Einführung in die Spektroskopie für Amateure - ESO

KAPITEL 4. ZUR PHYSIK OPTISCHER SPEKTREN 17
einführt, eine Größe, auf die ich durch die stark verkürzte Rechnung hier hinweisen
will. Das obige bestimmte Integral ergibt nämlich:
ε
. ε�
Dies zeigt, dass die wesentliche geometrische Größe das Produkt aus Absorptionskoeffizient
und Dicke κL (bzw. besser Integral
I¡
ds)
κ¦
darstellt - eben die soge-
1¢ κL¨
nannte optische Tiefe oder optische Dicke. Bereits das Ergebnis dieser ganz einfachen
Rechnung zeigt, dass wir beim dicken Plasma wie unserer Sonne, durch das wir nicht
hindurchsehen können, im wesentlichen Licht aus der optischen Tiefe 1
κ¦ s¨
erhalten. Die
Anteile bei großer geometrischer Länge L tragen praktisch nicht mehr zur beobachteten
Intensität bei. Interessant ist auch, dass der Vorfaktor κ entsteht. Der Kirchhoffsche
Satz [5] besagt, dass dieses Verhältnis gerade die Lichtintensität ist, die sich im
thermischen Gleichgewicht ergibt. Wenn also das Plasma optisch dick ist (κL groß),
ergibt sich die thermische Strahlung, so wie dies im ersten
ε¥
Abschnitt diskutiert wurde.
Wichtig ist nun nur noch darauf hinzuweisen, dass sowohl ε als auch κ von der Wellenlänge
abhängen. Der Index λ oder die Schreibweise bzw. wurden nur der
Übersichlichkeit oben weggelassen. Dies zeigt, dass bei einem Plasma das Licht bei
verschiedenen Wellenlängen in der Regel von ganz verschiedenen Orten stammt und
zwar in der Weise, dass bei großen Absorptionskoeffizenten -also bei einer Spektral-
ε¦ λ¨ κ¦ λ¨
linie, bei der Licht resonant absorbiert (κ groß) und emittiert wird - man nur wenig
tief in das Plasma „hineinschaut“, spektral neben der Linie aber ggf. viel weiter und
damit bei einem inhomogenen Plasma in Bereiche mit im allgemeinen anderen physikalischen
Parametern, wie Temperatur und Dichte.
Damit erhalten wir auch die korrekte Sprechweise über die Fraunhoferlinien, die
oft einfach so erklärt werden, dass ein dünnes Gas das Licht der darunterliegenden
Photosphäre herausabsorbiert. In Laborexperimenten ist diese Betrachtung richtig, wenn
man eine Lampe, die breitbandig Licht emittiert z.B. hinter eine Zelle stellt, die Natriumoder
Cäsiumdampf enthält, die dann Licht der Resonanzlinien absorbiert und in alle
Richtungen strahlt und damit aus der ursprünglichen Beobachtungsrichtung entfernt,
wodurch dunkle Absorptionslinien zu beobachten sind. Bei der großen Sonne müsste
man noch erklären, wie das Licht denn wirklich nicht mehr zu uns kommen kann,
wo es doch in der Nachbarschaft der ersten Absorption und Reemission doch gleich
wieder absorbiert und reemittiert würde. Unsere obige Betrachtung mit der optischen
Tiefe gibt aber die richtige Erklärung: In den Spektrallinien der Elemente, die wir auf
der Sonne oder in der Atmosphäre eines fernen Sternes finden, ist der Aborptionskoeffizient
groß. Damit ist der Ort, von dem das Licht in der Spektrallinie hauptsächlich
stammt weiter außen in der Sternatmosphäre als von Licht, dessen Wellenlänge neben
der Spektrallinie liegt. Dort herrscht in der Regel eine geringere Temperatur. Damit
ist die Anregungsrate geringer und es wird weniger Licht emittiert. Es erscheint eine
dunkle Linie im Spektrum.
Gibt es umgekehrt Mechanismen, die wie bei der Sonnencorona die weiter außen
liegenden Bereiche aufheizen, dann gilt wieder: Wir „schauen in die optische Tiefe 1
bei der entsprechenden Wellenlänge“ - also wieder weit weg von Stern. Da jetzt aber
die Temperatur und damit die Anregungsrate hoch ist, erscheinen Emissionslinien.
Diesen Effekt der optischen Tiefe kann man nutzen, Sternoberflächen im Licht einer
speziellen Spektrallinie und damit in einer bestimmten Tiefe zu beobachten. Auch die