigeren Stossanregung. Ist die
Stossenergie ≥ , wird ein internes Elektron kurzzeitig auf ein
höheres Niveau angehoben. Es wird bei Erlaubten Übergängen
umgehend wieder auf einen tiefer liegenden Term zurückfallen
und dabei, entsprechend der Energiedifferenz, ein Photon mit
der diskreten Frequenz abstrahlen.
Anmerkung: Ähnlich verläuft dieser Prozess in Leuchtstoffröhren
mit niedrigem Gasdruck. Dort erreichen die Elektronen durch die
n=1
angelegte Spannung Energien von mehreren Elektronenvolt [eV]
und regen Quecksilberatome zur UV Strahlung an. In dichten
Gasen, erfolgt die Anregung hauptsächlich durch Stösse zwischen
den thermisch angeregten Atomen oder Molekülen.
Stossanregung
22.8 Linienemission durch Erlaubte Übergänge nach Direktabsorption
In H II Regionen haben Emissionsnebel mit Zentralsternen
der frühen O-Klasse (z.B. M42, O6) Strömgrensphären mit
Durchmessern von mehreren Lichtjahren, wodurch das Strahlungsfeld
der zentralen Sterngiganten extrem „verdünnt“
wird. So wird speziell in den Aussenbezirken des Nebels die
Wahrscheinlichkeit extrem klein, dass die Energie eines Photons
z.B. exakt zum Anregungsniveau eines Wasserstoffatoms
passt. Von der Direktabsorption eines Photons kann
hier deshalb kein nennenswerter Beitrag an die Linienemission
erwartet werden [222]. Der Strahlungsschwerpunkt der
Photonen liegt zudem im UV Bereich. Dadurch werden viele
Atome sofort ionisiert, sobald die Energie der auftreffenden
Photon
Photon
Photonen oberhalb ihrer Ionisationsgrenze liegt. Eine nennenswerte Linienemission ist
deshalb bei Erlaubten Übergängen nur über den Rekombinationsprozess möglich. Wasser-
stoff und Helium, die Hauptakteure der Erlaubten Übergänge, erscheinen im Spektrum nur
deshalb so intensiv, weil sie um mehrere Grössenordnungen häufiger vorkommen als die
restlichen Elemente im Nebel. Die Häufigkeit eines spezifischen Elektronenübergangs bestimmt
auch die relative Intensität der entsprechenden Spektrallinie.
22.9 Linienemission durch Verbotene Übergänge
ΔE n
Elektron
Direktanregung
Emissionsnebel enthalten verschiedene Sorten von Metallionen, die meisten mit mehreren
Valenzelektronen auf der Aussenschale. Dies verursacht elektrische und magnetische
Wechselwirkungen, und vervielfacht die möglichen Energiezustände. Die Term Schemas
(oder Grotrian Diagramme) werden dadurch extrem komplex und enthalten auch sog. „Verbotene
Übergänge“ (Kap. 12). Für diese herrschen in den extrem dünnen Nebeln ideale
Voraussetzungen, weil hier die fragilen, von mehreren Sekunden bis zu Duzenden von Minuten
dauernden, metastabilen Zustände nur selten vorzeitig durch Stösse beendet werden
[222].
Zuerst müssen aber die Metallatome auf die entsprechende Stufe ionisiert werden. Dies
erfordert hochenergetische UV Photonen. Die entsprechenden Energien [eV, λ] sind in der
folgenden Tabelle im Vergleich zu Wasserstoff und Helium aufgeführt. Je höher die erforderliche
Ionisationsenergie, desto dichter am Stern liegt der Erzeugungsschwerpunkt der
Ionensorte, was als „Stratifikation“ bezeichnet wird [10], [201].
Photon

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 98
Ion [S II] [N II] [O III] [Ne III] [O II] H II He II He III
E [eV] 10.4 14.5 35.1 41.0 13.6 13.6 24.6 54.4
λ [Å] 1193 855 353 302 911 911 504 227
Die Verbotenen Übergänge dieser Metallionen benötigen hingegen zur Besetzung der Ausgangsterme
ab dem Grundzustand nur wenige Elektronenvolt [eV]. Dieser geringe Energiebetrag
wird durch die häufig auftretende Stossanregung freier Elektronen reichlich geliefert!
Im Vergleich dazu wäre bei der erlaubten Linie ab dem Grundzustand mindestens
12.1 eV erforderlich (n1 – n3). Dazu sind die Elektronen im Nebel um etwa eine Grössenordnung
zu langsam (siehe Diagramm unten). Dies begründet auch die starke Intensität der
verbotenen-, im Vergleich zu den erlaubten Übergängen. Diese Metallionen werden in Modellrechnungen
als „Kühler“ bezeichnet [237] weil sie durch die hocheffektive Linienemission
wesentlich zur Nebelkühlung und zum thermischen Gleichgewicht beitragen. Die folgende
Grafik zeigt die relevanten Ausschnitte aus den komplexen Term Schemas [10],
[222]. Für die wichtigsten Metallionen sind die erforderlichen Anregungsenergien und die
Wellenlängen der möglichen „verbotenen“ Emissionen dargestellt.
[eV]
7
6
5
4
3
2
1
0
6731
6717
10338
10373
10278
10320
4076
4068
6583
6548
5755
3071
3063
5007
4959
4932
[S II] [N II] [O III] [Ne III] [O II]
4363
Das folgende Diagramm zeigt nach Gieseking [222] die asymmetrische, maxwellsche Verteilung
der Elektronengeschwindigkeiten für vergleichsweise „kühle“ und „heisse“ Nebel
mit Te 10‘000K und 20‘000K.
Relative Häufigkeit
Kinetische Energie [eV]
4014
3967
3869
3344
1815
1794
0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800
Elektronengeschwindigkeit [km/s]
3729
3726
7331
7319.6
7330
7318.6
0 0.25 0.5 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11
0.86 eV
1.72 eV
2.5 eV
O III 5007/4959/ 4932
5.3 eV
O III 4363

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 99
Eingetragen sind auch die beiden Minimalgeschwindigkeiten für die Anregung der [O III]
Linien. Den oberen Diagrammrand habe ich mit den Werten der kinetischen Elektronenenergie
ergänzt. Die Maximalwerte der beiden Kurven entsprechen der mittleren kinetischen
Energie nach Formel {55} (0.86eV und 1.72eV).
22.10 Prozessschema der Photonenkonvertierung in Emissionsnebeln
Mit diesem Schema möchte ich die vorgängig erläuterten Prozesse in H II Regionen und PN
zusammenfassen und wichtige Zusammenhänge veranschaulichen. Nicht dargestellt sind
hier die Bremsstrahlungsvorgänge, welche erst in SNR mit typischerweise relativistischen
Elektronengeschwindigkeiten, relevant werden.
Prozesse mit Photonen sind blau, solche mit Elektronen rot dargestellt. Sog. bound-bound
Übergänge zwischen den Elektronenschalen sind mit schwarzen Pfeilen gezeichnet. Die
beiden breiten, grauen Doppelpfeile zeigen die zwei fundamental wichtigen Gleichgewichtszustände
im Nebel:
Das Thermische Gleichgewicht zwischen dem Heizprozess durch die kinetische Energie
der freien Elektronen und dem permanenten Energieentzug durch die dem Nebel entweichenden
Photonen, regelt und bestimmt die Elektronentemperatur Te.
Das Ionisationsgleichgewicht zwischen Ionisation und Rekombination regelt und bestimmt
die Elektronendichte Ne. Falls dieses Gleichgewicht gestört ist, dehnt sich die
Ionisationszone des Nebels aus oder sie schrumpft [239].
Übersicht Ionisations- Rekombinations- und Anregungsprozesse
Elektron
Ionisation
Freie Elektronen heizen
den Nebel
T e N e
Ionisations-
Gleichgewicht
UV Photon
T eff > 25‘000K
Elektron
Rekombination Stossan- Direktabsorption
regung
Photonen
Photonen
Thermisches
Gleichgewicht
Stern
Elektron
Photonen
Entweichende Photonen
kühlen den Nebel
Passendes
Photon
©Richard Walker 2011/12

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 100
22.11 Praktische Aspekte der Plasmadiagnose
Für Amateure steht hier die Bestimmung der Anregungsklasse von Emissionsnebeln im
Vordergrund (Kap. 22.12). Deren Diagnoselinien sind vergleichsweise intensiv. Sie liegen
nahe beisammen und zudem in einem Bereich, wo der Unterschied zwischen Original- und
Pseudokontinuum relativ gering ist – siehe frühe Spektralklassen in der letzten Grafik von
Kap. 8.6. Dies erlaubt daher für galaktische Objekte selbst am Rohprofil, d.h. ohne Extinktions-
und andere Korrekturen, eine grobe Einstufung mit einer Genauigkeit von ca. 1 Klasse.
Bei den mittleren und hohen Anregungsklassen, kann infolge des etwas grösseren Abstandes
der He II Diagnoselinie (λ 4686) eine, um maximal eine Klasse zu niedrige Einstufung
resultieren. Für genauere Analysen sollte die Intensitätskorrektur der einzelnen auszuwertenden
Linien nach Formel {53} vorgenommen werden, Begründung siehe Kap. 21.4.
Alternativ zu dieser Methode haben eigene Versuche mit der Division des Profils durch Korrekturkurven
(Kap. 8.6, 8.7), meistens unbefriedigende Ergebnisse gezeigt – vermutlich infolge
der diffusen Mischung aus Restkontinuum und Rauschen.
Die Dekrementwerte liegen beim Grossteil der Amateuren zugänglichen Objekten, bei
[10]. Es gibt allerdings krasse Ausreisser wie NGC 7027 mit [10]! Da
die Klassierungslinien nahe beieinander liegen kann auch dieser Effekt für die Grobbestimmung
der Anregungsklasse meistens vernachlässigt werden. In solchen Extremfällen kann
ein wesentlicher Teil der Extinktion auch durch massive Staubwolken um den Stern selbst
verursacht werden. Bei den extrem jungen T-Tauri Objekten ist z.B. die Abweichung zum
theoretischen Balmer-Dekrement sogar ein Klassierungskriterium, siehe [33] Kap. 13.2!
Ein Sonderfall sind hier die nicht flächig sondern sternförmig erscheinenden PN. Sie erfordern
zwar, im Gegensatz zu M27 und M57, nur kurze Belichtungszeiten. Sie können auch
nur im integrierten Licht und nicht selektiv auf ein bestimmtes Nebelareal spektroskopiert
werden. Da innerhalb dieser winzig erscheinenden Scheibchen grössere Intensitätsunterschiede
einzelner Emissionen auftreten, kann auch das gemessene Balmer-Dekrement verfälscht
werden – noch verschärft durch mögliche Verschiebungen der Spaltposition während
der Aufnahme, infolge schlechten Seeings oder mangelhafter Nachführung. Aber
selbst dieser Einfluss hat sich für die Bestimmung der Anregungsklasse als gering herausgestellt.
Die Bestimmung weiterer Plasma Parameter, wie der Elektronentemperatur Te und der
Elektronendichte Ne ,erfordert speziell rauscharme Spektren mit hoher Auflösung, was bei
diesen lichtschwachen Objekten wohl für die meisten Amateure eine echte Herausforderung
darstellt. Zudem sind einzelne der verwendeten Diagnoselinien extrem schwach und
die Fehlerquote entsprechend hoch. Sogar in professionellen Publikationen sind zwischen
einzelnen Werten oft grössere Abweichungen festzustellen!

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 101
22.12 Bestimmung der Anregungsklasse
Seit dem Beginn des 20. Jahrhunderts sind zahlreiche Methoden zur Bestimmung der Anregungsklasse
von Emissionsnebeln vorgeschlagen worden. Eine der best akzeptierten
und auch für Amateure geeigneten Methoden ist das 12-stufige „revidierte“ System nach
Gurzadyan [10], welches u. a. auch von Aller, Webster, und Acker, mitentwickelt worden
ist. Als Klassierungskriterium wird die Intensitätssumme der beiden hellsten (verbotenen)
[O III] Linien, im Verhältnis zum Referenzwert der Balmerserie ausgewertet. Dieser Wert
nimmt, beschränkt auf den Bereich der niedrigen Anregungsklassen , markant zu.
Die [O III] Linien bei λλ 4959 und 5007 werden in den Formeln mit und bezeichnet.
Für niedrige Anregungsklassen E1 – E4:
Bei den höheren Stufen wird ab der Übergangsklasse 4 [225] erstmals die
Linie bei λ 4686 sichtbar. Diese Ionen erfordern zu ihrer Erzeugung mit 24.6 eV fast
die doppelte Energie wie (13.6 eV). Diese Linie steigert ab hier die Intensität und ersetzt
die stagnierende Emission als Vergleichswert in der Formel. Das Verhältnis wird
logarithmisch verwendet, um den Wertebereich für das Klassierungssystem zu limitieren:
Für mittlere und hohe Anregungsklassen E4 – E12:
Die 12 -Klassen werden in die Gruppen Niedrig ( , Mittel und Hoch
unterteilt. In Extremfällen wird noch 12 + vergeben.
Niedrig Mittel Hoch
- Klasse - Klasse - Klasse
E1 0 – 5 E4 2.6 E9 1.7
E2 5 – 10 E5 2.5 E10 1.5
E3 10 – 15 E6 2.3 E11 1.2
E4 >15 E7 2.1 E12 0.9
E8 1.9 E12 + 0.6
22.13 Die Anregungsklasse als Indikator für die Plasmadiagnose
Gurzadyan [10], [226] hat (neben anderen) gezeigt, dass die Anregungsklassen mit der
Evolution der PN verknüpft sind. Eine Untersuchung an einem Sample von 142 PN ergab,
dass die E-Klasse ein grober Indikator für die folgenden Nebelparameter ist, deren Werte in
der Realität allerdings beträchtlich streuen [8].
1. Das Alter eines PN
Typischerweise starten PN auf der niedrigsten E- Stufe und steigern diese mit zunehmendem
Alter. Die vier untersten Klassen werden meist sehr schnell durchlaufen. Dieses
Tempo verringert sich nach oben dramatisch. Der gesamte Vorgang dauert insgesamt ca.
10‘000 – 20‘000 Jahre.
2 Die Temperatur des Zentralsterns
Auch die schwierig zu bestimmende Temperatur des Zentralsterns steigt mit zunehmender
E- Klasse. Durch das Abstossen der Hülle werden zunehmend tiefere und somit heissere
Schichten „freigelegt“, bis ab ca. E7 noch ein extrem heisser Stern mit einem oft
WR- ähnlichen Spektrum, oder ein Weisser Zwerg übrigbleibt. Daraus können für [K]
folgende, grobe Richtwerte abgeleitet werden [33]:
E-Klasse E1-2 E3 E4 E5 E7 E8-12
35‘000 50‘000 70‘000 80‘000 90‘000 100‘000 – 200‘000

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 102
3. Die Ausdehnung des Nebels
Die Sichtbarkeitsgrenze expandierender PN liegt bei einem Maximalradius von ca.
1.6Lj (0.5parsec). Mit zunehmender E-Klasse steigert sich, neben dem Alter, auch der
Radius des expandierenden Nebels. Gemäss Gurzadyan [226] gelten für die E- Stufen im
Mittel folgende, bei den einzelnen Nebeln allerdings stark streuende Werte [Lj]:
E-Klasse E1 E3 E5 E7 E9 E11 E12+
0.5 0.65 0.72 1.0 1.2 1.4 1.6
22.14 Abschätzung von Te und Ne nach der O III und N II Methode
Diese Verfahren können infolge sehr schwacher Diagnoselinien, nur bei Spektren hoher
Qualität und Auflösung angewendet werden. In der Dissertation J. Schmoll [201] ist ausgeführt,
welchen Einfluss auch die Spaltbreite und die Methode der Hintergrundsubtraktion
auf die Auswertung schwacher Linien ausüben kann! Das Verfahren basiert auf den Grundgleichungen
nach Gurzadyan 1997 [10], welche bei der O III Methode die Linien bei λλ
5007, 4959 und 4363, und bei der N II Methode bei λλ 6548, 6584 und 5755 verwerten.
Diese Gleichungen lassen sich zur Berechnung der Elektronentemperatur nicht explizit nach
auflösen und enthalten auch noch die Variable . Es existieren für aber Näherungsformeln,
welche für dünne Gase gelten (typisch für H II Regionen und SNR).
" ist der natürliche Logarithmus zur Basis e.
Zur expliziten Berechnung von , bei bekanntem , habe ich die Formeln und
entsprechend umgestellt:
Falls das Spektralprofil aufnahmetechnisch auf eine kleine Region des Nebels begrenzt
werden kann, sind die Werte der Gleichungen und identisch. kann dann

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 103
durch Gleichsetzung von und eliminiert werden und die implizit bleibende Variable
iterativ bestimmt werden. Dazu müssen aber die Werte sämtlicher Diagnoselinien, für
beide Verfahren, in guter Qualität vorliegen.
22.15 Abschätzung der Elektronendichte aus dem S II und O II Verhältnis
Die Elektronendichte kann nach Osterbrock aus dem Verhältnis der beiden Schwefellinien
[S II] λλ 6716, 6731 oder der Sauerstofflinien [O II] λλ 3729, 3726 abgeschätzt werden
[10], [201]. Der grosse Vorteil dieses Verfahrens: Diese Emissionen sind so nahe zusammen,
dass die Extinktion und instrumentelle Einflüsse keinen relevanten Einfluss auf
den Verhältniswert ausüben können. Der Nachteil: die beiden Linien sind, mit Ausnahme
bei SNR, sehr schwach und daher schwierig zu vermessen.
22.16 Spektrale Unterscheidungsmerkmale der Emissionsnebelarten
Intensitätsverhältnis
1.6
1.4
1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
[O II] 3729 / 3726
[S II] 6716 / 6731
Elektronendichte [cm-3 0.0
10
]
1 102 103 104 105 SNR zeigen durch die Synchrotron- und Bremsstrahlung, ein deutliches Kontinuum siehe
[33], Tafel 85. Speziell ausgeprägt ist es im Röntgenbereich, weshalb Röntgenteleskope
zur Unterscheidung der Nebelarten sehr geeignet sind, speziell wertvoll bei lichtschwachen,
extragalaktischen Objekten. Bei den übrigen Nebelarten ist der Nachweis der Kontinuumsstrahlung
schwierig. Im optischen Spektralbereich sind bei SNR die [S II] und [O I]
Linien im Verhältnis zu intensiver als bei PN und H II Regionen, weil sie, infolge von
Schockwellen ausgelöster Stossionisation, verstärkt entstehen, siehe [33] Tafel 85. Diese
Emissionen sind bei PN nur schwach ausgeprägt und fehlen bei H II Regionen gänzlich
[201].Die Elektronendichte ist bei SNR sehr gering, d.h. noch etwas niedriger als in H II
Regionen. Sie liegt beim stark expandierten, alten Cirrusnebel im Bereich von 300 cm -3 :
Beim noch jungen und kompakten Krebsnebel sind es ca. 1000 cm -3 [201]. Bei PN ist
am höchsten und liegt meistens in der Grössenordnung von 10 4 cm -3 [201]. Bei der H II Region
M42 liegt im Bereich von ca. 1000–2000 cm -3 [224].
Bei H II Regionen ist die Anregung durch Sterne der O- und frühen B-Klasse relativ gering
und die Anregungsklasse mit ca. E=1-2 deshalb bescheiden [33]. Planetarische Nebel
durchlaufen meistens sämtliche 12 Anregungsstufen, entsprechend der Evolutionsstufe
des zentralen Reststerns. Die SNR sind auch diesbezüglich ein komplexer Sonderfall. Beim
sehr jungen SNR, Krebsnebel (M1), dominieren höhere Anregungsklassen, deren Werte inhomogen
über den Nebel verteilt sind, entsprechend der komplexen Filamentstruktur [231].
Folglich zeigt sich in M1 auch die Diagnoselinie He II (4686) prominent, siehe [33] Tafel
85.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 104
23 Analyse der chemischen Zusammensetzung
23.1 Astrophysikalische Definition der Elementhäufigkeit
Astrophysikalisch wird die Häufigkeit eines vorkommenden Elementes als dekadischer
Logarithmus der Teilchenmenge pro Volumeneinheit , zu derjenigen des Wasserstoffs
ausgedrückt, dessen Häufigkeit konventionsgemäss auf festgelegt wird [11],
[57a]. Die Massenverhältnisse spielen hier keine Rolle.
Durch logarithmisches Umformen erhalten wir auch direkt das Verhältnis
23.2 Astrophysikalische Definition der Metallhäufigkeit Z (Metallicity)
Von grosser Bedeutung ist das Verhältnis Eisen zu Wasserstoff . Auch hier wird mit
der relativen Anzahl Atome pro Volumeneinheit, aber nicht mit deren Masse gerechnet. Die
Metallhäufigkeit in einer Sternatmosphäre, auch „[ “ genannt, wird wie folgt ausgedrückt:
Ein -Wert, kleiner als in der Sonnenatmosphäre, gilt als metallarm und trägt ein negatives
Vorzeichen. Der Bereich geht aktuell von ca. +0.5 bis –5.4 (SuW 7/2010). Fe wird hier nur
deshalb als Vertreter der Metalle verwendet, weil es im Spektralprofil häufig erscheint und
gut ausgewertet werden kann.
23.3 Quantitative Bestimmung der chemischen Zusammensetzung
Die identifizierten Spektrallinien (Kap. 24) des untersuchten Objektes informieren direkt:
– welche Elemente und Moleküle vorkommen
– welche Isotopen auftreten (in einzelnen Fällen und nur in hochaufgelösten Spektren)
– welche Ionisierungsstufen auftreten
Die quantitative Bestimmung der Häufigkeit kann in diesem Rahmen nur grob skizziert werden.
Sie ist sehr komplex und kann nicht direkt aus dem Spektrum gewonnen werden. Sie
erfordert zusätzlich Daten, welche zum Teil nur mit Simulationen der stellaren Photosphäre
gewonnen werden können [11].
Die Intensität einer Spektrallinie ist ein Indikator, welcher über die Häufigkeit eines bestimmten
Elementes informiert. Dieser Wert wird unter anderem aber auch von der Effektivtemperatur
, dem Druck, der Schwerebeschleunigung, sowie der Makroturbulenz und
der Rotationsgeschwindigkeit der Photosphäre beeinflusst. beeinflusst aber auch den
Ionisierungsgrad der Elemente, welcher dann mit der sog. Saha Gleichung ermittelt werden
muss.
Diese Komplikationen zeigen sich eindrücklich im Sonnenspektrum. Über 90% der solaren
Photosphäre besteht aus Wasserstoffatomen mit der definierten Häufigkeit . Trotzdem
bleibt, infolge der zu niedrigen Temperatur von 5800 K, die Intensität der H Balmerserie
vergleichsweise bescheiden. Dominierendes Hauptmerkmal des Sonnenspektrums sind
jedoch die beiden Fraunhoferlinien H und K des ionisierten Kalziums Ca II, obwohl dessen
Elementhäufigkeit nur beträgt [Anders & Grevesse 1989]. Gemäss {65}, ent-
:

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 105
spricht dies einem Verhältnis . Aus quantenmechanischen Gründen ist
Ca II bei der solaren Photosphärentemperatur von 5800 K, ein äusserst effektiver Absorber.
Die optimalen Bedingungen für die Wasserstofflinien werden hingegen erst bei knapp
10‘000 K erreicht (siehe Kap. 9.2).
Im professionellen Bereich wird die Elementhäufigkeit auch durch den iterativen Vergleich
des Spektrums mit synthetisch berechneten Profilen unterschiedlicher, chemischer Zusammensetzung
bestimmt [11].
23.4 Relativer Häufigkeitsvergleich bei Sternen ähnlicher Spektralklasse
Einen vereinfachenden Sonderfall bilden Sterne mit ähnlicher Spektral- und Leuchtkraftklasse
sowie vergleichbarer Rotationsgeschwindigkeit. Die physikalischen Parameter dieser
Photosphären sind dadurch sehr ähnlich. Hier können einfach die Äquivalentbreiten EW
bestimmter Linien verglichen und so, mindestens qualitativ, die relativen Häufigkeitsunterschiede
gesehen werden. Im Spektralatlas [33] wird dies am klassischen Beispiel der beiden
ähnlichen Hauptreihensterne Sirius A1Vm und Wega A0V vorgeführt. Das Grundprinzip
ist die sog. Curve of Growth („Wachstumskurve“). Sie zeigt, dass sich im ungesättigten, und
einigermassen linear verlaufenden Bereich, die Äquivalentbreite EW einer bestimmten
Spektrallinie ungefähr proportional zur Anzahl Atome des entsprechenden Elementes in einem
Plasmagemisch verhält.
Äquivalenzbreite EW [Å]
Linearer
Bereich
Linie ungesättigt
Linie gesättigt
Curve of Growth
Anzahl Atome

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 106
24 Spektroskopische Parallaxe
24.1 Möglichkeiten der spektroskopischen Distanzmessung
Spektroskopisch lassen sich Distanzen mit der Spektroskopischen Parallaxe und im extragalaktischen
Bereich über die dopplerbedingte Rotverschiebung, in Kombination mit dem
Hubble Gesetz ermitteln (Kap. 15.5). Diese Verfahren werden ergänzt durch Radar- und Laserreflexionsmessungen
(Sonnensystem), die Trigonometrische Parallaxe (nähere Sonnenumgebung)
und die Photometrische Parallaxe (Milchstrasse und extragalaktischer Bereich).
Letztere basiert auf dem Helligkeitsvergleich mit genau bekannten, sog. „Standardkerzen“
wie Cepheiden und Supernovaexplosionen des Typs Ia.
24.2 Begriff und Prinzip der Spektroskopischen Parallaxe
Die Spektroskopische Parallaxe erlaubt die grobe Distanzabschätzung zu einem Stern, basierend
lediglich auf der spektroskopisch bestimmten Spektralklasse und der photometrisch
gemessenen, scheinbaren Helligkeit. Die Bezeichnung „Parallaxe“ für dieses Verfahren
ist deshalb irreführend. Korrekt ist sie hingegen für die Trigonometrische Parallaxe.
Diese entspricht der scheinbaren Verschiebung des beobachteten Gestirns bezüglich des
Himmelshintergrundes, verursacht durch den Erdorbit um die Sonne.
Das Prinzip funktioniert analog zur Photometrischen Parallaxe. Die absolute Helligkeit eines
Objektes wird definiert für die einheitliche Entfernung von 10 parsec [pc] oder 32.6 Lichtjahre
[Lj]. Dieser Wert wird mit der tatsächlich gemessenen, scheinbaren Helligkeit verglichen
und daraus die Distanz berechnet. Bei der Spektroskopischen Parallaxe wird die absolute
Helligkeit eines Sterns anhand seiner Spektralklasse bestimmt.
24.3 Spektralklasse und absolute Helligkeiten
In der folgenden Tabelle stammen die Werte der absoluten Helligkeit für die Hauptreihensterne
(V) aus einer Vorlesung der University of Northern Iowa http://www.uni.edu/. Deren
Abweichung im Vergleich mit bekannten Literaturwerten bleibt für unseren Zweck im akzeptablen
Rahmen. So beträgt z.B. der Tabellenwert für die Spektralklasse G2V 5.0 M , dies
im Vergleich zum Literaturwert der Sonne von 4.83 M .
Für die Riesen (III) und Überriesen (I) habe ich einige Literaturwerte bekannter Sterne aus
unterschiedlichen Quellen zusammengetragen, um einen Eindruck von der Grössenordnung
und über den enormen Streubereich zu vermitteln. Bei diesen Leuchtkraftklassen ist kein
verwertbarer Trend im Zusammenhang mit den Spektralklassen erkennbar. Überriesen der
frühen Spektralklassen sind zudem häufig spektroskopische Doppelsterne. Diese Fakten
demonstrieren auch drastisch die Grenzen dieser Methode. Die Entfernungsbestimmung
über die Spektroskopische Parallaxe bleibt daher, mindestens im Amateurbereich, auf die
Hauptreihensterne beschränkt. Im Anhang zu Gray/Corballi [4] ist eine Kalibrationstabelle
der absoluten Helligkeiten für sämtliche Spektral- und Leuchtkraftklassen zu finden.
Spektral
Typ
Hauptreihe (V)
O5 –4.5
O6 –4.0
O7 –3.9
Riesen (III)
O8 –3.8 Meissa, λ Ori –4.3
Überriesen (I)
O9 –3.6 Iota Ori –5.3 ζ Ori, Alnitak –5.3
B0 –3.3 Alnilam, ε Ori –6.7

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 107
B1 –2.3 Alfirk, β Cep –3.5
B2 –1.9 Bellatrix, γ Ori –2.8
B3 –1.1
B5 –0.4 δ Per –3.0 Aludra, η Cma –7.5
B6 0
B7 0.3 Alcione, η Tau –2.5
B8 0.7 Atlas, 27 Tau –2.0 Rigel, β Ori –6.7
B9 1.1
A0 1.5
A1 1.7
A2 1.8 Deneb, α Cyg –8.7
A3 2.0
A4 2.1
A5 2.2 α Oph, 1.2
A7 2.4 γ Boo, 1.0
F0 3.0 Adhafera, ζ Leo –1.0
F2 3.3 Caph, β Cas 1.2
F3 3.5
F5 3.7 Mirfak, α Per –4.5
F6 4.0
F7 4.3
F8 4.4 Wezen, δ CMa –6.9
G0 4.7 Sadalsuud, β Aqr –3.3
G1 4.9
G2 5.0 Sadalmelik, α Aqr –3.9
G5 5.2
G7 Kornephoros, β Her –0.5
G8 5.6 Vindemiatrix, ε Vir 0.4
K0 6.0 Dubhe, α Uma –1.1
K1 6.2
K2 6.4 Cebalrai, β Oph 0.8
K3 6.7
K4 7.1
K5 7.4 Aldebaran, α Tau –0.7
K7 8.1 Alsciaukat, α Lyn –1.1
M0 8.7
M1 9.4 Scheat, β Peg –1.5 Antares, α Sco –5.3
M2 10.1 Betelgeuse, α Ori –5.3
M3 10.7
M4 11.2
M5 12.3 Ras Algethi, α Her –2.3
M6 13.4
M7 13.9
M8 14.4

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 108
24.4 Das Entfernungsmodul
Das Entfernungsmodul ist die Differenz zwischen scheinbarer- und absoluter Helligkeit
[ , ausgedrückt im allgemein gebräuchlichen, logarithmischen System der photometrischen
Helligkeitsstufen [mag].
Das sog. Wahre Entfernungsmodul gilt für die vereinfachte Berechnungsannahme
ohne Interstellare Extinktion, das Scheinbare Entfernungsmodul hingegen mit deren
Berücksichtigung [12].
24.5 Berechnung der Distanz aus dem Entfernungsmodul
Ohne Berücksichtigung der Interstellaren Extinktion steht die Entfernung mit dem
wahren Entfernungsmodul in folgender Beziehung [12]:
Bei Berücksichtigung der Interstellaren Extinktion muss diese noch dazu addiert werden
( mittlere interstellare Extinktion .
Durch logarithmisches Umformen kann explizit ausgedrückt werden:
Gemäss [12] beträgt im ungünstigsten Fall, d.h. innerhalb der galaktischen Ebene,
. Falls Dunkelwolken auf dem Sehstrahl liegen, kann auf 1 bis 2
ansteigen. In [12] ist auch zu sehen, dass sich im Normalfall die Extinktion erst
ab ca. 100 pc, entsprechend 326 Lj, merklich auszuwirken beginnt. [58] schlägt hingegen
als Faustregel vor, für die Extinktion in der Sonnenumgebung zu veranschlagen.
Problematisch dabei ist, dass auch von der gesuchten Distanz abhängt .
24.6 Beispiele für Hauptreihensterne (mit Literaturwerten)
Sirius, α Cma A1Vm m=–1.46 M=1.43 r = 2.64 pc = 8.6 Lj
Denebola, β Leo A3V m= 2.14 M=1.93 r = 11.0 pc = 36 Lj
61 Cyg A, K5 m= 5.21 M=7.5 r = 3.5 pc = 11 Lj

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 109
25 Linienidentifikation
25.1 Aufgabe und Voraussetzungen
Mit der Linienidentifikation soll einer Absorptions- oder
Emissionslinie mit der Wellenlänge , das verursachende
Element oder Ion zugeordnet werden. Rein theoretisch
müsste dies relativ einfach sein, wie der nebenstehende
Ausschnitt aus der „lineident“ Tabelle der Vspec Software
zeigt (Tools/Elements/lineident). In der Praxis ist
aber unter anderem Folgendes zu beachten:
– Das Spektrum muss ein hohes S/N Verhältnis aufweisen,
sehr genau kalibriert und von allfälligen Dopplerverschiebungen
bereinigt sein. Nur so lässt sich das
der einzelnen Linie genau bestimmen.
– Je höher die Auflösung des Spektrums, umso genauer
kann bestimmt werden und desto weniger Linien
verschmelzen zu sog. Blends.
25.2 Praktische Probleme und Lösungsstrategien
Der Tabellenausschnitt zeigt auch, dass in bestimmten Abschnitten des Spektrums die Abstände
zwischen den einzelnen Positionen sehr eng sind. Dies gilt aus quantenmechanischen
Gründen für mehrere der Metalllinien, was entsprechende Mehrdeutigkeiten, speziell
bei stellaren Spektren mittlerer und später Spektralklassen erzeugen kann.
Betroffen sind dadurch häufig auch Edelgase, sowie sog. „Seltene Erden“, z.B. Praseodym,
Lanthan, Yttrium etc. Letzteren begegnen wir bei der Analyse von Gasentladungslampen,
wo sie als Dotiersubstanzen, Legierungsbestandteile und Fluoreszenzmittel dienen, siehe
z.B. [33] Kap. 28 und [35].
In vielen Fällen hilft das Ausschlussverfahren. Am wichtigsten ist die Kenntnis der Prozesstemperatur.
Bei stellaren Spektren wird diese durch die Spektralklasse geliefert. Mit diesem
Parameter liefert die Grafik am Ende von Kap. 13.8 einerseits mögliche Vorschläge,
schliesst aber bereits a priori bestimmte Elemente oder entsprechende Ionisationsstufen
aus. Wie dort schon erläutert, kann so z.B. Helium He I im normalen Photosphärenspektrum
der Sonne ausgeschlossen werden.
Bei bestimmten Stadien der stellaren Evolution sind genauere Kenntnisse der ablaufenden
Prozesse notwendig. Da z.B. Sterne, im finalen Wolf Rayet Stadium, zuerst ihre Wasserstoffhülle
abstossen, kann dieses Element kaum mehr nachgewiesen werden. Kritisch ist
hier die meist markante He II Emission bei 6560.1 Å, welche von Amateuren oft als Hα Linie
bei 6562.82 Å fehlinterpretiert wird, siehe [33] Tafeln 5 und 6.
Relativ einfach ist die Linienidentifikation bei Kalibrierlampen mit bekannter Gasfüllung. So
lassen sich bei Vspec in einem wellenlängengeeichten Lampenspektrum, die entsprechenden
Emissionslinien mit ihren relativen Intensitäten direkt einblenden (siehe unten). Für
solche „Labor Spektren“ hat sich bei Vspec die „element“ Datenbank bewährt
(Tools/Elements/element). Für stellare Profile ist hingegen die „lineident“ Datenbank vorzuziehen
(Tools/Elements/lineident). Bei unbekannter Gasfüllung können so probeweise die
Emissionslinien der einzelnen Edelgase He, Ne, Ar, Kr und Xe eingeblendet werden. Meistens
wird bereits am Linienraster schlagartig sichtbar, ob das entsprechende Element enthalten
ist. Dies war auch die wichtigste Bestimmungstaktik für [32] [33] [34] [35]. Einzelne
Edelgaslinien können aber sehr eng beieinander liegen so z.B. Ar 6114.92 Å und Xe
6115.08 Å siehe [33] Tafel 102.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 110
25.3 Hilfsmittel
Bei stellaren Spektren ist ein Spektralatlas wohl das sicherste Mittel zur Linienidentifikation
(siehe Literaturverzeichnis). Bei seltenen stellaren „Exoten“ sind oft auch objektbezogene
Publikationen sehr hilfreich. Die auf Modellspektren beruhenden Softwarelösungen werden
vor allem im professionellen Sektor verwendet und sind für die meisten Amateure kaum
geeignet. Für Detailabklärungen einzelner Elemente und deren Ionen sind online auch Datenbanken
verfügbar, so z.B. von der US amerikanischen NIST Behörde (National Institute of
Standards and Technology) [103]. Der folgende Vspec Screenshot zeigt das kalibrierte DA-
DOS Spektrum [401] des Wolf Rayet Sterns WR 136, mit den eingeblendeten He II Emissionslinien
aus der „lineident“ Datenbank (Tools/Elements/Lineident/He II/Sort/Export). Das
kommentierte Spektrum ist in [33], Tafel 6 zu finden.
Der folgende Vspec Screenshot zeigt das hochaufgelöste SQUES Echelle Spektrum [400]
der Hα Linie von Delta Scorpii. Es ist überlagert mit den atmosphärischen Wasserdampfabsorptionen
(H2O), welche mit der „atmos“ Datenbank, hier rot dargestellt, eingeblendet
wurden (Tools/Elements/atmos/He II/Sort/Export). Ein solches Spektrum ist kommentiert in
[33], Tafel 95A zu finden.

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 111
26 Literatur und Internet
Literatur:
[1] Klaus Peter Schröder, – Feuriger Weltuntergang, Juli 2008, Sterne und Weltraum.
– Vom Roten Riesen zum Weissen Zwerg, Januar 2009
Interstellarum Sonderheft: Planetarische Nebel
[2] Klaus Werner, Thomas Rauch, Die Wiedergeburt der Roten Riesen, Februar 2007,
Sterne und Weltraum.
[3] James Kaler, Stars and their Spectra
[4] Richard O. Gray, Christopher Corbally, Stellar Spectral Classification, Princeton Series in
Astrophysics
[5] Keith Robinson, Spectroscopy, The Key to the stars
[6] Stephen Tonkin, Practical Amateur Spectroscopy
[7] Fritz Kurt Kneubühl, Repetitorium der Physik, Teubner Studienbücher Physik, Kap.
Relativistischer Doppler-Effekt der elektromagnetischen Wellen
[8] J.-P. Rozelot, C. Neiner et al. EDP Sciences: EAS Publication Series, Astronomical Spectrography
for Amateurs, Volume 47, 2011.
[10] G.A. Gurzadyan, 1997,The Physics and Dynamics of Planetary Nebulae,
[11] David F. Gray, 2005, The Observation and Analysis of Stellar Photospheres,
[12] A. Unsöld, B. Baschek, Der neue Kosmos
Artikel des Verfassers und Rezensionen über den Spektralatlas:
[20] Richard Walker, Die Fingerabdrücke der Sterne – Ein Spektralatlas für Amateurastronomen, Juni/Juli
2012, Interstellarum Nr. 82
[21] Urs Flükiger, Kostenfreier Spektralatlas, April 2011, Sterne und Weltraum
[22] Thomas Eversberg, Spektralatlas für Astroamateure von Richard Walker, VDS Journal für Astronomie,
III/2011
Internet Links:
Verfasser:
Folgende Schriften zum Thema Spektroskopie können unter diesem Link heruntergeladen werden:
http://www.ursusmajor.ch/astrospektroskopie/richard-walkers-page/index.html
[30] Das Aufbereiten und Auswerten von Spektralprofilen mit den wichtigsten IRIS und Vspec
Funktionen. Unter dieser Homepage ist alternativ ein Tutorial von Urs Flückiger zu finden, mit
Hauptgewicht auf der Bildbearbeitung.
[31] Kalibrierung von Spektren mit der Xenon Stroboskoplampe
[32] Emissionsspektroskopie mit Funken- und Lichtbogenanregung
[33] Spektralatlas für Astroamateure (Download in Deutsch und Englisch)
[34] Kalibrierung von Spektren mit dem Glimmstarter ST 111 von OSRAM
[35] Das optische Spektrum des Quasars 3C273, Aufgezeichnet mit DADOS und Kamera Atik 314L+
[35] Glimmstarter RELCO SC480 – Atlas der Emissionslinien – Aufgezeichnet mit den Spektrografen
SQUES Echelle und DADOS

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 112
Vorlesungen/Praktika allgemein:
[50] Vorlesung Astrophysik, Max Planck Institut München:
www.mpa-garching.mpg.de/lectures/TASTRO
[51] Vorlesung Astrophysik, Astrophysikalisches Institut Potsdam
http://www.aip.de/People/MSteinmetz/classes/WiSe05/PPT/
[52] F. Royer: Rotation des étoiles de type A, Vorlesung Ecole d’Astronomie de CNRS
http://adsabs.harvard.edu/abs/1996udh..conf..159R
[53] Gene Smith, University of California, San Diego, Astronomy Tutorial, Stellar Spectra
http://cass.ucsd.edu/public/tutorial/Stars.html
[54] Kiepenheuerinstitut für Sonnenphysik, Uni Freiburg: Grobe Klassifikation von Stern-
spektren http://www.kis.unifreiburg.de/fileadmin/user_upload/kis/lehre/praktika/sternspektren.pdf
[55] Michael Richmond: Luminosity Class and HR Diagram
http://spiff.rit.edu/classes/phys440/lectures/lumclass/lumclass.html
[56] Alexander Fromm, Martin Hörner, Astrophysikalisches Praktikum, Uni Freiburg i.B.
http://www.physik.uni-freiburg.de/~fromm/uni/Protokollschauinsland.pdf
[57] Uni Heidelberg, Vorlesung Kapitel 3: Kosmische und Solare Elementhäufigkeit
http://www.ita.uni-heidelberg.de/~gail/plvorl/Vorlesung-4.pdf
[57a ]Anhang A: Elementhäufigkeiten
http://www.ita.uni-heidelberg.de/~gail/astrochem/appA.pdf
[58] Uni Karlsruhe: Spektroskopische Entfernungsbestimmung von Sternen oder Sternhaufen
http://www.lehrer.uni-karlsruhe.de/~za3832/Astronomie/Spektroskopische%20Entfernungsbestimmung.pdf
Spektralatlanten und kommentierte Spektren:
[80] An atlas of stellar spectra, with an outline of spectral classification, Morgan, Keenan, Kellman
(1943): http://nedwww.ipac.caltech.edu/level5/ASS_Atlas/frames.html
Hier lohnt es sich, zusätzlich zum Kommentar im pdf Format, auch die einzelnen Spektraltafeln als
hochaufgelöste Bilder herunterzuladen!
[81]Digital Spectral Classification Atlas von R.O. Gray:
http://nedwww.ipac.caltech.edu/level5/Gray/frames.html
[82] Moderate-resolution spectral standards from lambda 5600 to lambda 9000 von Allen, L. E. &
Strom, K. M: http://adsabs.harvard.edu/full/1995AJ....109.1379A
[83] An atlas of low-resolution near-infrared spectra of normal stars
Torres Dodgen, Ana V., Bruce Weaver:
http://adsabs.harvard.edu/abs/1993PASP..105..693T
[84] Christian Buil: Vega Spectrum Atlas, a full commented spectrum
http://astrosurf.com/buil/us/vatlas/vatlas.htm
[85] Paolo Valisa, Osservatorio Astronomico Schiaparelli, Varese. Zahlreiche, sehr gut und verständlich
kommentierte, detailreiche Spektren verschiedenster Himmelsobjekte
http://www.astrogeo.va.it/astronom/spettri/spettrien.htm
[86] Hochaufgelöstes, kommentiertes Sonnenspektrum bei Bass2000
http://bass2000.obspm.fr/download/solar_spect.pdf
[87] Lunettes Jean Roesch (Pic du Midi), praktisch vollständig kommentiertes, hochaufgelöstes Sonnenspektrum,
gewonnen auf dem Jungfraujoch (Université de Genève):
http://ljr.bagn.obs-mip.fr/observing/spectrum/index.html
[88] Caltech: Spektralatlas für extragalaktische Objekte
http://nedwww.ipac.caltech.edu/level5/catalogs.html

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 113
[89] UCM: Librerias de espectros estelares
http://www.ucm.es/info/Astrof/invest/actividad/spectra.html
[90] Diverse Lampenspektren:
http://ioannis.virtualcomposer2000.com/spectroscope/index.html
Datenbanken
[100] CDS Strassbourg: SIMBAD Astonomical Database mit den wichtigsten Daten zu Astroobjekten
wie Fixsterne, Galaxien, Sternhaufen etc. http://simbad.u-strasbg.fr/simbad/
[101] NASA Extragalactic Database (NED) mit den wichtigsten Daten, Spektren, Bilder etc. zu Galaxien
und Quasaren http://nedwww.ipac.caltech.edu/
[102] The SAO/NASA Astrophysics Data System, Datenbank astrophysikalischer Publikationen
http://adsabs.harvard.edu/index.html
[103] NIST Atomic Spectra Database:
http://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html
[104] MILES Spectral Library, containing ~1000 spectra of reference stars
http://miles.iac.es/pages/stellar-libraries/miles-library.php
Publikationen zur stellaren Rotationsgeschwindigkeit:
[120] Y. Takeda et al.: Rotational feature of Vega and its impact on abundance determinations, 2007
Observat. of Japan http://www.ta3.sk/caosp/Eedition/FullTexts/vol38no2/pp157-162.pdf
[121] Nicholas A. Moskovitz et al.: Characterizing the rotational evolution of low mass stars: Implications
for the Li-rich K-giants, University of Hawaii at Manoa, http://eo.nso.edu/ires/IRES08/Nick_tech.pdf
[122] F. Fekel: Rotational Velocities of B, A, and Early‐F Narrow‐lined Stars (2003)
NASA Astrophysics Data System oder http://www.jstor.org/stable/10.1086/376393
[123] F. Fekel: Rotational Velocities of Late Type Stars (1997)
NASA Astrophysics Data System oder http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1997PASP..109..514F
[124] F. Royer: Determination of v sin i with Fourier transform techniques (2005)
http://sait.oat.ts.astro.it/MSAIS/8/PDF/124.pdf
[125] J.L. Tassoul: Stellar Rotation, 2000, Cambridge Astrophysics Series 36, Buchvorschau auf:
http://books.google.ch/books?q=tassoul
[126] R.L. Kurucz et al.: The Rotational Velocity and Barium Abundance of Sirius, The Astronomical
Journal, Nov. 1977 http://adsabs.harvard.edu/full/1977ApJ...217..771K
[127] Reinhard W. Hanuschik: Stellar V sin i and Optical Emission Line Widths in Be Stars, 1989
Astronomisches Institut Universität Bochum.
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1989Ap%26SS.161...61H
[128] Christian Buil: Characterization of the Line Profile
http://www.astrosurf.com/~buil/us/spe2/hresol7.htm
Publikationen und Präsentationen zu Be Sternen
[140] A. Miroshnichenko: Spectra of the Brightest Be stars and Objects Description, University of
North Carolina, www.astrospectroscopy.de/Heidelbergtagung/Miroshnichenko2.ppt
[141] A. Miroshnichenko: Summary of Experiences from Observations of the Be-binary δ Sco, University
of North Carolina, www.astrospectroscopy.de/Heidelbergtagung/Miroshnichenko1.ppt
[142] A. Miroshnichenko et al.: Properties of the δ Scorpii Circumstellar Disk from Continuum Modeling,
University of North Carolina, http://libres.uncg.edu/ir/uncg/f/A_Miroshnichenko_Properties_2006.pdf

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 114
[143] Reinhard W. Hanuschik: High resolution emissionline spectroscopy of Be Stars, I. Evidence for
a two-component structure of the Hα emitting enveloppe, Astronomisches Institut Universität Bochum.
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1986A%26A...166..185H
[144] S. Stefl et al. :V/R Variations of Binary Be Stars , ESO 2007
http://www.arc.hokkai-s-u.ac.jp/~okazaki/Meetings/sapporo/361-0274.pdf
[145] R. Soria: The Optical Counterpart of the X-ray Transient RX J0117.6-7330, Siding Spring Observatory
Coonabarabran, Australia http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1999PASA...16..147S
[146] E. Pollmann: Spektroskopische Beobachtungen der Hα- und der HeI 6678-Emission am Doppelsternsystem
δ Scorpii, http://www.bav-astro.de/rb/rb2009-3/151.pdf
[147] D. K. Ojha & S. C. Joshi: On the Shell Star Pleione (BU Tauri), 1991, Uttar Pradesh State Observatory,
Manora Peak, http://www.ias.ac.in/jarch/jaa/12/213-223.pdf
Publikationen zu Novae
[160] Donn Starkey, Photometry, Spectroscopy, and Classification of Nova V475 Scuti, JAAVSO Volume
34, 2005 http://articles.adsabs.harvard.edu/full/2005JAVSO..34...36S
Publikationen /Praktika zu Spektroskopischen Doppelsternen
[170] Juergen Weiprecht, Beobachtungsmethoden und Klassifikation von Doppelsternen, 2002,
Praktikum Uni Jena http://www.astro.uni-jena.de/Teaching/Praktikum/pra2002/node155.html
und http://www.astro.uni-jena.de/Teaching/Praktikum/pra2002/node156.html
[171] Praktikum Uni Nürnberg-Erlangen, Die Masse eines Neutronensterns,
http://pulsar.sternwarte.uni-erlangen.de/wilms/teach/intro/haus7_solution.pdf
[172] Leifi, Uni München, Spektroskopische Doppelsterne, visuelle Doppelsterne:
http://leifi.physik.uni-muenchen.de/web_ph12/materialseiten/m12_astronomie.htm
[173] Southwest Research Institute Boulder, Eclipsing Binary Star Parameters,
http://binaries.boulder.swri.edu/atlas/
[174] Diablo Valley College, Analyzing Binary Star Data,
http://voyager.dvc.edu/faculty/kcastle/Analyzing%20Binary%20Star%20Dat4.htm#Introduction
[175] Kiepenheuer Institut für Sonnenphysik: Einführung in die Astronomie und Astrophysik Kap. 2.4
Zustandsdiagramme, http://www3.kis.uni-freiburg.de/~ovdluhe/Vorlesungen/E2_2/einf_2_Pt2.html
[176] Dept. Physics & Astronomy University of Tennessee, Spectroscopic Binaries
http://csep10.phys.utk.edu/astr162/lect/binaries/spectroscopic.html
[177] D.M. Peterson et al. The Spectroscopic Orbit of β scorpii A, 1979, Astronomical Society
of the Pacific, http://adsabs.harvard.edu/abs/1979PASP...91...87P
[178] Uni Freiburg: Einführung in die Astronomie und Astrophysik, 2.5 Zustandsdiagramme
http://www3.kis.uni-freiburg.de/~ovdluhe/Lehre/Einfuehrung/Einf_2_3-5.pdf
[179] Uni Heidelberg: Vorlesung Lektion 8: Doppelsterne und Binäre Pulsare,
http://www.lsw.uni-heidelberg.de/users/mcamenzi/API_Lect8.pdf
[180] Vorlesung TLS Tautenburg: Einiges über junge Sterne,
http://www.tls-tautenburg.de/research/eike/vorles/entstehung_sterneEG04.pdf
[181] Vorlesung University of Pennsylvania: Introduction to Least Squares Fit (with Excel)
http://dept.physics.upenn.edu/~uglabs/Least-squares-fitting-with-Excel.pdf
[182] Wikiversity: Least squares/Calculation using Excel:
http://en.wikiversity.org/wiki/Least_squares/Calculation_using_Excel
Publikationen zur Temperaturbestimmung
[190] Measuring Starspot Temperature from Line Depth Ratios, Part I, S. Catalano et al.
http://www.aanda.org/index.php?option=com_article&access=standard&Itemid=129&url=/articles/aa/abs/2002/42/aa254
3/aa2543.html

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 115
[190b] Measuring Starspot Temperature from Line Depth Ratios, Part II,
http://www.aanda.org/index.php?option=com_article&access=standard&Itemid=129&url=/articles/aa/ref/200
5/11/aa1373/aa1373.html
[191] Effective Temperature vs Line-Depth Ratio for ELODIE Spectra, Gravity and Rotational Velocity
Effects, K. Biazzo et al. http://web.ct.astro.it/preprints/preprint/biazzo2.pdf
Publikationen zum Balmer Dekrement und IS Extinktion
[200] Calculations of level populations for the low levels of hydrogenic ions in gaseous nebulae,
1971, M. Brocklehurst, http://adsabs.harvard.edu/full/1971MNRAS.153..471B
[201] 3D Spektrophotometrie Extragalaktischer Emissionslinien Objekte, AIP 2001, Dissertation
Jürgen Schmoll http://www.aip.de/groups/publications/schmoll.pdf
[202] The Balmer Decrement in some Be Stars, 1953, G. and M. Burbidge
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1953ApJ...118..252B
[203] Paschen and Balmer Series in Spectra of Chi Ophiuchi and P Cygni, 1955 G. and M. Burbidge
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1955ApJ...122...89B
[204] Effects of Self-Absorption and Internal Dust on Hydrogene Line Intensities in Gaseous Nebulae,
1969, P. Cox, W. Mathews http://adsabs.harvard.edu/full/1969ApJ...155..859C
[205] Comparison of Two Methods for Determining the Interstellar Extinction of Planetary Nebulae,
1992, G. Stasinska et al. http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1992A%26A...266..486S
[206] The Effect of Space Reddening on The Balmer Decrement in Planetary Naebulae, 1936, Louis
Berman, http://adsabs.harvard.edu/full/1936MNRAS..96..890B
[207] The Extinction Law in The Orion Nebula, R. Costero, M. Peimbert
http://www.astroscu.unam.mx/bott/BOTT..5-34/PDF/BOTT..5-34_rcostero.pdf
[208] A multiwavelength study of the Seyfert 1 galaxy MCG-6-30, C. S. Reynolds et al.
http://adsabs.harvard.edu/abs/1997MNRAS.291..403R
[209] A three-dimensional Galactic extinction model, F. Arenou, M. Grenon, A. Gomez
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1992A%26A...258..104A
[210] The Balmer decrement of SDSS galaxies, Brent Groves, Jarle Brinchmann, Carl Jakob Walcher
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Publikationen /Praktika zu Emissionsnebeln
[220] Emission Lines Identified in Planetary Nebulae, Y.P. Varshni, et al., 2006 Univ. Ottawa
http://laserstars.org/
http://laserstars.org/data/nebula/identification.html
[221] Gallery of Planetary Nebula Spectra, Williams College
http://www.williams.edu/astronomy/research/PN/nebulae/
http://www.williams.edu/astronomy/research/PN/nebulae/legend.php
[222] Planetarische Nebel, Frank Gieseking, 6-teilige Artikelserie, SUW 1983.
[223] Balmer Line Ratios in Planetary Nebulae, Osterbrock et al., Univ. Wisconsin 1963
http://adsabs.harvard.edu/full/1963ApJ...138...62O
[224] Complex ionized structure in the theta-2 Orionis region, J. R. Walsh, Univ. Manchester, 1981
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1982MNRAS.201..561W
[225] An Evaluation of the Excitation Parameter for the Central Stars of Planetary Nebulae, W. A.
Reid et al, Univ. Sydney 2010 http://arxiv.org/PS_cache/arxiv/pdf/0911/0911.3689v2.pdf
[226] Excitation Class of Nebulae – an Evolution Criterion? G. A. Gurzadyan, A.G. Egikyan, Byurakan
Astrophysical Observatory 1990 http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1991Ap%26SS.181...73G
[227] The Planetary Nebulae, J. Kaler, http://stars.astro.illinois.edu/sow/pn.html
[228] A High-Resolution Catalogue of Cometary Emission Lines, M.E. Brown et al.
http://www.gps.caltech.edu/~mbrown/comet/echelle.html

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 116
[229] Optical Spectra of Supernova Remnants, Danziger, Dennefeld, Santiago de Chile 1975,
http://articles.adsabs.harvard.edu/full/1976PASP...88...44D
[230] Optical and Radio Studies of SNR in the Local Group Galaxy M33, Danziger et al. 1980, ESO
http://www.eso.org/sci/publications/messenger/archive/no.21-sep80/messenger-no21-7-11.pdf
[231] Emission-line spectra of condensations in the Crab Nebula, Davidson 1979
http://adsabs.harvard.edu/abs/1979ApJ...228..179D
[237] Übungen zur Vorlesung Stellare Astronomie und Astrophysik, Konstruktion eines einfachen
Modellprogramms für einen Gasnebel, H.P. Gail, W.M. Tscharnuter, Univ. Heidelberg,
http://www.ita.uni-heidelberg.de/~gail/aastern/uebSS06-hii.pdf
[238] Astronomisches Praktikum, Versuchsanleitungen, Spektroskopische Diagnostik einer Emissionsliniengalaxie,
Univ, Hamburg
http://www.hs.uni-hamburg.de/usr/local/hssoft/prakt/doku/Anleitungen/Praktikum.pdf
[239] Astrophysics graduate course 25530-01 Lecture 6 and 7, Uni Basel
http://phys-merger.physik.unibas.ch/~cherchneff/Site_2/Teaching_at_UniBasel.html
Publikationen zur Aufbereitung/Kalibrierung- und Normierung von Spektralprofilen
[300] A Method of Correcting Near-Infrared Spectra for Telluric Absorption, William D. Vacca et al
http://arxiv.org/abs/astro-ph/0211255
[301] Common Methods of Stellar Spectral Analysis and their Support in VO, Petr Skoda
http://arxiv.org/abs/1112.2787
[302] SISD Training Lectures in Spectroscopy - Anatomy of a Spectrum, Jeff Valenti, STSCI
www.stsci.edu
http://www.stsci.edu/hst/training/events/Spectroscopy/Spec02Nov09.pdf
[303] SN Factory Spectrophotometry Requirements Document, Greg Aldering
http://snfactory.lbl.gov/snf/ps/flux_calib.ps
[304] ESO RA Ordered List of Spectrophotometric Standards
http://www.eso.org/sci/observing/tools/standards/spectra/stanlis.html
[305] Precision Determination of Atmospheric Extinction at Optical and Near Infrared Wavelengths,
David L. Burke et al. http://iopscience.iop.org/0004-637X/720/1/811
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http://adsabs.harvard.edu/abs/2007IAUS..241...82P
[310] A Stellar Spectral Flux Library, 1150-25000 Å. A. J. Pickles
http://adsabs.harvard.edu/abs/1998PASP..110..863P
http://www.stsci.edu/hst/HST_overview/documents/synphot/AppA_Catalogs5.html
[311] A Library of Stellar Spectra, G.H. Jacobi et al
http://cdsarc.u-strasbg.fr/viz-bin/Cat?III/92
[312] Absolute Flux Calibrated Spectrum of Vega, L. Colina, R. Bohlin, F. Castelli
www.stsci.edu
[313] Measurement of Echelle Spectrometer Spectral Response in UV, J. Rakovský et al.
www.mff.cuni.cz
[314] Towards More Precise Survey Photometry for PanSTARRS and LSST: Measuring Directly the
Optical Transmission Spectrum of the Atmosphere, W. Stubbs et al.
http://arxiv.org/pdf/0708.1364.pdf
[315] Addressing the Photometric Calibration Challenge: Explicit Determination of the Instrumental
Response and Atmospheric Response Functions, and Tying it All Together, W. Stubbs, J. L. Tonry
http://arxiv.org/abs/1206.6695
[316] Toward 1% Photometry: End-to-end Calibration of Astronomical Telescopes and Detectors,
W. Stubbs, J. L. Tonry http://arxiv.org/pdf/astro-ph/0604285v1.pdf

Beitrag zur Spektroskopie für Amateurastronomen 117
Spektrografen und Kameras:
[400] SQUES Echelle Spektrograf, Eagleowloptics Switzerland,
http://www.eagleowloptics.com/
[401] DADOS Spaltspektrograf, Baader Planetarium:
http://www.baader-planetarium.de/DADOS/download/DADOS_manual_deutsch.pdf
[402] Shelyak Instruments: http://www.shelyak.com/
[403] SBIG Spectrograph DSS-7. http://ftp.sbig.com/dss7/dss7.htm
Spektrografische Software:
[410] IRIS and ISIS: Webpage von Christian Buil
http://www.astrosurf.com/buil/
[411] Vspec: Webpage von Valerie Désnoux
http://astrosurf.com/vdesnoux/
[412] RSpec: Webpage von Tom Field
http://www.rspec-astro.com/
[413] SpectroTools: Freeware Programm von Peter Schlatter zur Extraktion der H2O Linien
http://www.peterschlatter.ch/SpectroTools/
[414] MIDAS, ESO
http://www.eso.org/sci/software/esomidas//
[415] IRAF, NOAO, http://iraf.noao.edu
Allgemeine Astro-Info, Foren und Homepages:
[430] Verein Astroinfo, Service für astronomische Informationen www.astronomie.info
[431] Lexikon Astronomie Wissen, Andreas Müller, TU München
http://www.wissenschaft-online.de/astrowissen/
[440] SAG: http://www.astronomie.info/forum/spektroskopie.php
[441] VdS: http://spektroskopie.fg-vds.de/
[480] Regulus Astronomy Education, John Blackwell
http://regulusastro.com/blog/?page_id=2
[481] Robin Leadbeater's observatory
http://www.threehillsobservatory.co.uk/