Spektral linje

Spektral linje - en smal sektion af spektret af elektromagnetisk stråling , hvor intensiteten af strålingen er forstærket eller svækket sammenlignet med naboområder i spektret. I det første tilfælde kaldes linjen emissionslinjen , i det andet absorptionslinjen . Linjens position i spektret er normalt givet af bølgelængden , frekvensen eller fotonenergien .

Oftest vises spektrallinjer under overgange mellem diskrete energiniveauer i kvantesystemer : molekyler , atomer og ioner samt atomkerner . For hvert kemisk grundstof har atomer og ioner deres egen struktur af energiniveauer, og deres sæt af spektrallinjer er unikt, hvilket betyder, at tilstedeværelsen og det kvantitative indhold af visse kemiske grundstoffer i det objekt, der undersøges, kan bestemmes ud fra spektrallinjerne.

Spektrallinjer har en lille bredde, men de er ikke monokrome . Fordelingen af strålingsintensiteten i linjen kaldes profilen eller konturen af spektrallinjen , hvis form afhænger af mange faktorer kaldet udvidelsesmekanismer. Blandt dem er den naturlige bredde af spektrallinjen , Doppler-udvidelse og andre effekter.

Spektrallinjer observeres i alle områder af elektromagnetisk stråling : fra gammastråler til radiobølger , og linjerne i forskellige områder skyldes forskellige processer: for eksempel falder atomkernernes linjer ind i gamma- og røntgenområdet , og forskellige linjer af molekyler falder hovedsageligt ind i det infrarøde og radiobølgeområde. Spektrallinjernes profiler og karakteristika indeholder forskellige oplysninger om de miljøforhold, hvor de stammer fra.

Beskrivelse

Spektrallinjer er smalle sektioner af spektret af elektromagnetisk stråling , hvor strålingsintensiteten er forstærket eller svækket sammenlignet med naboområder i spektret. I det første tilfælde kaldes linjerne emissionslinjer , i de andet absorptionslinjer . Linjens position i spektret er normalt specificeret enten ved bølgelængden eller frekvensen , hvor lysets hastighed er , eller af fotonenergien, hvor er Plancks konstant [1] [2] [3] . $\lambda ,$ $\nu=c/\lambda ,$ $c$ $E=h\nu ,$ $h$

Navnet på udtrykket "spektrallinje" forklares af spektrets udseende, når det observeres ved hjælp af en spektrograf med et prisme eller et diffraktionsgitter : smalle maksima eller minima i spektret ligner lyse eller mørke linjer på baggrund af et bånd af konstant lysstyrke [1] [4] .

Oprindelsesmekanisme

I de fleste tilfælde opstår spektrallinjer fra overgange mellem diskrete energiniveauer i kvantesystemer : molekyler , atomer og ioner og atomkerner . Spektrallinjer kan også genereres, for eksempel ved cyklotronstråling og processer i plasma [2] [3] [5] . Strålingen i linjer fra krystaller betragtes som strålingen af excitoner - kvasipartikler , som er en bundet tilstand af en elektron og et hul [6] .

I atomer og andre kvantesystemer kan overgange fra et højere energiniveau til et lavere ske spontant, i hvilket tilfælde en foton med en energi svarende til niveauernes energiforskel udsendes under overgangen, og sådanne overgange kaldes spontane . Hvis en foton med samme energi rammer det samme atom på energiniveauet, så absorberes fotonen, og atomet går til energiniveauet atomet går til niveauet Med konstante overgange i én retning er fotoner af samme energi udsendes eller absorberes, så en lys eller mørk linje observeres på baggrund af det kontinuerlige spektrum [7] [8] . $jeg$ $j$ $j,$ $jeg.$ $jeg,$ $j.$

Således karakteriserer bølgelængderne af spektrallinjerne strukturen af energiniveauerne i et kvantesystem. Især har hvert kemisk element og ion sin egen struktur af energiniveauer, hvilket betyder et unikt sæt spektrallinjer [1] [4] . Linjerne i det observerede spektrum kan identificeres med linjerne af kendte kemiske grundstoffer, derfor kan tilstedeværelsen af visse kemiske grundstoffer i det undersøgte objekt bestemmes ud fra spektrallinjerne [9] . Kvantitativ bestemmelse af den kemiske sammensætning af spektrumkilden ud fra linjerne er genstand for spektralanalyse [10] .

Ud over bølgelængden er linjerne karakteriseret ved Einstein-overgangskoefficienter . Det er muligt at overveje spontane overgange fra niveauet til antallet af sådanne overgange, hvilket betyder, at antallet af udsendte fotoner i denne linje med en enhedsvolumen (taget 1 cm 3 ) er proportional med antallet af atomer i dette volumen, der er Einstein-koefficienten for spontan overgang er sådan en proportionalitetskoefficient: antallet af fotoner Antallet af omvendte overgange fra niveau til niveau i dette volumen, forårsaget af absorptionen af en foton, er ikke kun proportional med antallet af fotoner. atomer i niveauet, men også til strålingstætheden af den tilsvarende frekvens i linjen: lig med . Tilsvarende er for tvungne overgange fra et niveau til antallet af fotoner udsendt på denne måde [2] [11] . $jeg$ $j:$ $n_{i}$ $jeg.$ $A_{{ij}}$ $n_{i}$ $dt$ $A_{ij}n_{i}dt.$ $j$ $jeg$ $n_{j}$ $j,$ $\rho _{ji}.$ ${\displaystyle B_{ji))$ $dt$ $B_{ji}n_{j}\rho _{ji}dt$ $jeg$ $j:$ $B_{ij}n_{i}\rho _{ji}dt$

Blandt spektrallinjerne skelnes forbudte linjer . Forbudte linjer svarer til overgange, der er forbudt af udvælgelsesreglerne , så Einstein-koefficienterne for dem er meget små, og sandsynligheden for en overgang pr. tidsenhed er væsentligt mindre end for de andre overgange, kaldet tilladte. Energiniveauer, hvorfra kun forbudte overgange er mulige, kaldes metastabile: Normalt varierer den tid et atom bruger på et metastabilt niveau fra 10 -5 sekunder til flere dage, og på et almindeligt niveau er det omkring 10 -8 sekunder. Dette fører til det faktum, at sådanne linjer ikke observeres under normale forhold, da det i løbet af den tid, et atom er på et metastabilt niveau, gentagne gange kolliderer med andre atomer og overfører sin excitationsenergi til dem. Men ved en lav tæthed af stof forekommer kollisioner af atomer ret sjældent, så et stort antal atomer akkumuleres i metastabile tilstande, spontane overgange fra dem bliver hyppige, og forbudte emissionslinjer bliver så intense som tilladt [12] [13] .

Spektrallinjeprofil

Linjerne i spektret har en lille bredde, men er ikke monokrome : fordelingen af strålingsintensiteten i linjen kaldes profilen eller konturen af spektrallinjen , hvis form afhænger af mange faktorer (se nedenfor ) [1] [14] . Intensiteten af stråling i spektret er beskrevet ved fordelingen af energi over bølgelængder eller frekvenser. For at adskille emission eller absorption i en linje fra emission i et kontinuert spektrum, ekstrapoleres de områder af spektret, der støder op til linjen, til det område, hvor linjen observeres, som om den var fraværende. Vi kan udpege emissionsintensiteten af det observerede spektrum ved en frekvens som og ekstrapoleret - som For emissionslinjer kaldes forskellen mellem disse størrelser for emissionsintensiteten i linjen ved en frekvens for absorptionslinjer - linjedybden. En anden parameter, den resterende intensitet, udtrykkes som [3] [15] [16] . Hvis intensiteten af spektret i absorptionslinjen når nul, så kaldes linjen mættet [17] . $\nu$ $I_{\nu },$ $I_{\nu }^{0}.$ ${\displaystyle F_{\nu))$ $\nu ,$ ${\displaystyle r_{\nu }=I_{\nu}/I_{\nu}^{0))$

Halvbredde eller linjebredde er forskellen mellem bølgelængder eller frekvenser, hvor strålingsintensiteten eller linjedybden er halvdelen af maksimum. Denne parameter betegnes som området af linjen inden for halvbredden kaldes den centrale del, og områderne på siderne kaldes vinger [3] [14] [16] . $FWHM.$

For at beskrive intensiteten af absorptionslinjer bruges begrebet ækvivalent bredde - dette er størrelsen af området i bølgelængder ( ) eller i frekvenser ( ), hvor det kontinuerte spektrum udstråler den samme mængde energi i alt, som absorberes i hele linjen. Formelt defineres det i form af den resterende intensitet, da eller - lignende ræsonnementer kan udføres for spektret i form af bølgelængder, ikke frekvenser. Teoretisk set bør integrationen udføres fra til, men i praksis integreres de over et begrænset interval, som omfatter hoveddelene af linjen - som regel er intervalbredden ikke mere end et par tiere nanometer [18] [19] . Med andre ord er dette bredden af et rektangel med en højde svarende til intensiteten af det kontinuerlige spektrum, hvis areal er lig med arealet over spektrallinjen [3] [16] [20] . $W:$ $W_{\lambda }$ ${\displaystyle W_{\nu))$ ${\textstyle W_{\nu }=\int _{\nu _{1}}^{\nu _{2}}(1-r_{\nu })d\nu }$ ${\textstyle W_{\lambda }=\int _{\lambda _{1))^{\lambda _{2))(1-r_{\lambda })d\lambda }$ $0$ $\infty ,$

Da antallet af fotoner, der absorberes eller udsendes i en linje, kun afhænger af antallet af atomer i den tilsvarende tilstand og strålingstætheden (se ovenfor ), så er, alt andet lige, jo større linjebredden er, jo mindre er dens dybde eller intensitet [21] .

Udvidelsesmekanismer

Der er mange faktorer, der fører til en stigning i linjebredden, og på grund af hvilke spektrallinjerne ikke er monokromatiske - de kaldes udvidelsesmekanismer [1] [3] [14] .

Naturlig bredde

Den naturlige bredde af spektrallinjen , også kaldet minimum, skyldes kvanteeffekter [22] . Inden for rammerne af den klassiske mekanik er et sådant fænomen forklaret med strålingsdæmpning , så den naturlige bredde kaldes også stråling [23] . Hvis den gennemsnitlige levetid for den tilstand, hvorfra atomet passerer, er lig, så er energien i denne tilstand på grund af usikkerhedsprincippet bestemt op til, hvor den reducerede Planck-konstant er Planck - konstanten . Så er usikkerheden på strålingsfrekvensen svarende til denne energi Da fotonenergien i linjen afhænger af energien af både start- og sluttilstanden, udtrykkes linjens halve bredde som følger [24] : $T,$ $\Delta E=\hbar /T=h/(2\pi T),$ $\hbar$ $h$ $\Delta \nu =\Delta E/h.$ $\gamma$

\gamma ={\frac {\Delta E_{i}+\Delta E_{j)){\hbar ))={\frac {1}{T_{i))}+{\frac {1} {T_{j}}},

hvor indeksene angiver niveauerne og [24] . Naturlig bredde er nødvendigvis til stede i alle linjer, men som regel er den meget lille sammenlignet med andre effekter, hvis nogen [25] . Den typiske værdi af den naturlige linjebredde er 10 −3 Å [23] , og forbudte linjer har især små naturlige bredder [26] . $jeg$ $j$

Doppler-udvidelse

Doppler-effekten kan bidrage til udvidelsen af linjerne - i dette tilfælde kaldes udvidelsen Doppler . Hvis strålingskilden har en radial hastighed , der ikke er nul i forhold til observatøren, så ændres bølgelængden af den stråling, som observatøren modtager, i forhold til den, der udsendes af kilden: især observeres et skift af linjer i spektret. Hvis forskellige dele af kilden bevæger sig med forskellige radiale hastigheder, for eksempel når den roterer , så viser forskydningen af linjer fra forskellige dele af kilden sig at være forskellig, linjer med forskellige skift tilføjes i kildens spektrum, og linjerne viser sig at blive udvidet. Ud over bevægelsen af individuelle dele af kilden kan bidraget til Doppler-udvidelsen ydes af den termiske bevægelse af partikler, der udsender i linjerne [16] [27] .

Doppler-forskydningen for små radiale hastigheder er udtrykt ved formlen hvor er linjeskiftet i frekvens, er linjefrekvensen, er den radiale hastighed, er lysets hastighed . Med den Maxwellske hastighedsfordeling af atomer er gennemsnitshastigheden af et atom ved temperatur og atommasse , hvor er Boltzmanns konstant . Gennemsnitshastigheden svarer til forskydningen fra midten af linjen, ved hvilken linjeintensiteten er e gange mindre end i midten, og denne parameter er tæt nok på halvdelen af den halve bredde [27] [28] . Ved temperaturer i størrelsesordenen flere tusinde kelvin tager linjebredden i det optiske område værdier på 10–2–10–1 Å [ 3 ] [29] . ${\textstyle {\frac {\Delta \nu }{\nu }}={\frac {v_{r}}{c)),}$ $\Delta \nu$ $\nu$ $v_{r}$ $c$ ${\bar {v))$ $T$ $m$ ${\textstyle {\bar {v}}={\sqrt {2kT/m)),}$ $k$

Effekter af tryk

Mekanismerne for linjeudvidelse, som skyldes påvirkningen af fremmede partikler, kaldes trykeffekter , da disse partiklers indflydelse også øges med stigende tryk. For eksempel omfatter trykeffekter kollisioner af exciterede atomer med andre partikler, som et resultat af, at atomerne mister deres excitationsenergi. Som et resultat falder den gennemsnitlige levetid for et atom i en exciteret tilstand, og i overensstemmelse med usikkerhedsprincippet stiger sløringen af niveauet sammenlignet med det naturlige (se ovenfor ) [3] [30] . Kollisioner kan dog også gøre linjerne smallere: hvis virkningerne af tryk endnu ikke er for stærke, men den gennemsnitlige frie vej for et atom viser sig at være mindre end bølgelængden af den udsendte foton, så kan atomhastigheden ændre sig i løbet af emission, hvilket reducerer Doppler-udvidelsen. Dette fænomen er kendt som Dicke-effekten [31] .

Ikke mindre indflydelse udøves ved passage af partikler forbi de udstrålende atomer. Når en partikel nærmer sig et atom, ændres kraftfeltet nær sidstnævnte, hvilket fører til et skift i energiniveauerne i atomet. På grund af partiklernes bevægelse ændrer niveauforskydningen sig konstant og adskiller sig mellem atomer på et bestemt tidspunkt, så linjerne viser sig også at være bredere. Stark-effekten er den mest kraftfulde : passagen af ladede partikler, såsom ioner og frie elektroner , forårsager et variabelt skift i energiniveauerne i atomet [32] .

Zeeman-effekt og Stark-effekt

Når de udsættes for et magnetfelt, opdeles atomernes energiniveauer i flere underniveauer med tætte energiværdier. Fra forskellige underniveauer af et niveau er overgange til forskellige underniveauer af et andet niveau mulige, og energierne af sådanne overgange er forskellige, og derfor er spektrallinjen opdelt i tre eller flere spektrallinjer, som hver svarer til en bestemt overgang mellem underniveauer. Dette fænomen er kendt som Zeeman-effekten . Med Zeeman-effekten smelter profilerne af de delte dele af linjen ofte sammen, hvilket forårsager den observerede udvidelse af linjen i stedet for at spalte [3] [33] [34] .

Stark-effekten , som opstår i et konstant elektrisk felt , fører også til opsplitning af energiniveauer, og som en konsekvens heraf til spaltning af spektrallinjer, ligesom Zeeman-effekten [35] .

Instrumental profil

Ud over udvidelsesmekanismerne (se ovenfor ), påvirker instrumenternes instrumentelle funktion og deres spektrale opløsning linjeprofilen . Optiske instrumenter har en endelig opløsning, til dels på grund af diffraktion , så selv en tilstrækkelig smal linje vil stadig have en vis bredde og profil, kaldet instrumental - ofte bestemmer instrumentprofilen den observerede linjebredde [2] [3] [36] .

Observation og analyse

Spektrallinjer findes i alle områder af det elektromagnetiske spektrum : for eksempel falder en linje dannet under udslettelse af en elektron og en positron ind i gammaområdet , såvel som forskellige linjer af atomkerner . Røntgenområdet omfatter linjer af atomkerner eller ioner med en høj grad af ionisering; i det ultraviolette og optiske område observeres linjer af forskellige ioner og atomer . I det infrarøde område dominerer linjerne med rotations- og vibrationsovergange af molekyler, og der er linjer med atomare overgange mellem høje energiniveauer. Rækkevidden af radiobølger omfatter linjer af molekyler og linjer med overgange mellem høje energiniveauer af atomer, såvel som linjer med overgange mellem niveauer af hyperfin spaltning , for eksempel radiolinjen for neutral brint [3] [5] .

Emissionslinjer kan f.eks. observeres i spektret af en opvarmet fortærnet gas. Hvis strålingen fra en kilde med et kontinuerligt spektrum imidlertid føres gennem den samme gas i en afkølet tilstand, vil absorptionslinjer ved samme bølgelængde blive observeret på baggrund af det kontinuerlige spektrum [37] .

Spektrallinjeparametre og deres profiler indeholder en stor mængde information om forholdene i mediet, hvor de opstod, da forskellige udvidelsesmekanismer fører til dannelsen af forskellige profiler [1] [3] [38] . Derudover afhænger linjeintensiteten af koncentrationen af atomer eller ioner, der udsender eller absorberer i denne linje. For absorptionslinjer kaldes afhængigheden af den ækvivalente linjebredde af koncentrationen af et stof vækstkurven ; derfor kan koncentrationen af et eller andet stof bestemmes ud fra intensiteten af linjen [39] [40] .

Derudover kan bølgelængderne af spektrallinjer blive påvirket af rødforskydning : Doppler , gravitationel eller kosmologisk , og rødforskydningen for alle linjer er den samme. For eksempel, hvis det er kendt, at rødforskydningen er forårsaget af Doppler-effekten, og dens størrelse er kendt, er det muligt at bestemme den radiale hastighed af strålingskilden [4] [41] [42] .

Studiehistorie

Længe før opdagelsen af spektrallinjer observerede Isaac Newton først Solens spektrum i 1666 , og i 1802 skabte William Wollaston spaltespektroskopet . I 1814 opdagede Josef Fraunhofer spektrale absorptionslinjer i solspektret , som senere blev kendt som Fraunhofer [43] [44] .

I 1842 foreslog Christian Doppler en metode til at bestemme stjerners radiale hastigheder ud fra skift af linjer i deres spektre. I 1868 satte William Huggins første gang denne metode i praksis [44] .

I 1860 fastslog Gustav Kirchhoff og Robert Bunsen , at hver spektrallinje er genereret af et bestemt kemisk element. I 1861 var Kirchhoff i stand til at bestemme Solens kemiske sammensætning ud fra linjerne i dens spektrum, og i 1869 opdagede Norman Lockyer et hidtil ukendt grundstof i Solens spektrum kaldet helium - dette grundstof blev først opdaget på Jorden i 1895 [ 43] [44] .

I 1885 udledte Johann Balmer empirisk en formel for bølgelængderne af nogle brintspektrallinjer . I 1888 generaliserede Johannes Rydberg denne formel for overgange mellem to vilkårlige niveauer i hydrogenatomet, Rydberg-formlen . I 1896 opdagede Peter Zeeman spaltningen af spektrallinjer i et magnetfelt, en effekt senere opkaldt efter ham [45] [46] .

Disse og andre opdagede fænomener havde brug for en teoretisk forklaring. Efter fremkomsten af kvantemekanikken fremsatte Niels Bohr i 1913 sin kvanteteori om atomets struktur , som forklarede Rydberg-formlen, og i 1924 formulerede Wolfgang Pauli udelukkelsesprincippet , som gjorde det muligt at forklare Zeeman-effekten. I 1927 formulerede Werner Heisenberg usikkerhedsprincippet , som bestemmer den naturlige bredde af en linje [45] [47] .

Yderligere undersøgelse af spektrallinjer blev lettet af opfindelsen af mere avancerede optiske instrumenter. Derudover blev laseren opfundet i 1958 , som skaber stråling i meget smalle linjer, hvilket gør det muligt effektivt at bruge apparater med høj spektral opløsning [45] [48] .

Noter

↑ 1 2 3 4 5 6 Antsiferov P. S. Spektrallinje . Stor russisk encyklopædi . Hentet 2. august 2021. Arkiveret fra originalen 27. februar 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 3 4 Yukov E. A. Spectral line // Physical Encyclopedia : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 s. - 40.000 eksemplarer. - ISBN 5-85270-087-8 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 Cherepashchuk A. M. Spektrallinjer . Astronet . Hentet 2. august 2021. Arkiveret fra originalen 2. august 2021. (ubestemt)
↑ 123 Spektrallinje _ _ _ Astronomi . Swinburne University of Technology . Hentet 2. august 2021. Arkiveret fra originalen 25. juli 2021. (ubestemt)
↑ 12 Darling D. Spektrallinjer . Internet Encyclopedia of Science . Hentet 3. august 2021. Arkiveret fra originalen 3. august 2021. (ubestemt)
↑ Silin A.P. Exciton // Fysisk encyklopædi : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1999. - V. 5: Stroboskopiske apparater - Lysstyrke. — 692 s. — 20.000 eksemplarer. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 182-183.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 95.
↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 185.
↑ Antsiferov P. S. Spektralanalyse . Stor russisk encyklopædi . Hentet 3. august 2021. Arkiveret fra originalen 25. februar 2021. (ubestemt)
↑ Sobolev, 1985 , s. 83-84.
↑ Cherepashchuk A. M. Forbudte spektrallinjer . Astronet . Hentet 3. august 2021. Arkiveret fra originalen 3. august 2021. (ubestemt)
↑ Sobolev, 1985 , s. 293-296.
↑ 1 2 3 Konturen af spektrallinjen . Stor russisk encyklopædi . Hentet 3. august 2021. Arkiveret fra originalen 7. marts 2021. (ubestemt)
↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 191-192.
↑ 1 2 3 4 Karttunen et al., 2007 , pp. 99-100.
↑ Spektrallinjeprofil . Astronomi . Swinburne University of Technology. Hentet 4. august 2021. Arkiveret fra originalen 2. august 2021. (ubestemt)
↑ Sobolev, 1985 , s. 131.
↑ Tatum J. Stjerneatmosfærer . 9.1 : Introduktion, udstråling og ækvivalent bredde . Fysik LibreTexts (25. januar 2017) . Hentet 1. september 2021. Arkiveret fra originalen 1. september 2021.
↑ Tilsvarende bredde . Astronomi . Swinburne University of Technology . Hentet 2. august 2021. Arkiveret fra originalen 26. februar 2021. (ubestemt)
↑ Sobolev, 1985 , s. 87-88.
↑ Antsiferov P. S. Udvidelse af spektrallinjer . Stor russisk encyklopædi . Hentet 4. august 2021. Arkiveret fra originalen 1. marts 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 Sobolev, 1985 , s. 88.
↑ 12 Karttunen et al., 2007 , s. 99.
↑ Linjeudvidelse . _ Encyclopedia Britannica . Hentet 4. august 2021. Arkiveret fra originalen 4. august 2021.
↑ Yukov E. A. Naturlig bredde af spektrallinjen // Physical Encyclopedia : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia , 1990. - T. 2: Kvalitetsfaktor - Magneto-optik. - 704 s. — 100.000 eksemplarer. — ISBN 5-85270-061-4 .
↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 188-192.
↑ Tatum J. Stjerneatmosfærer . 10.2 : Termisk udvidelse . Fysik LibreTexts (25. januar 2017) . Hentet 11. august 2021. Arkiveret fra originalen 10. august 2021.
↑ Sobolev, 1985 , s. 88-90.
↑ Sobolev, 1985 , s. 91-94.
↑ Corey GC, McCourt FR Dicke indsnævring og kollisionsudvidelse af spektrallinjer i fortyndede molekylære gasser // The Journal of Chemical Physics . - Washington: AIP Publishing , 1984. - 1. september ( vol. 81 , iss. 5 ). — S. 2318–2329 . — ISSN 0021-9606 . - doi : 10.1063/1.447930 . Arkiveret fra originalen den 16. august 2021.
↑ Sobolev, 1985 , s. 91-98.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 100-101.
↑ Weinstein L.A., Tomozov L.N. Zeeman-effekt . Astronet . Hentet 5. august 2021. Arkiveret fra originalen 2. august 2021. (ubestemt)
↑ Stark effekt . Encyclopedia Britannica . Hentet 7. august 2021. Arkiveret fra originalen 25. marts 2018.
↑ Dmitrievsky O. D. Apparatfunktion // Physical Encyclopedia : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia , 1988. - T. 1: Aharonov - Bohm-effekt - Lange linjer. — 707 s. — 100.000 eksemplarer.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 96.
↑ Yukov E. A. Spektrallinjens kontur // Physical Encyclopedia : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia , 1990. - T. 2: Kvalitetsfaktor - Magneto-optik. - 704 s. — 100.000 eksemplarer. — ISBN 5-85270-061-4 .
↑ Sobolev, 1985 , s. 133-139.
↑ Cherepashchuk A. M. Vækstkurve . Astronet . Hentet 4. august 2021. Arkiveret fra originalen 2. august 2021. (ubestemt)
↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 188-190.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 413.
↑ 12 Karttunen et al., 2007 , s. 207.
↑ 1 2 3 Astronomis historie . Institut for Naturvidenskab og Teknologi. S.I. Vavilov . Hentet 5. august 2021. Arkiveret fra originalen 29. juni 2020. (ubestemt)
↑ 1 2 3 En tidslinje for atomspektroskopi . Spektroskopi online . Hentet 5. august 2021. Arkiveret fra originalen 23. januar 2021. (ubestemt)
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 98-99.
↑ Spektroskopi og kvantiummekanik . MIT Spectroscopy Lab . MIT Tryk på . Hentet 5. august 2021. Arkiveret fra originalen 24. februar 2020. (ubestemt)
↑ Den moderne spektroskopis æra . MIT Spectroscopy Lab . Hentet 6. august 2021. Arkiveret fra originalen 6. august 2019. (ubestemt)

Litteratur

Kononovich E. V., Moroz V. I. Generelt astronomiforløb. — 2., rettet. — M .: URSS , 2004. — 544 s. — ISBN 5-354-00866-2 .
Sobolev VV Kursus i teoretisk astrofysik . - 3., revideret. — M .: Nauka , 1985. — 504 s.
Karttunen H., Kroger P., Oja H., Poutanen M., Donner KJ Fundamental Astronomy . — 5. udgave. — Berlin; Heidelberg; N.Y .: Springer , 2007. - 510 s. — ISBN 978-3-540-34143-7 .

Spektral linjer
Typer	Forbudte linjer absorptionslinjer Emissionslinjer
Muligheder	Bølgelængde Frekvens halv bredde Spektral linje profil Tilsvarende bredde
Betydelige linjer	H-alfa Neutral brint radioforbindelse Fraunhofer linjer
Beslægtede begreber	vækstkurve Spektrum Spektralbånd Spectral serie