A molekuláris csillagközi anyag

A 21cm-es vonal vizsgálata mellett a rádiócsillagászati spektroszkópia kiemelkedő kutatási területe a molekuláris csillagközi gáz elemzése. A csillagközi gáz jelentős része molekuláris. Molekulákat hideg csillagok légkörében már az 1930-as években észleltek. 1941-ben a csillagközi CN molekula abszorpciós sávját észlelték a $\zeta$ Ophiuchi színképében. Később a CH$^{+}$ és a CH abszorpciós sávjait is felfedezték.

A molekuláris rádióspektroszkópia 1963-ban született, amikor Weinreb és munkatársai a hidroxil ion (OH) abszorpciós vonalát észlelték a Cassiopeia A irányában. 1968-ig csak kétatomos csillagközi molekulákat ismertek, és feltételezték, hogy a ritka gázban nem is keletkezhetnek összetettebb molekulák. 1968-ban Cheung és munkatársai felfedezték az ammónia és a víz 1,3cm-es vonalait a csillagközi anyagban. Ezeket követte 1969-ben a formaldehid (H$_2$CO). Mostanára több mint száz intersztelláris molekula rádiósugárzását azonosították, és köztük igen összetett, sokatomosak is vannak.

Új korszakot nyitott a csillagközi molekuláris gáz vizsgálatában a hetvenes években a szénmonoxid-molekula 2,6mm-es rádióvonalának felfedezése.

A hidrogén-molekulát, amely a csillagközi molekuláris gáz legnagyobb gyakoriságú összetevője, nehéz észlelni, mert rotációs energiaszintjei sokkal magasabb hőmérsékleteken gerjesztődnek, mint a csillagközi gáz átlagos kinetikus hőmérséklete. A szénmonoxid-molekula a molekuláris csillagközi gáz jó nyomjelzőjének bizonyult. Egyszerű szerkezetű, sok van belőle, van permanens dipólmomentuma (0,112 Debye=3,74 ×10$^{-14}$Cm). Legalsó rotációs energiaszintjei a milliméteres rádiótartományba esnek. A különböző szén- és oxigén-izotópok különböző szénmonoxid-molekulát adnak, amelyeknek energiaszintjei is kissé eltérnek egymástól. Gyakoriságuk közt nagyságrendnyi különbségek vannak, ezért eltérő felhősűrűségeknél válnak optikailag vastaggá.

A szénmonoxid-molekula oszlopsűrűségét a megfigyelt vonal elemzésével kapjuk, lokális termodinamikai egyensúlyt feltételezve.

A vonalintenzitást a rádiócsillagászatban a $T_{b}$ fényességi hőmérséklettel fejezik ki:

$$T_b=\frac{c^2}{2k}\,\frac{1}{\nu^2} I_I. \$$ (2.46)

ahol $I_I$ az integrált intenzitás, az észlelt vonal területe. Izoterm felhő esetén:

$$T_b(s)=T_0 \left( \frac{1}{exp(-T_0/T_{\rm ex})-1} - \frac{1}{\exp (-T_0/2,7)-1} \right) (1-e^{-\tau}), \$$ (2.47)

ahol $T_0=h\nu/k$, $T_{\rm ex }$ a molekula gerjesztési hőmérséklete, és 2,7K a kozmikus háttérsugárzás hőmérséklete. Az 1.46 egyenletben két ismeretlen van, $T_{\rm ex }$ és a $\tau$ optikai mélység. Ha $\tau$ ismert, az oszlopsűrűséget a 21cm-es vonalhoz hasonlóan számolhatjuk ki. A CO molekula 2,6mm-es vonala azonban általában optikailag vastag, ezért az $N$(CO) oszlopsűrűséget nem lehet meghatározni. Egyéb CO-izotópok gyengébb vonalait kell használni, a következő feltevésekkel:

1. A látóirány mentén a J=1-0 átmenet gerjesztési hőmérséklete minden molekulára azonos.

2. A különböző izotópok azonos gerjesztési hőmérséklete megegyezik a gáz kinetikus hőmérsékletével.

3. A $^{12}$C$^{16}$O vonal optikai mélysége nagy ($\tau \gg 1)$.

A 3. feltétel esetén a 115,271GHz-es $^{12}$C$^{16}$O vonal gerjesztési hőmérséklete:

$$T_{\rm ex}=\frac{5,532}{\ln \left( 1+ \frac{5.532}{T_b + 0.8182} \right)} \$$ (2.48)

A 2. feltételt felhasználva a 110,201GHz-es $^{13}$C$^{16}$O vonal optikai mélysége az 2.48 egyenletből:

$$\tau^{13}(0)= - \ln \left[ 1- \frac{T_b(13)}{5,289} \left( \... ...m ex}} \right) -1 \right]^{-1}-0,1642 \right)^{-1} \right]. \$$ (2.49)

$\tau^{13}(0)$ ismeretében kiszámolható a $^{13}$C$^{16}$O molekula N$^{13}$ oszlopsűrűsége. A molekula összes energiaszintjét figyelembe kell venni. A végeredmény lokális termodinamikai egyensúly esetén [15]:

$$N(^{13}CO) = 2,42\times 10^{14} \frac{T_{ex}\int\! \tau^{13}(v)dv} {1-exp \left[ -5,289 / T_{\rm ex} \right]} \$$ (2.50)

ahol

$$\tau_0^{13} \Delta\,v = \frac{c}{\nu_{13}} \int_{0}^{\infty}\!\tau_{\nu}d\nu = \int\!\tau (v)dv.\$$ (2.51)

Optikailag vékony sugárzásra ez az integrál az

$$\int_{- \infty}^{\infty}\!T_{\rm A}(v)dv \$$ (2.52)

integrált vonalintenzitással egyenlő. Ilyen esetekben az optikai mélység hatásai a következő közelítéssel vehetők figyelembe:

$$\int_{- \infty}^{\infty}\!\tau(v)dv \approx \frac{\tau_0}{1-e^{-\tau_0}} \int_{- \infty}^{\infty}\!T_{\rm A} (v)dv. \$$ (2.53)

Ez a formula $\tau_0 < 2$ esetén 15%-on belül jó becslést ad $N$-re.

A fenti formulák lokális termodinamikai egyensúly esetén használhatók. A hibák `NLTE-hatások' címszó alatt gy–űjthetők össze. A legfontosabb hibaforrás $T_{ex}$ becslése az optikailag vastag $^{12}$C$^{16}$O vonalból. Elképzelhető, hogy a sokkal kevésbé gyakori $^{13}$C$^{16}$O gerjesztési hőmérséklete alacsonyabb.