国际纬度服务

国际纬度服务（ International Latitude Service ），测定纬度变化、研究极移并提供地极坐标的国际组织，简称ILS。它包括国际纬度服务中央局和几个国际纬度站。
ILS成立于1895年，1899年开始工作，ILS中央局起初隶属于国际大地测量学协会(IAG)，1922年起隶属于国际天文学联合会(IAU)、国际大地测量和地球物理联合会(IUGG)。1962年，ILS改组为国际极移服务(IPMS)，原ILS的传统工作成为IPMS中央局的部分工作。ILS成立时，就要求各站使用相同的仪器、相同的观测方法，并在相同的条件下观测相同的恒星，以便尽可能减少各种系统误差的影响，获得高精度的地极坐标。因此，选择了气象、地震、地理和其他方面具有最好条件的北纬39°8′纬圈，在该纬圈上大致按经度均匀分布建立国际纬度站。开始时，有美、日、俄、意的六个纬度站参加。后来，参加的纬度站曾有变动。目前组成ILS系统的有五个纬度站，它们的名称、地理位置和所在国家分别为：

组成ILS系统的有五个纬度站

ILS各个纬度站使用物镜为110毫米的天顶仪，按统一的观测纲要连续地测定纬度。由中央局汇总资料，统一计算处理，求出地极坐标值，然后发表。因为观测相同的恒星，有关恒星位置的误差对各站的纬度的影响是相同的，所以对地极坐标的观测结果不会产生影响，这是ILS的一个主要优点。ILS的工作有连续八十年的历史，为大地测量、天文、地球物理等学科提供了宝贵的资料。1899年以来的详细的工作结果发表在《国际纬度服务成果》第1～11卷上。1962年以后的详细的工作结果发表在IPMS年报上。
随着科学的发展，各方面对地极坐标的精度要求越来越高，ILS的工作不能适应形势发展的要求。例如，它的仪器已显得陈旧落后，台站太少，因而精度不够高，观测结果发表迟缓，处理方法前后不统一，观测纲要变动频繁等等。这就导致ILS于1962年改组为IPMS。


国际极移服务

国际极移服务（ International Polar Motion Service ），研究极移和提供地极坐标的国际性机构，简称IPMS。为了改进国际纬度服务(ILS)的工作，1960年在赫尔辛基召开的国际大地测量和地球物理联合会(IUGG)第十二届大会和1961年在伯克利召开的国际天文学联合会(IAU)第十一届大会分别作出了决议：将原有的国际纬度服务改组并扩大为国际极移服务，其中央局从意大利迁到日本的水泽国际纬度站。它的具体任务是，除继续做好ILS的传统工作外，广泛利用世界各地的测纬测时资料来计算和发表地极坐标并研究极移。根据这项决议，1962年3月在日本水泽国际纬度站正式成立IPMS组织。开始有18个国家参加（有30台仪器），目前已发展到20多个国家（约有60台仪器）。从1962年开始，IPMS出版月报和年报。月报发表参加IPMS的各个台站的测纬资料和地极坐标初值，年报发表各台站的详细结果和地极坐标采用值，并介绍计算方法和有关情况。从1974年起，年报开始提供归算到国际习用原点(CIO)的三种坐标值:①仅用五个ILS站的观测资料计算的(x，yILS)；②用参加IPMS的各台站的纬度观测值计算的(x，y)IPMS，L；③用参加IPMS各台站的测时和测纬结果联合解算的(x，y)IPMS，L+T。


国际习用原点

国际习用原点（Conventional International Origin），国际上统一采用的地极坐标原点。它是根据5个国际纬度站在1900～1905年期间的纬度观测，归算到均匀系统后求得的平均值确定的，也就是由这5个纬度站确定的1903.0历元的地球自转极的平均位置。它确定了地球参考坐标系的主轴方向和相应的赤道面。1967年国际天文学联合会及国际大地测量和地球物理联合会决定采用这个原点，仍沿用至今。


天文地球动力学

天文地球动力学（汉语拼音：Tianwen Diqiu Donglixue；英语：Astrogeodynamics），天体测量学的分支学科。用天文手段研究地球的各种运动状态及其力学机制。天文学与地学之间的一门边缘科学。地球的运动状态受到地球各圈层的物质运动、地球的内部结构和物理性质、地球各圈层间的相互作用、地磁场和重力场的结构及其变化等因素的制约，其主要表现为自转轴方向既在空间变化（岁差和章动），也在地球内部移动（极移），以及自转速率变化。
　　主要研究课题有：①地球自转的变化规律和机制。包括实际测定极移和反映自转速率和日长变化的世界时，以及从理论上研究大气环流、地球物质的季节性迁移、海潮和固体潮等因素对自转速率的影响，研究地极运动的频谱结构、自由摆动的激励机制、外力和地球本身的各种因素对极移的影响等。②板块运动的测定及规律。通过甚长基线干涉测量测定测站间的相对位移，精度可达厘米级，已足以检测各大板块间的相对漂移，为板块运动规律及其机制的研究提供了实测依据。③固体潮和地球弹性参数的确定。弹性地球在日、月引力矩作用下产生潮汐现象，固体潮与地球的弹性性质有关。海潮和固体潮都对自转运动有影响。④地球内部结构对地球运动的影响。弹性地幔、液态外核和固态内核都对章动和极移有影响。⑤数据处理和数学模型。包括观测误差的研究、有效信息的提取、频谱分析、数学模型的确定等。20世纪60年代以来，空间、激光、射电技术的发展促使实测精度飞速提高，从而提出了新的课题，如章动和极移研究对更精细的地球结构模型的要求，观测处理模型中对广义相对论效应的考虑等等，推动理论工作更深入地向前发展。


地球自转

地球自转（汉语拼音：Diqiu Zizhuan；英语：rotation of the Earth），地球绕自转轴自西向东的转动。
　　地球自转是地球的一种重要运动形式，自转的平均角速度为 7.292×10-5弧度／秒，在地球赤道上的自转线速度为 465米／秒。一般而言，地球的自转是均匀的。但精密的天文观测表明，地球自转存在着3种不同的变化。

自转速度的变化
　　20世纪初以后，天文学的一项重要发现是，确认地球自转速度是不均匀的。人们已经发现的地球自转速度有以下3种变化：
　　① 长期减慢。这种变化使日的长度在一个世纪内大约增长1～2毫秒，使以地球自转周期为基准所计量的时间，2000 年来累计慢了2个多小时。引起地球自转长期减慢的原因主要是潮汐摩擦。
　　②周期性变化。20世纪50年代从天文测时的分析发现，地球自转速度有季节性的周期变化，春天变慢，秋天变快，此外还有半年周期的变化。周年变化的振幅约为20～25毫秒，主要是由风的季节性变化引起的。
　　③不规则变化。地球自转还存在着时快时慢的不规则变化。其原因尚待进一步分析研究。

地球自转轴对于地球本体的运动
　　地球自转轴在地球本体上的位置是经常在变动的，这种变动称为地极移动，简称极移。1765年L.欧拉证明，如果没有外力的作用，刚体地球的自转轴将围绕形状轴作自由摆动  ， 周期为 305 恒星日 。1888年人们才从纬度变化的观测中证实了极移的存在。1891年美国的S.C.张德勒进一步指出，极移包括两种主要周期成分：一种是周期约14个月的自由摆动，又称张德勒摆动；另一种是周期为12个月的受迫摆动。
　　实际观测到的张德勒摆动就是欧拉所预言的自由摆动 。但因地球不是一个绝对刚体，所以张德勒摆动的周期比欧拉所预言的周期约长40％。张德勒摆动的振幅大约在0.06″～0.25″之间缓慢变化 ，其周期的变化范围约为410～440天。极移的另一种主要成分是周年受迫摆动，其振幅约为0.09″，相对来说比较稳定，主要由于大气和两极冰雪的季节性变化所引起。
　　将极移中的周期成分除去以后，可以得到长期极移。长期极移的平均速度约为0.003″／年，方向大致在西经70°左右。

地球自转轴在空间的运动
　　地球的极半径约比赤道半径短1／300，同时地球自转的赤道面、地球绕太阳公转的黄道面和月球绕地球公转的白道面 ， 这三者并不在 一个平面内。由于这些因素，在月球、太阳和行星的引力作用下，使地球自转轴在空间产生了复杂的运动。这种运动通常称为岁差和章动。岁差运动表现为地球自转轴围绕黄道轴旋转，在空间描绘出一个圆锥面，绕行一周约需 2.6万年。章动是叠加在岁差运动上的许多复杂的周期运动。


极移

极移（汉语拼音：jí yí），（polar motion），由于地球瞬时自转轴在地球本体内部作周期性摆动而引起的地球自转极在地球表面上移动的现象。地极移动的简称。表现为极点的±0<.″4即相当于24米×24米范围内循与地球自转相同的方向描划出一条时伸时缩的螺旋形曲线。极移包括两个主要的周期成分：一个近于14个月周期，称为张德勒项，这是弹性地球的自由摆动；另一个是周年周期，称为周年项，这是由大气环流引起的受迫摆动。此外还存在长期极移以及周期为一个月、半个月和一天左右的各种短周期极移。地极的位置用在一个平面直角坐标系中的两个坐标分量表示，这个坐标系取在地球北极，原点称为国际习用原点，坐标系的X轴为本初子午线，Y轴为西90°子午线。地极坐标要由天文观测测定。极移使地面上各点的纬度、经度和方位角都发生变化。地极坐标为天文、大地测量、地球物理、空间科学等实用或研究部门所需要。极移机制的因素包括太阳、月球引力和大气、海洋等的作用，也涉及地球内部结构的各种理论模型，因此极移研究与地学学科有密切的联系。


长期极移

长期极移（ secular polar motion ），除了地球瞬时轴在地球本体内作周期约1.2年的自由摆动和周期为1年的受迫摆动外，地球形状极在地面上的位置也在不断变化，这种变化就是长期极移。为了研究长期极移，需要地球上确定一个参考原点。目前国际上采用国际习用原点(CIO)作为这一参考原点。国际极移服务和国际时间局都计算相对于CIO的地极坐标，国际纬度服务(ILS)的极移观测资料也归算到CIO系统，来为研究长期极移服务。
有些人根据ILS积累八十年的极移资料，用适当的数学方法扣除极移的张德勒项和周年项以后，求得长期极移的统计结果：长期极移的平均速度约为每年0.″003，方向大致在西经70°左右。长期极移的量是微小的，目前主要根据 ILS的资料进行研究。但这一系统的台站较少，有连续八十年观测结果的台站只有三个，因此有许多人对上述长期极移数值表示怀疑。在观测到的长期纬度变化中，如何将极性部分和非极性部分区别开来，这个问题至今还未解决。近年来，古气候、古生物、古地磁等研究也发现，地球自转极和地磁极以及各个大陆在漫长的地质年代里有过大规模移动。这些研究虽然比较粗略，却表明在漫长的地质年代中长期极移是可能存在的。
对长期极移的起因的研究还处于探索阶段。可能是地球内部或表面物质分布的变化和不平衡，引起整个地球相对地球自转轴有一个长期扭动，也就是使形状轴在地球本体内长期漂移。


张德勒摆动

张德勒摆动（汉语拼音：Zhang Dele Baidong；英语：Chandler wobble），地球自转轴的自由摆动，极移的组成部分。其周期约430天（近似为1.2年或14个月），振幅约0.1～0.3。1891年由美国天文学家S.C.张德勒首次从纬度观测结果的分析中发现，故得名。由于实际地球的地幔具有滞弹性质，表面存在海洋，内部具有液核，使得实际观测到的张德勒周期比刚体模型地球的自由摆动周期延长了约40％。张德勒摆动的参数有明显变化，这与地球内部构造、物理性质、地球表面的物质运动等有密切关系。


非极纬度变化

非极纬度变化（ non-polar variation of latitude ），纬度变化的原因，除极移外还有其他因素，这些由极移之外的因素引起的纬度变化总称为非极纬度变化。这些变化中的一部分是由板块运动、地球变形、垂线变化等引起的；另一部分则是由测站的外界条件、仪器误差、人差、周年光行差和章动常数不准确、赤纬和自行误差等引起的。非极纬度变化是提高地极坐标观测精度的一大障碍；但它又为改进天文常数系统、研究天文地球动力学提供重要的资料。
1902年，日本木村荣在分析国际纬度服务的观测资料时，首先在计算极移的公式中引进了与测站经度无关的z项，称为木村项，即

Δφi=xcosλi+ysinλi+z。

各个国际纬度站的所在位置的经度基本上是均匀分布的，所以z项等价于各站非极纬度变化的算术平均值，它又称为公共z项。木村项只是时间的函数，与测站坐标无关，它具有明显的以一年为周期的特性。有关它的物理机制是一个牵涉面很广泛而复杂的问题。各观测台站非极纬度变化中扣除公共z项后的部分，称为地方非极项或地方z项，各台站的地方z项数值各不相同，并且同一台站的地方z项也随时间变动。
对于各个地极坐标系统，都可用一定的数据处理方法求得本系统各台站的地方z项的统计估值。这种估值对了解地方非极纬度变化的某些特点，进行有关的研究工作有所帮助。
地方非极项包含一些极其复杂的因素，仅就已知的因素而言，也还不能准确地定量预告其数值。因此，这是目前极移和纬度变化研究工作的一大难题。对此，单纯从处理方法去考虑已经不够，还应使用诸如大地测量、地球物理等方面的手段，才能弄清它的机制。


人造卫星多普勒观测

人造卫星多普勒观测（ satellite Doppler measurement ），利用人造卫星发射的固有频率和地面站接收频率的“多普勒频移效应”来进行人造卫星定轨和地面点定位的一种方法。根据地面站接收到的人造卫星频率和人造卫星发射的固有频率的差值就能求出人造卫星的轨道要素。反之，如果已知人造卫星的轨道，则根据测得的人造卫星多普勒频移也可以求出地面站相对于地心的位置。人造卫星的多普勒观测同人造卫星的光学照相观测相比，具有全球性、全天候（不受气象、昼夜的影响）、速度快、精度高、投资少、仪器轻的优点。目前这种方法已在大地测量、导航和勘察等方面得到广泛应用。
1957年，美国霍普金斯大学应用物理研究室首次对苏联第一颗人造卫星进行了多普勒观测，并根据已知的测站坐标和测得的多普勒频移值，成功地确定了这颗人造卫星的六个轨道要素。不久，这个研究室在已知人造卫星轨道的情况下，根据测得的多普勒频移值求出了测站相对于地心的坐标。这项工作为以后人造卫星多普勒观测的发展奠定了基础。
人造卫星多普勒观测目前所主要采用的美国海军的“子午仪导航卫星系统”（又称海军导航卫星系统，简称NNSS）是由美国海军部委托霍普金斯大学应用物理研究室于1958年12月开始研制、1964年交付美国海军使用的。1967年7月解密，1968年开始商营，并提供国外使用。1967年以后发射和使用的子午仪卫星共6颗，高度约为1，100公里，受大气阻力的影响较小。轨道倾角约为90°，全球都能观测到。每颗子午仪卫星发射150和400兆周的一对高稳定的相干频率，以消除电离层的影响。子午仪卫星本身连续发播的预计的轨道要素，称为“广播星历表”，是根据美国境内的四个跟踪站的多普勒观测资料算出，供随时测定地面点坐标之用，目前定位精度为16米。根据全球二十几个跟踪站的观测数据，还对几颗子午仪卫星计算出“精密星历表”，这种历表尚未公开，目前定位精度约为1.7米。子午仪系统估计只可用到二十世纪末，美国计划于1985年启用“全球导航星”或“全球定位系统”来代替它。
正式应用人造卫星多普勒观测和子午仪卫星系统以来，定位精度提高得很快，最初为几百米，目前已达1米左右。预计在5～10年内，定位精度还可以提高。人造卫星多普勒观测应用很广。在动力学应用方面，其测轨定轨的精度已达1米，是一种很有效的测定地球引力场模型的手段。在几何应用方面，利用它能够建立以地心为原点的绝对坐标系。用人造卫星多普勒观测方法确定地极坐标，比经典的时间纬度观测手段更精确更迅速。
从1972年开始，在国际时间局的地极坐标推算工作中，增加了人造卫星多普勒观测资料，精度显著提高，近年来还用这些资料提供世界时。


人造卫星多普勒接收机

人造卫星多普勒接收机（ satellite Doppler receiver ），观测携有频率高度稳定发射机的人造卫星用的地面无线电设备。当卫星经过观测站上空时，随着人造卫星与观测站间相对距离的不断变化，观测站接收到的人造卫星信号的频率也不断变化。接收频率同人造卫星发射频率之差称为多普勒频移。多普勒接收机就是用来测量这种频移的仪器，以获得有关人造卫星轨道和观测站位置的资料。
多普勒接收机是一种高灵敏度的锁相接收机，采用振子式、螺旋式或其他类型的超高频天线。外差式接收机把来自天线的微弱信号进行低噪音放大，并由频率标准和倍频器给出的高稳定度(一般优于10-10)参考频率，将接收信号的频率差拍到较低的频率。锁相跟踪滤波器是一个把中心频率不断调整在差拍信号频率上的窄带滤波器（带宽数赫到数十赫）。由于带宽较窄和频率跟踪特性准确，信号通过滤波器以后，接收机噪音的绝大部分被滤除，而有用的多普勒信号则被完整地保留下来，从而使多普勒接收机的输出信噪比和灵敏度大为提高。滤波器输出的“纯净”多普勒信号，由计数器按一定重复频率进行周期计数，即测量信号电压在一定时间间隔内过零的次数。周期计数的时间间隔小于1秒的微分多普勒接收机（又称多普勒测速仪），其输出数据是对应于各计数间隔中央时刻的瞬时多普勒频移和人造卫星对观测站的视向速度的。周期计数时间间隔较长（数秒至两分）的积分多普勒接收机，其输出数据则对应于每次计数开始和结束时的人造卫星同测站的距离之差。计数器测得的周期数按编码输出，和观测站数字钟所提供的世界时一起由打印机、穿孔机或磁带机记录。为获得准确的时间，可用甚低频接收机接收甚低频时号来校准观测站的数字钟，并使其与其他观测站的时间同步，但积分多普勒接收机一般用人造卫星本身提供的时间信号来校准。
多普勒接收机的测频精度可达10-10，但人造卫星信号穿过地球大气的电离层和对流层时所产生的附加频移，要比仪器误差大得多。一般可以通过同时接收人造卫星发出的两个相干信号来消除电离层影响的一阶项。为了消除对流层折射的影响，需将误差较大的低仰角数据剔除，并根据一定的对流层模型，利用观测站记录的气象数据进行修正。


人造卫星激光测距

人造卫星激光测距（ satellite laser ranging ），利用激光测量人造地球卫星距离的技术。此技术出现于1964年，其原理是：从地面测站向人造地球卫星发射激光脉冲，经卫星上的激光反射镜反射后，由测站的接收望远镜接收，用计时器测定激光往返的时间间隔，即可算出测站至卫星的距离。对于光速在大气中变慢的影响，根据现有理论模型可修正到1厘米（地平高度10°以上），所以此技术可达很高的测量精度。所用的仪器称为卫星激光测距系统或卫星激光测距仪。迄今为止均采用固体激光器，早期用红宝石激光器，现用钇铝石榴石激光器。通常采用锁模技术，以获得20～100皮秒（10－12秒）的窄脉冲。计时器的测时精度一般为20～30皮秒，最新的计时器可达3皮秒。光电接收器件采用具有单光子灵敏度的微通道板光电倍增管或雪崩二极管。接收望远镜口径一般为 40～60厘米。单次测距内部精度为5～10毫米。现在进行观测的各类带激光反射镜的卫星约25颗，距离从几百千米至二万千米。为进一步提高测距精度，正在研制双波长测距系统，以减少大气的影响。全球有60多个测距系统，其中一半具有白天测距能力，个别系统已实现无人值守全自动测量。这项技术的缺点是阴雨和雾天不能工作。
卫星激光测距技术可用于卫星精密定轨，监测地球引力场及地球质心的变化，监测观测站的位移，检验引力理论以及远距离时间比对等。


月球激光测距

月球激光测距（ lunar laser ranging ），利用激光直接测定月球距离的技术。它的基本原理是：通过望远镜从地面测站向月球发射一束脉冲激光，然后接收从月球表面反射回来的激光回波，通过测站上的计数器测定激光往返的时间间隔，便可推算出月球距离。月球激光测距的原理与经典的天体方位测量原理完全不同。大气对测距的影响很小，可以根据测站的气象资料加以修正。在地平高度10°以上，大气改正的误差小于1厘米，因此大气折射不再是观测精度的严重障碍。但由于回波很弱，观测要求有很好的透明度。
月球激光测距是在1962～1963年激光技术问世后不久着手试验的。最初只能接收月球天然表面漫反射的激光回波，由于回波波形无法缩窄，加以地面仪器设备不够完善，测距精度很低。1969年7月，美国进行第一次载人登月飞行，宇航员在月面上安放了第一个后向反射器装置。它的大小为46厘米见方，上面装有100个熔石英材料的后向反射器，每个直径为3.8厘米。这种反射器实际上是一个光学的四面体棱镜。它有一个很有用的特性：当一束光线从第四面射入，经过三个直角面依次反射后，仍从第四面射出，其方向与入射方向保持平行。在激光测距中，这一特性能保证反射光讯号沿原发射方向返回地面测站，使回波强度大大增加。这样，利用面积很小的反射器组合就可以使地球上收到激光回波，而且波形不会因此变宽，因而可以达到很高的测距精度。后向反射器的应用，使月球激光测距的精度大大提高。目前，在月球上共安放了五个后向反射器装置，地面测距系统也日趋完善。近年来测距精度已达到8厘米左右。
月球激光测距系统中采用的激光器大多是脉冲红宝石激光器，脉冲功率高达千兆瓦，脉冲宽度为2～4毫微秒。激光束经过望远镜准直后的发散角仅2～4角秒，一般几秒钟发射一次。发射和接收可使用同一个望远镜，其口径一般要大于1米。回波光讯号极其微弱，通常在接收器的阴极面上仅能产生一个光电子，所以相应地发展了一套单光电子接收技术。在最近研制的新型月球测距系统中，采用了脉宽小于1毫微秒的钇铝石榴石激光器。这样，就有可能在几年内使测距精度达到2～3厘米，相对精度为5×10-11。
地面测站与月面反射器之间的距离及其变化包含了十分丰富的信息。几年来，应用精确的月球测距资料，已经大大改进了月球的轨道计算；研究了月球物理天平动和内部结构模型；精确测定了反射器的月面坐标，改进了地面测站的地心坐标以及地月系的质量数据；同时还检验了引力理论，证明了广义相对论的正确性。今后还会运用精确的月球测距资料来研究地球自转和极移、测量板块运动等十分重要的课题。


甚长基线干涉仪

甚长基线干涉仪（ very long baseline interferometer ），射电干涉测量技术的新设备，英文缩写是VLBI，但由于测量方法的发展，VLBI目前更主要的是指甚长基线干涉测量法(very long baseline interferometry)。它的主要特点是：采用原子钟控制的高稳定度的独立本振系统和磁带记录装置；由两个或两个以上的天线分别在同一时刻接收同一射电源的信号，各自记录在磁带上；然后把磁带一起送到处理机中，进行相关运算，求出观测值。这种干涉测量方法的优点是基线长度原则上不受限制，可长达几千公里，因而极大地提高了分辨率。

测量值
甚长基线干涉的测量值包括：干涉条纹的相关幅度；射电源同一时刻辐射的电磁波到达基线两端的时间延迟差（简称时延），延迟差变化率（简称时延率）。相关幅度提供有关射电源亮度分布的信息，时延和时延率提供有关基线(长度和方向)和射电源位置（赤经和赤纬）的信息。所得的射电源的亮度分布，分辨率达到万分之几角秒，测量洲际间基线三维向量的精度达到几厘米，测量射电源的位置的精度达到千分之几角秒。在分辨率和测量精度上，与其他常规测量手段（例如用微波联结的干涉仪和用电缆联结的干涉仪）相比，成数量级的提高。目前，用于甚长基线干涉仪的天线，是各地原有的大、中型天线，平均口径在30米左右，使用的波长大部分在厘米波段。最长基线的长度可以跨越大洲。

工作原理
射电源辐射出的电磁波，通过地球大气到达地面，由基线两端的天线接收。由于地球自转，电磁波的波前到达两个天线的几何程差（除以光速就是时间延迟差）是不断改变的。两路信号相关的结果就得到干涉条纹。天线输出的信号，进行低噪声高频放大后，经变频相继转换为中频信号和视频信号。在要求较高的工作中，使用频率稳定度达10-14的氢原子钟，控制本振系统，并提供精密的时间信息。磁带记录机则分别把本地的视频信号和时间信息的数据储存起来。然后，由处理机对两个“数据流”作相关处理，用寻找最大相关幅度的方法，求出两路信号的相对时间延迟和干涉条纹率。如果进行多源多次观测，则从求出的延迟和延迟率可得到射电源位置和基线的距离，以及根据基线的变化推算出的极移和世界时等参数。参数的精度主要取决于延迟时间的测量精度。因为，理想的干涉条纹仅与两路信号几何程差产生的延迟有关，而实际测得的延迟还包含有传播介质（大气对流层、电离层等）、接收机、处理机以及钟的同步误差产生的随机延迟，这就要作大气延迟和仪器延迟等项改正，改正的精度则关系到延迟的测量精度。目前延迟测量精度约为0.1毫微秒。

用途
由于甚长基线干涉测量法具有很高的测量精度，所以用这种方法进行射电源的精确定位，测量数千公里范围内基线距离和方向的变化，对于建立以河外射电源为基准的惯性参考系，研究地球板块运动和地壳的形变，以及揭示极移和世界时的短周期变化规律等都具有重大意义。此外，在天体物理学方面，由于采用了独立本振和事后处理系统，基线加长不再受到限制，这就可以跨洲越洋，充分利用地球所提供的上万公里的基线距离，使干涉仪获得万分之几角秒的超高分辨率。而且，随着地球的自转，基线向量在波前平面上的投影，通常会扫描出一个椭圆来。这样，在一天内对某个射电源进行跟踪观测的干涉仪，就可以获得各个不同方向的超高分辨率测量数据。依据多副长基线干涉仪跟踪观测得到的相关幅度，应用模型拟合方法，便可得到关于射电源亮度分布的结构图。地球大气对天体射电信号产生的随机相位起伏，带来了干涉条纹相位的测量误差。这和其他一些的误差来源一道，限制了甚长基线干涉测量法的应用。然而，对于具有三个站的干涉仪阵，若在三条基线上对射电源进行跟踪观测，则由三个条纹相位之和所形成的闭合相位，基本上可以消去大气和时钟误差的随机效应。用这种闭合相位参与运算，可以达到较好的模型拟合，从而减小结构图的误差。随着投入观测的站数不断增多，闭合相位也在增多，而且各基线扫描的椭圆覆盖情况也会逐渐改善，从而可以得到更精确的结构图。用甚长基线干涉仪测到的射电结构图表明：许多射电源呈扁长形，中心致密区的角径往往只有毫角秒量级，但却对应着类星体或星系这样的光学母体；有些致密源本身还呈现小尺度的双源结构甚至更复杂的结构；从射电结构随时间变化的情况看来，有的小双源好象以几倍于光速的视速度相分离。这些新发现给天体物理学和天体演化学提出了重大的研究课题。


方位天文学

方位天文学（汉语拼音：Fang wei tian wen xue；英语：positional astronomy），天体测量学的分支学科。主要内容是研究和测定各类天体的位置、自行和视差。其内容包括：①基本天体测量学，利用地面光学仪器，通过目视或电学接收器件测定天体的位置和运动，并综合观测结果编制基本星表。②照相天体测量学，利用照相方法，通过量度底片上的星象测定天体的位置和运动，并编制照相星表。③射电天体测量学，利用射电干涉技术测量射电源的位置。④空间天体测量学，利用空间技术通过卫星等空间飞行器在外层空间测量天体的位置和运动。由方位天文学的观测所建立的各种天球坐标系是天体测量学的基础，由方位天文学所获得的各种参数是研究恒星天文学的基本资料。方位天文学也为天体力学、宇宙学、大地测量学等相邻学科提供重要资料。


基本天体测量学

基本天体测量学（ fundamental astrometry ），天体测量学的一个分支，它的任务是建立一个基本的天文参考坐标系。这个参考坐标系是以基本星表的坐标系统来体现的。基本天体测量学的主要内容包括精确测定恒星位置、自行和岁差常数，最后编制成基本星表。编制基本星表是一项极其浩繁的工作，编制过程中需要综合处理几十本乃至上百本初始星表。这些初始星表必须是绝对星表，即刊载的恒星位置应当用绝对方法测定（见天体位置的绝对测定）。编制基本星表首先应将各初始星表归算到同一历元，这就需要岁差常数和自行的精确值。各初始星表所采用的光行差常数和章动常数不尽相同，必然使星表之间存在系统差，因此还必须将各初始星表归算到同一天文常数系统。
把初始星表归算到同一历元和同一天文常数系统后，它们提供的某一恒星的坐标仍然互不相同，这是因为各种星表都无例外地存在系统误差和偶然误差。星表的系统误差表现为某一区域内所有恒星的坐标都有大致相同的偏差，并随不同的区域而变化。星表的赤经和赤纬的系统误差可分别表示为：

式中Δ A是分点改正，对一本初始星表来说是常数；Δ α α、Δ α δ、Δ α m分别是因赤经、赤纬、 星等不同引起的赤经系统误差；Δ δ α、Δ δ δ分别是因赤经、赤纬不同引起的赤纬系统误差。初始星表的系统误差来源于不同的观测者、仪器以及其他观测条件。既然无法知道恒星的真实位置，实际上就不可能得到星表的绝对系统误差，所以只能将各个初始星表互相比较来求得它们的相对系统误差。利用这些相对系统误差，就可把全部初始星表都归算到同一坐标系统── 基本星表坐标系统。对于初始星表的偶然误差可用妥善的数据处理方法，并根据通用的加权平均的原则使之减小。权的大小根据仪器质量、观测和处理的方法、观测的数量等情况来评定。
一本基本星表所提供的基本的天文参考坐标系，一般只能用二十年左右。由于恒星自行和岁差常数的误差随着基本星表的使用年限的延长而增大，因而星位的误差也相应地增大。因此，必须不断地利用更多的最新观测成果来更新基本星表的坐标系统。编制基本星表主要依靠绝对星表。为了改进已得到的恒星坐标和自行以及为了增加星数，还要利用相对星表。由测时和测纬资料求得的星位改正，对于编制基本星表也很有价值。
长期以来，基本天体测量是以地面光学观测为基础的。射电干涉和空间技术的发展，为提高基本天体测量的精度和建立更精确的基本的天文参考坐标系，展现了更宽广的前景。


惯性参考系

惯性参考系（inertial reference frame），牛顿第一定律和牛顿第二定律都能成立的参考系。简称惯性系。并非在所有的参考系中这两定律都成立，例如在自由下落的参考系中，可看到地球加速上升；在绕轴转动的参考系中，可看到地球反向转动，这些现象显然违背了牛顿第一、第二定律。地球既有自转又有绕太阳的公转，严格地说，以地面上任一点为原点的参考系，都不是惯性参考系，但因这些点的加速度很小 （自转加速度在赤道上只有0.034米/秒2，其他地方更小；公转的向心加速度只有0.006米/秒2），一般仍可视为惯性系。在地面上生活的人们，也丝毫感觉不到地球在动，虽然地球的自转和公转的线速度都大得惊人。中国古代的学者早就发现这问题，约1800年前编成的《尚书纬·考灵曜》中，就写有“地常动移而人不知，譬如人在大舟中闭舱而坐，舟行不觉也。”西欧直到1632年伽利略的《关于托勒密和哥白尼两大世界体系的对话》中，才提到船以任何速度前进，只要运动是匀速的，也不忽左忽右地摆动，则在密闭的船舱中，小虫向各方面飞行，水滴从舱顶落向舱底，人并脚上跳，都将和静止时一样，不能从其中任何一个现象确定船在运动还是静止，从而伽利略总结出经典力学的重要规律，即不论进行怎样的力学实验，都不能判断一个惯性系处于静止状态还是在作匀速运动。这条原理称伽利略相对性原理。对任一惯性系作匀速运动的参考系都是惯性系；对惯性系作加速运动或转动的参考系，牛顿运动定律就不能成立，称为非惯性参考系，简称非惯性系。要使牛顿运动定律仍能在非惯性系中成立，就须给非惯性系中的物体附加一个惯性力。这个力从惯性系角度来看是虚拟的，既没有施力的物体，更不存在反作用，只是为了计算方便而添加的；但就非惯性系角度来看，尽管这个力没有反作用力，但它像真实的力那样起作用，惯性力包括离心力和科里奥利力。
　　伽利略的相对性原理也可解释为一切惯性系都是等价的。尽管物体的动量、动能在不同惯性系中有完全不同的值，但动量定理、动能定理、动量守恒（见动量守恒定律）乃至一定条件下的机械能守恒（见机械能守恒定律）在一切惯性系中都成立。这个相对性原理在经典力学中的成功使物理学家相信，任何物理现象及其规律都应遵循这条原理。但在19世纪发现并非全是如此，A.爱因斯坦在1905年发表的《论动体的电动力学》中指出：大家知道，麦克斯韦电动力学——像通常为人们所理解那样——应用到运动的物体上时，就要引起一些不对称，而这种不对称似乎不是现象所固有的。比如设想一个磁体同一个导体之间的电动力的相互作用。在这里，可观察到的现象只同导体和磁体的相对运动有关，可是按照通常的看法，这两个物体中究竟是这个在运动还是那个在运动，却是截然不同的两回事。如果是磁体在运动，导体静止着，那末在磁体附近就会出现一个具有一定能量的电场，它在导体各部分所在的地方产生一股电流。但是如果磁体是静止的，而导体在运动，那末磁体附近就没有电场，可是在导体中却有一电动势，这种电动势本身虽然并不相当于能量，但是它——假定这里所考虑的两种情况中的相对运动是对等的——却会引起电流。这种电流的大小和途径都同前一情况中有电力所产生的一样。从这类例子和证明地球相对以太运动的实验的失败，使爱因斯坦放弃旧的时空观，而以新的时空观解决了上述“不对称”的问题。在伽利略相对性原理的基础上建立了爱因斯坦相对性原理，使惯性参考系展现出更为辉煌的光彩。


星表

星表（汉语拼音：Xingbiao；英语：Star Catalogue），记载天体各种参数（位置、自行、视向速度、星等、光谱型、视差等）的表册。通过天文观测编制星表是天文学中最早开展的工作之一。公元前4世纪，中国战国时代天文学家石申所编的《石氏星经》，载有121颗恒星的位置。这是世界上最古老的星表。按照编制方法和用途区分，星表有下列几种：①绝对星表。由绝对测定编制的星表。星表内恒星的位置是独立测定的，与其他已知的位置值无关，观测中各种系统误差尽可能加以消除，这种测量方法称为恒星位置的绝对测定。②基本星表。为了尽可能消除和减少各星表间的系统误差和偶然误差的影响，将各个不同系统的绝对星表进行综合处理后得到的高精度的星表。基本星表主要用于作为天文参考坐标系和恒星位置的相对测定时的定标星系统。主要的基本星表有：奥韦尔斯基本星表，最初发表于1879年和1883年，包括NFK，FK3，FK4直到FK5的一个系列，共1535颗基本恒星和大量的补篇星；纽康星表，1872年发表，共1257颗恒星；博斯星表，最初于1910年出版的PGC星表，1937年编成总星表（GC星表）共33342颗恒星；N30星表，1952年发表，共5268颗恒星。③相对星表。利用通过定标量的位置作相对测定而得的恒星位置编成的星表。其中用照相方法作相对测定而得的称为照相星表。主要的相对星表有：德国天文学会星表，1910年发表AGK1星表，1951～1958年间发表AGK2星表( 共183000颗恒星)，1973年修订后为AGK3星表；耶鲁星表，用1914～1956年的观测编成，共15万颗恒星；好望角星表，1968年编成，共7万颗星 。④其他的位置星表。这是一些为特殊目的而编成的星表，包括：暗星星表；黄道星表；史密松星表，1966年美国史密松天文台为满足人造卫星照相定位所编制，共258997颗星；测地星表等。⑤有关天体物理量的星表，主要有：恒星光谱型表、恒星三角视差总表、变星星表、双星和特定类型恒星表，太阳系天体和人造天体星表、银河系其他天体星表、河外天体星表、射电源表、红外、紫外、远紫外、X射线和γ射线波段的辐射源表等。
　　现代天文学的发展，使恒星位置、自行和距离的测定精度不断改善。依巴谷卫星升空后正在获取高质量的观测结果，其星表的质量将有以数量级计的提高。


天体位置的绝对测定

天体位置的绝对测定（ absolute determination of position of celestial body ），指的是在测定天体位置的，要求不参考其他已知的观测数据和基本星表中的恒星位置，或者只使用基本星表中的恒星位置作为处理资料的过渡，但不受基本星表系统的影响。除观测恒星外，还必须进行坐标原点的测定并独立确定仪器误差。符合这样要求的观测称为绝对测定。绝对测定的精度较高，但观测程序繁复，因此，只用于测定少量较亮的恒星，据以编制基本星表。


天体位置的相对测定

天体位置的相对测定（ relative determination of position of celestial body ），将大量需要确定位置的恒星（被测星），跟少量已按绝对测定方法确定了位置的恒星一起，进行联合观测，求出二者的位置差。然后根据已知的恒星的位置，求出被测星的位置。这种观测方法称为相对测定，又称较差测定。这种方法可以用来测定大量恒星的位置，但精度不高，不能据以编制基本星表。


照相天体测量学

照相天体测量学（ photographic astrometry ），天体测量学的一个分支。主要任务是利用照相方法来测定并研究天体的相对位置和运动，其中包括：①天体（包括人造天体）的空间位置的测定；②恒星自行的测定；③双星和聚星系统的运动的测定；④视差的测定；⑤照相星表的编制；⑥日全食时相对论效应的验证等。一百多年来，随着照相技术的不断革新，照相天体测量学得到很大的发展。目前的趋势是：由于观测工作逐渐向暗星方面发展，越来越多的口径在一米以上的反射望远镜应用于天体测量工作，并运用全自动光电坐标量度仪来测量底片，以提高精度和效率。此外，正在试验利用光电技术直接在望远镜上测量恒星的位置，然后用快速电子计算机进行处理，以逐步实现仪器、设备的自动化。
照相天体测量所用的是相对测量的方法。通常先在底片上任意选定一个坐标系，在这个坐标系中测量星像的相对位置，然后从星表中选择一些已知赤道坐标的星作为定标星，并利用这些定标星把量得的相对坐标归算为赤道坐标（见照相天体测量方法）。照相天体测量的精度，主要取决于底片的测量误差。增加定标星的数目，可以减少定标星测量的偶然误差和星表的偶然误差，但是待定天体的测量的偶然误差、星表的系统误差和测量的系统误差，仍会全部反映到最后得到的赤道坐标中去。照相天体测量的精度还取决于定标星的自行。一般来说，底片的测量精度约为1～2微米，对于焦距为2米左右的望远镜，照相定位精度平均为0.″15。现代照相天体测量学有下述几个最活跃的课题。

目录

1 建立参考坐标系
2 暗星自行的测定
3 暗星三角视差的测定
4 研究双星和聚星系统的运动

建立参考坐标系
以恒星位置和自行为主建立参考系的工作，主要是把星表扩充到更暗的范围。其中有代表性的是德国天文学会第三星表AGK3，它刊载了亮于12等的恒星的位置和自行，是目前小行星、彗星及其他天体的照相定位工作中选取定标星最好的星表。1932年苏联天文学家提出了编制“暗星星表”的计划。其特点之一是以河外星系为背景来测定恒星自行。如河外星系的横向速度为每秒1，000公里，则最近的星系的位置变化仅为每年0.″0001，比自行的测量误差小得多，因此在100年内，可以认为是不变的，这就能作为不动的参考坐标系来测定恒星自行。美国也有类似的计划。最近，利用苏联和美国的相对于星系测定的自行资料进行分析研究，求得了岁差常数的改正值以及奥尔特常数A和B（见银河系自转）。岁差常数改正值与根据基本星表求出的值相差不大，奥尔特常数B值也符合得较好，但A值相差较大。这些结果说明，相对于星系求恒星自行的系统，在赤纬方面比较好，在赤经方面则有较大的系统差，其原因还有待研究。

暗星自行的测定
为了研究银河系的力学特征，需要测定直到21等的暗星的自行，其中包括测定疏散星团、行星状星云、新星的自行。根据自行资料，可以证认星团成员，研究星团的内部运动、扩散运动和绝对自行等。发现大自行的暗星并测定其自行，对于研究太阳附近银河系的力学特征是很有意义的。最近一、二十年来，有几个天文台从事这方面的工作，发表了数以万计的自行大于每年0.″2的恒星星表。大自行的暗星可能是近距矮星，还需要测定它们的视差。

暗星三角视差的测定
自1837～1839年贝塞耳等人第一次精确测定恒星的视差以来，已经有一百多年的历史，其重要意义逐渐为人们所认识。美国华盛顿海军天文台专门研制了一台口径为1.55米的天体测量望远镜，用于测定暗星视差。在已经测定过视差的几千颗星中，暗于目视星等14等的只有100多颗。

研究双星和聚星系统的运动
对双星特别是对距离在20秒差距以内的双星进行照相观测，可以精确地测定恒星的质量。为了确定双星轨道及其质量，需要几十年甚至上百年的观测资料，要拍几百甚至上千张底片。利用照相观测还可获得双星的各个子星相对于定标星的位置，这样就可计算相对于这一系统的质心的轨道。对轨道周期变化作详细的分析，还可以发现质量小的不可见伴星，以至找到可能存在的类行星伴星。


照相天体测量方法

照相天体测量方法（ method of photographic astrometry ），利用照相方法来测定天体位置。这种方法与目视观测相比，具有下列优点：①照相底片对星光有累积作用，因此适当延长曝光时间，可以观测到更暗的天体；②在一张底片上可以同时测定多颗恒星的位置；③底片可以长期保存，需要时可以随时进行测量、归算，因此具有文献性。照相天体测量有三个基本过程。

拍摄底片
为了拍摄暗弱的恒星，曝光时间往往需要几十分钟，所以要求望远镜能跟踪恒星的周日运动，为此，一般采用赤道式装置。如果在整个曝光过程中，望远镜不能准确地跟踪恒星的周日运动，在底片上就不能获得清晰的星像，因而也不能精确地测定位置。因此，要求星像与动丝交点在导星镜中保持重合。如稍有偏移，应立即对望远镜位置进行微调，通常是由观测者通过目视观测用微动螺旋调节。目前，这种目视导星方法已逐渐为光电导星技术所取代。除此以外，望远镜的光学系统还要求尽可能地消除场曲、像散和彗差等像差。观测前要根据温度来调节焦距，合理地选择曝光时间，才可能拍得高质量的底片。

测量底片
拍下底片后，首先用坐标量度仪量出底片上全部星像在某一直角坐标系内的量度坐标。量度时应调节底片架，使这一直角坐标系的X轴和Y轴尽可能分别同赤纬圈和赤经圈平行（见天球坐标系）。为了提高测量精度，需要把底片旋转180°，再测量一次。一般是采用旋转坐标量度仪目镜内的一块棱镜来达到这个目的。近年来已开始利用全自动光电坐标量度仪，以适应工作量大、精度高的要求。

归算
量度坐标只能给出这些天体相对位置的资料。量度坐标(x，y)与赤道坐标(α，δ)之间的关系，是以理想坐标(ξ，η)来作为过渡的。理想坐标也是一种直角坐标系统，它的原点在底片的光学中心，坐标轴分别与赤纬圈和赤经圈平行，它与赤道坐标之间的关系，可由下列严格的数学公式来表达：

或简化为下列形式：

式中 A、 D为底片光学中心的赤道坐标， m为计算用辅量。
某一星像的理想坐标和量度坐标并不相同。这是因为:①量度坐标的原点与理想坐标的原点不重合；②X轴和Y轴不正好与ξ轴和η轴平行；③X轴和Y轴不严格正交；④坐标量度仪x和y刻度尺的比例不相同；⑤受到较差大气折射和较差光行差的影响。根据上述原因，理想坐标和量度坐标之间的关系式可以表示为：

式中 a、 b、 c、 d、 e、 f称为底片常数。
用照相天体测量的方法来测定天体的位置时，在一张底片上应有一定数量的称为定标星的恒星，其精确的赤道坐标是已知的。定标星的用途就是确定底片常数。首先把定标星的赤道坐标用电子计算机或现存的数表换算成理想坐标，再测量出这些定标星的量度坐标。理论上只要有三颗定标星就可解算底片常数，但为了提高精度，一般选取均匀分布的十颗左右的定标星，用最小二乘法解算底片常数。底片常数一经求得，就可以把其他需要定位的恒星的量度坐标化为理想坐标，再求出它们的赤道坐标。


天体照相仪

天体照相仪（ astrograph ），专门以照相底片作为天体辐射接收器直接记录星空图像，并通常具有较大视场的光学望远镜。从19世纪下半叶起直到光电器件广泛应用于天文观测之前，近百年期间，和眼睛目视相比，照相术曾成为一种更高效和更客观的天文方法和手段。20世纪上半叶，发明了由三合透镜甚至四合透镜组成的具有像差较小，视场可达几十平方度的天体照相仪。在变星巡天、小行星和彗星搜索、物端棱镜光谱分类等领域都曾作出过重要贡献。
20世纪30年代发明，并从40年代起迅速推广和普及的施密特望远镜问世后，立即显现出经典天体照相仪无法与之比拟的优越性。首先，采用施密特天文光学原理的望远镜主镜是反光镜，经过特殊镀膜后，能够有效反射入射的天体光辐射的80％以上。然而，主镜由三块或四块透镜的组合体却会阻隔和散射掉入射光的70％～80％，极大地降低了效率。其次，虽然二者都是照相机，但施密特光学适用于可获取更多天体物理信息的国际多色测光系统，如UBV、UBVRI （见天体测光）等；但经典天体照相仪受主镜的玻璃元件的限制，至多只能实现照相和仿视双色测光系统。结果曾经作为照相巡天和照相测光的天体照相仪逐渐全面地为施密特望远镜取代。
20世纪80年代起，天文实测中开始了以数字化的电荷耦合器件（CCD）作为天体辐射接收器取代照相底片的进程。众所周知，照相乳胶的光量子效率只有2％～5％，而且感光反应的线性度很差，这是作为测光工具的大缺点。与之相反，具有线性反应的CCD器件的光量子效率却能高达80％以上。结果照相底片连同照相方法都淡出天文观测的历史舞台。


天文常数系统

天文常数系统（汉语拼音：Tianwen Changshu Xitong；英语：Astronomical Constants，System of），表示地球和太阳系其他天体的力学特性和运动规律的一组自洽的常数。它们包括：地球的大小、形状和重力场，地球的轨道要素，岁差常数，以及太阳、月球和行星的质量等数值。这些常数是使用天文、物理或大地测量学的测量方法直接或间接测定的。当把在地面直接测量的相对于观测站或地心的位置换算到相对于以日心或银河系中心为原点的某个天球坐标系的位置时必须利用上述常数。根据天体力学的理论，某些常数之间满足一定的数学关系式。
　　先后建立了3个天文常数系统：①纽康天文常数系统。1896年在巴黎召开的国际基本恒星会议上，首次决定采用美国天文学家S.纽康所确定的岁差常数、章动常数、光行差常数和太阳视差等常数值。以后又逐步扩充了一批共同采用的天文常数。这个系统一直使用到1967年底。这一系统的主要缺点是精度较低，且主要常数之间存在矛盾。②1964年国际天文学联合会天文常数系统。1964年由国际天文学联合会通过，规定从1968年开始正式使用。系统中包括定义常数、基础常数、导出常数和行星质量系统四类。定义常数是用定义规定的常数，它们没有误差；基础常数是直接测定的最精确的常数；导出常数是根据它们与定义常数和基础常数的理论关系式计算的常数；行星质量系统是专门在行星运动理论中所采用的一组常数。③1976年国际天文学联合会天文常数系统。1976年由国际天文学联合会通过，规定从1984年开始正式使用。这个系统除改进原系统中各常数外还对天文学的时间、质量和长度单位作了规定。
　　学科和技术发展中，提出一些对天文常数系统改进的建议，新的系统将要求把时空关系和天体运动理论纳入广义相对论框架。


光行差常数

光行差常数（ aberration constant ），天文常数之一。光行差是指在同一瞬间运动中的观测者，所观测到的天体的视方向同静止的观测者所观测到的天体的真方向之差。观测者随地球自转造成的光行差称为周日光行差；观测者随地球绕日公转造成的光行差称为周年光行差。作为天文常数的光行差常数，是指周年光行差常数，它定义为地球公转的平均线速度v与光速c的比值，用角秒表示为：

k ＝206 264″.806 v / c

光行差常数可通过天文观测来确定，主要方法有：①观测和研究恒星视位置的变化；②观测和研究恒星的视向速度；③长期持续地观测和研究测站的纬度变化。首次发现 光行差现象的 J.布拉得雷于1725～1728年得出 k＝20′.5，后来的许多天文学家根据两个半世纪浩瀚的观测资料得出了近百个 光行差 常数的数值，绝大多数的数值都在20′.4～20″.6之间。1896年 S.纽康综合当时的各种测定值以后，得出 k＝20″.47，这个数值使用了近70年。 光行差 常数是很难精确测定的天文 常数之一，尽管很早就发现纽康的这个数值偏小，精度较低，但由于牵涉到其他 常数，并未予以改动。
国际天文学联合会1964天文常数系统中，将光行差常数作为导出常数，它根据高斯引力常数k和天文单位距离的光行时τA由下式计算：

k＝206 264″.806 F kτ A/86 400

式中 F＝ n a( k ′) −1(1－ e 2) －1/2称为 光行差常数因子， n为以弧度/秒表示的地球绕日的平均角速度， a为以 天文单位表示的日地平均距离， e为地球轨道的偏心率， k′＝ k/86 400。 F的数值对不同历元有微小变化。 k ′在数值上等于一质量忽略的假想行星在半径为一天文单位的圆轨道上以弧度/秒表示的绕日角速度。由此计算得出 k＝20″.495 8，这个数值从1969年开始一直用到1983年。国际天文学联合会1976天文 常数系统中，天文单位距离的光行时 τ A由导出 常数改为基础 常数，精度也有了提高，由此确定相对标准历元J2000年的值为20″.495 52，它从1984年开始采用。


太阳视差

太阳视差（ solar parallax ），天文常数之一。为导出常数。全称为太阳赤道地平视差。以π⊙表示，可定义为：

π⊙＝arc sin( αe/ A)

式中 αe为地球赤道半径， A为地月系质心到 太阳的平均距离，即 天文单位。可通过观测 太阳系内的 行星测定 太阳 视差 π⊙。当行星（或小行星）最接近地球时，先测定行星的周日赤道地平 视差，从而确定行星对地球的距离，然后再根据 天体力学的理论所求得的行星对地球的距离与日地平均距离之比，推求出 太阳 视差值。现代最精确的测定方法是通过雷达天文技术，首先测定一个天文单位距离的光行时 τA，在光速（作为基础常数）已知的情况下，求出天文单位AU之值，再从AU导出 π⊙。IAU1976天文常数系统中所采用的 太阳 视差值为 π⊙＝8˝.794 148。


天文单位

天文单位（英语：astronomical unit），天文常数之一。为导出常数。天文学中测量距离，特别是太阳系内天体之间距离的基本单位，以AU（或A）表示。天文单位是指在没有大行星摄动作用下，从地月系质心到太阳的平均距离。天文单位也可如下定义：当公转周期为2π/k日时，一个假想的、质量为零的无摄动行星绕太阳运动的椭圆轨道半长径等于一个天文单位，其中高斯引力常数k＝0.01720209895。天文单位可根据光速c和天文单位距离的光行时τA来导出。IAU1976天文常数系统中使用的天文单位数值为1AU＝149,597,870千米=149,597,870,700米。


天文单位距离的光行时

天文单位距离的光行时（ light-time for astronomical unit distance ），天文常数之一，即电磁波通过一个天文单位的长度所经历的时间，以τA表示。它与天文单位A、光速c的关系为:cτA=A。二十世纪六十年代以前，无法直接测定τA，需要通过天文学方法确定A和通过物理学方法确定c以后，再推导出τA。1961年，美国成功地对金星进行了雷达定位观测。此后，美国、苏联、英国又相继对金星、火星和水星进行了雷达测距。根据天体力学理论，可以精确地推算出行星对地球的距离与日地平均距离之比，所以用行星雷达测距可以直接得到一个天文单位距离的光行时τA。
1964年国际天文学联合会天文常数系统采用τA＝499.012秒，把它作为导出常数。它是根据1961～1963年用金星雷达测距的结果得到的。此数值从1968年开始采用，将用到1983年为止。1976年国际天文学联合会天文常数系统把τA作为一个基础常数，数值为499.004782秒。它是根据美国麻省理工学院和美国喷气推进实验室在1970～1974年间进行的四次行星雷达测距的结果，经过综合分析得到的。此数值将从1984年起统一采用。


岁差常数

岁差常数（ precession constant ），天文常数之一，是在一回归世纪内沿黄道的岁差值，包括黄经日月岁差和沿黄道的行星岁差两部分，又称黄经总岁差，用p表示(见岁差和章动)。黄经日月岁差，即沿黄道的日月岁差，用p1表示，它可根据大量恒星的观测资料来确定。行星岁差用λ表示，它可由天体力学理论计算出来。p、p1和λ之间的关系是：

p=p1－λcosε

式中ε是黄赤交角。
德国天文学家贝塞耳第一次精确地定出岁差常数。他根据3，000多颗恒星的观测资料来确定p1值，研究结果发表于1818年。对历元1755.0，他得出p1=5，034.″05，p=5，017.″61。十九世纪末美国天文学家纽康确定了黄经总岁差p，并在1896年巴黎的国际基本恒星会议上被确认为通用的天文常数之一。对历元1900.0，纽康得到p=5，025.″64，此值沿用了80年。1976年在国际天文学联合会第十六届大会上，通过了对于标准历元2000年的新值:p=5，029.″0966。如果按纽康的旧值，归算到历元2000年，应得5，027.″86，这比新值要小1.″24。这是因为在岁差常数中已加上了银河系自转的改正值，而且在计算行星岁差时采用了新的行星质量数据。
三十年代提出了编制暗星星表的计划。暗星星表中的星位将与遥远的河外星系发生联系，从而可以定出恒星相对于河外星系的绝对自行。这样就有可能更准确地定出岁差常数。1976年国际天文学联合会的岁差常数将从1984年开始正式使用。现有星表中列出的恒星自行包含岁差常数误差的影响，所以在采用新的岁差常数以后，必须更改星表中所有恒星的自行值。


章动常数

章动常数（ nutation constant ），天文常数之一。真天极绕平天极在18.6年内描绘出一个小椭圆，称为章动椭圆（见岁差和章动）。章动椭圆的中心在平天极，椭圆的长轴指向黄极方向，短轴指向春分点方向。章动椭圆的半长径称为章动常数，用N表示。章动常数可根据恒星位置或纬度的观测资料来确定。
十九世纪末，纽康总结了以前的观测资料，由27个测定值求加权平均得：

该值在1896年巴黎的国际基本恒星会议上被采纳，一直沿用至今。1976年在 国际天文学联合会第十六届大会上，通过了对于标准历元2000年的新值 N= 9 . ″2109。
目前，编制天文年历所依据的章动理论是伍拉德在1953年建立的，它是以刚体地球模型为基础的。二十世纪以来，根据观测资料得出的章动常数，都与采用值有一定差异，因为地球并不是一个刚体。1977年国际天文学联合会关于章动和地球自转的第78次讨论会，决定为修改章动常数成立一个专家工作组。这个工作组建议采用非刚体地球模型──莫洛坚斯基第Ⅱ模型代替刚体地球模型来计算章动。新建议的章动常数不再采用观测值，而是依据月地质量比、日月岁差和章动常数之间在理论上已知的关系，先求出刚体地球的章动常数，然后换算成非刚体地球的数值。对于标准历元2000年，N=9.″2044。1979年国际天文学联合会第十七届大会正式通过了这一建议，并决定于1984年正式采用。


黄赤交角

黄赤交角，地球绕着太阳作近似圆周的运行。赤道面是一个经过地球赤道的平面，而地球绕太阳运行的平面称为黄道面。黄道面与地球赤道面之间的夹角称为黄赤交角。
　　黄赤交角并非永恒不变。实际上，由于日月岁差、行星岁差和章动等影响，黄赤交角一直在变化，最近每百年大约变小47角秒。

目录

1 含义
2 黄赤交角发生变化的影响

2.1 黄赤交角变大
2.2 黄赤交角变小
2.3 黄赤交角为0°
2.4 黄赤交角为45°
2.5 黄赤交角为90°

3 参考条目

含义
　　黄赤交角是地球公转轨道面（黄道面）与赤道面（天赤道面）的交角，也称为太阳赤纬角或黄赤大距。地球绕太阳公转的黄赤交角为约为23°26'。黄赤交角并不是一直不变的，它一直有着微小的变化，但由于变化太小了，所以人们一般对其忽略不计。
　　黄赤交角的存在,具有重要的天文和地理意义。黄赤交角是地轴进动的成因之一。它还是视太阳日长度周年变化的主要原因。黄赤交角是地球上四季变化和五带区分的根本原因。
　　黄赤交角的存在,使太阳直射点到达的最北界线是23°26′N,即北回归线；最南界线到23°26′S，即南回归线。也就是太阳直射点在23°26′S～23°26′N作周年往返移动。因此地表获得热量随时间和空间发生变化。这样的变化用昼夜长短和正午太阳高度的时间和空间变化来体现，在此基础上形成了四季和五带。四季和五带影响地球上气候、区域特征的形成以及季节的变化,从而对自然地理要素,如地貌、生物、土壤、水文等都产生影响。

黄赤交角发生变化的影响
　　黄赤交角的变化一方面是变大后的影响，还有一种是变小后的影响。黄赤交角变化后的影响，可以从以下几个方面进行考虑:太阳直射点范围的变化、极昼和极夜现象范围的变化、五带的范围变化、正午太阳高度角的年变化、昼夜长短的年变化、季节的变化、气压带和风带的变化。

黄赤交角变大
　　若黄赤交角变大，地轴与黄道平面(公转轨道面)的交角变小，太阳直射点北界北推或南界南推，回归线北进或南进。
　　太阳直射范围的变化:黄赤交角的度数是南北回归线的度数,南北回归线间是地球上太阳直射的范围。假如黄赤交角变大,太阳直射的范围也将扩大。
　　正午太阳高度角的年变化:由于正午太阳高度角的大小取决于距直射点的纬度差的大小,即假设为角a。角a越小,正午太阳高度角越大。由于黄赤交角变大,太阳直射点的移动幅度变大,各地正午太阳高度角的年变化幅度增大。
　　极昼和极夜现象范围的变化:地球上极圈内有极昼和极夜现象。极圈的度数是回归线度数的余角。因此,黄赤交角扩大,极圈的度数减小,极圈到极点的范围扩大,有极夜和极昼现象的范围也扩大。
　　五带的范围变化:热带是指地球上有太阳直射的地方,寒带是指地球上有极夜和极昼现象的地方,温带是指没有太阳直射及极夜和极昼现象的地方。即:回归线和极圈是五带的划分界线。因此黄赤交角扩大,热带和寒带的范围扩大,温带的范围缩小。
　　昼夜长短的年变化:由于太阳光线与晨昏圈垂直,太阳直射点的纬度越高,晨昏圈与地轴的夹角越大,昼夜长短的差值越大。黄赤交角变大后,冬至和夏至时的太阳直射点的纬度变大,各地昼夜长短的年变化幅度增大,冬至日,北半球各地昼更短、夜更长,昼夜长短的差值也更大。因此,各地昼夜长短的年变化幅度增大。
　　季节的变化:由于地球上各地的季节变化主要取决于正午太阳高度和昼夜长短的年际变化。黄赤交角变化,引起正午太阳高度和昼夜长短的年际变化。因此,当黄赤交角变大,地球上各地的季节变化会更明显。
　　气压带和风带的变化:如果黄赤交角变大,太阳直射点北界北推或南界南推,赤道低气压带北移或南移幅度变大,副高及其他气压带风带同样。

黄赤交角变小
　　太阳直射范围的变化:黄赤交角变小,太阳直射的范围将变小。
　　正午太阳高度角的年变化:黄赤交角变小,太阳直射点的移动幅度变小,各地正午太阳高度角的年变化幅度减小。
　　极昼和极夜现象范围的变化:如果黄赤交角减小,极圈的度数增大,极圈到极点的范围减小,有极夜和极昼现象的范围也随之减小。
　　五带的范围变化:黄赤交角减小,热带和寒带的范围也将减小,温带的范围扩大。
　　昼夜长短的年变化:黄赤交角变小,冬至和夏至时的太阳直射点的纬度变小,各地昼夜长短的年变化幅度也随之变小。
　　季节的变化:黄赤交角变化,引起正午太阳高度和昼夜长短的年际变化。因此,当黄赤交角变小,地球上各地的季节变化会不明显。
　　气压带和风带的变化:如果黄交角变小,太阳直射点北界南推或南界北推,赤道低气压带北移或南移幅度变小,副高及其他气压带风带同样。

黄赤交角为0°
　　当黄赤交角为0°时，全年大阳直射赤道,全球各地全年的正午太阳高度角无变化,所以各地无季节冷热变化,全球全年昼夜平分,也无昼夜长短变化,气压带和风带的位置无变化。

黄赤交角为45°
　　如果黄赤交角为45°时,一年中太阳直射点在45°N45°S之间往返移动。45°纬线为回归线。45°N和45°S之间则为热带;当太阳直射点在最北位置45°N,45°S纬线的正午太阳高度为0°;当太阳直射点在最南位置45°S时,45°N纬线的正午太阳高度为0°。45°纬线为发生极昼极夜现象的最低纬度线,即为极圈。所以极昼极夜现象出现在北纬和南纬45°-90°之间的区域,这也是寒带区域。在此情况下,45°纬线既是回归线,也是极圈,这样,只有寒带和热带没有温带。

黄赤交角为90°
　　如果黄赤交角为90°,即地球的赤道面垂直于黄道面。这时地球的地轴指向将有以下几种情况:
　　①假如北极(南极)始终指向某一恒星(太阳除外),则直射点可从北极到南极。
　　②如果是地球极轴与黄道切线始终平衡(赤黄垂直情况之一),则直射赤道。
　　③假设极轴始终指向太阳(赤黄垂直情况之二),则太阳只直射地球的一个极点。
　　假如北极(南极)始终指向某一恒星(太阳除外),这时太阳直射点可从北极到南极,这时地球上五带将消失,全球任何地方都有机会出现极昼夜,可以理解为两个极圈扩大到赤道了,然而太阳又能直射任何纬度,可以理解为热带也扩大到两极,所以五带完全可以说消失了。昼夜交替幅度扩大,因为任何地方都有极昼夜(除赤道特殊,太阳直射两极的时候不知道算极昼还是极夜,可以说整天都是日出或者黄昏)。季节变化更明显,长时间的极昼夜影响了背光面和受光面温度差异非常大,估计大部分生物都会灭亡。
　　环流这个不好说,五带消失了,原来的环流带肯定也消失,至于会成什么样的形态环流,有待想象。

参考条目
　　北回归线
　　南回归线


射电天体测量学

射电天体测量学（ radio astrometry ），用射电天文的方法来解决天体测量问题的学科。主要采用的测量方法为甚长基线干涉测量(VLBI)，观测量为天体的射电辐射到两个观测台站之间的时间延迟和延迟率。利用延迟和延迟率观测值可解算得射电源赤经和赤纬，以及观测站之间的基线矢量。VLBI测量射电源位置的精度，在大角距时好于1毫角秒，在小角距时（几度）已达到10～100微角秒；基线矢量的测量精度达到10−9量级，即1 000千米时达到数毫米。射电天体测量的特点：①为精确测量河外致密射电源射电位置的唯一手段。②观测量为时间延迟和延迟率，与铅垂线无关，所以是一种纯几何方法。③由于观测在射电波段，所以在白天和阴雨天均可观测；鉴于射电天体测量的高测量精度及其上述特点，所以在现代天体测量中占有重要地位。射电天体测量的主要应用：①河外致密射电源的精确定位，建立好于毫角秒精度的准惯性参考系。②精确测量地球定向参数，如极移、地球自转速率变化，以及岁差和章动常数改正。③测量现代地壳运动。④用较差VLBI方法，测量射电星、脉冲星等相对于河外致密射电源的位置，精度可达数十微角秒。⑤测量脉泽源子源的自行，根据统计视差原理，直接测量宇宙距离尺度。⑥空间探测器的精确定位和定轨。


空间天体测量学

空间天体测量学（ space astrometry ），利用现代空间技术将望远镜发送到地球外层空间进行天体测量的一门学科，是在人造卫星诞生后才兴起的天体测量学的新分支。长期以来，天体测量工作都是在地面上进行的。地面观测受到各种外界因素的干扰，主要是大气和重力的影响。和地面观测相比，空间天体测量有下列优点：①由于没有大气折射，可消除折射带来的观测误差；②由于不存在大气对某些波段的选择吸收，能用可见光和其他所有波段进行天体测量；③由于没有大气漫射，天空总是黑的，在仪器工作期间可连续进行观测；④由于没有大气闪烁，得到的星像质量较好，角距离很小的双星和暗星也可观测到(见天文宁静度)；⑤由于没有重力，望远镜镜筒不会弯曲。
空间天体测量可以通过载有望远镜的卫星进行巡天观测，借以获得有关卫星运动和恒星间相互位置的参数，其精度大大高于地面观测。这种观测不是相对于赤道和春分点进行的，所以只能得到天体之间的相对位置，还必须通过射电观测等方式，才能得到绝对位置。
利用空间天体测量的优点，可进行多方面的研究工作。例如，改进基本星表FK4的系统（见星表），并把它同将来由射电天体测量建立的惯性参考系联系起来，测定天体的视差和自行，进而精确地确定银河系的距离尺度，并确定光度大的恒星和某些特殊恒星的绝对星等；测定星等11～12等的恒星和星系核的角直径；对彼此距离很近、地面观测无法分开的分光双星进行观测，确定天体的质量，从而改进大质量恒星的质光关系。


实测天体物理学

实测天体物理学（ observational astrophysics ），利用实验物理学的技术和方法来观测和研究天体的物理本质的学科。

目录

1 诞生
2 理论和技术的配合
3 全波天文学概述
4 新技术的应用

诞生
十九世纪中叶，分光学、光度学和照相术广泛应用于天体的观测研究，产生了实测天体物理学。①分光学：1666年，牛顿用三棱镜得到太阳光谱，发现太阳光是复合光。1802年，沃拉斯顿在棱镜前加上一个狭缝后，发现太阳光谱中的吸收线。1814年，夫琅和费制成了分光镜。1859年，基尔霍夫说明了吸收线产生的原因。他们的工作为天体分光学打下了基础。②光度学：喜帕恰斯和托勒密先后在编制星表时，把肉眼能看到的星按亮度分为6等。但星等的准确定义，一直到十九世纪中叶才定下来。1856年，普森建议把相邻两个星等的亮度比值定为勄，即2.512，他的建议被普遍采纳。以后光劈光度计制造成功，使天体光度测量的结果更加准确。照相术应用于天体的观测以后，照相测光几乎代替了目视测光。光电技术应用于天体光度测量则是二十世纪的事。③照相术：1727年，舒尔策发现银盐见光变黑现象；到1839年，达盖尔才利用这个性质发明了照相术。1845年，费佐等人拍摄到第一张太阳照片，发现上面有几个黑子。1851年，布施在日全食时，拍摄到日冕的照片。1859年，W.C.邦德首先利用照相方法进行恒星的光度测量。以后，照相术广泛应用于天体的观测，并包括恒星光谱分类工作。直到今天，照相术仍然是天文学研究中的一种重要手段。

理论和技术的配合
从二十世纪开始，物理学的迅速发展，尤其是原子物理学、原子核物理学、量子力学和相对论的建立和发展，为天体物理学提供了分析观测资料的重要理论基础。理论物理学应用于天体研究，形成了一个新的分支学科──理论天体物理学。它与实测天体物理学相互配合，推动了天体物理学的发展。从此新天象和新理论不断出现：对太阳进行光谱观测，证认太阳大气里含有几十种元素；观测太阳表面的特征结构，并发现黑子磁场；五大行星表面温度的实测结果与理论推算相符合；通过实测初步证认了几个行星大气的组成并发现彗星的彗头光谱和彗尾光谱的差异和它们的化学组成。通过恒星的测光和分光研究，确定了大量恒星的各种物理量──光度、质量、大小、表面温度、表面压力、自转速度等，确定了河外星云都是庞大的恒星系统。此外，还从理论上研究了恒星的内部结构、能量来源以及天体上的不稳定过程的本质。
天体物理学的发展，要求不断扩大天文望远镜的口径，配备更精密的附属设备，改进观测技术。本世纪初，已经有了几座口径1.5米以上的反射望远镜，1918年，美国威尔逊山天文台建成口径2.54米的反射望远镜。1948年，帕洛马山天文台建成口径5.08米的反射望远镜。各种新技术（自动化技术、光电像转换技术、电子计算机技术）的应用，不断给实测天体物理学增加新的武器。

全波天文学概述
天体的电磁辐射包括射电波(1毫米～30米)、红外线(7000埃～1毫米)、可见光（4000～7000埃）、紫外线（100～4000埃）、X射线（0.01～100埃）和γ射线(＜0.01埃)。①射电天文：紫外线、红外线容易被地球大气分子吸收，而波长1毫米～30米的无线电波，则不易被吸收。1931～1932年，央斯基在研究长途电讯干扰时，发现了来自银心方向的宇宙无线电波即宇宙射电。二十世纪四十年代，英国一部军用雷达接收到一种异常干扰，又发现了太阳发出的强烈的无线电辐射，即太阳射电。以后，人们愈来愈广泛地使用无线电方法研究天体和宇宙的射电辐射，射电天文学便诞生了。六十年代的四大天文发现──类星体、脉冲星、星际分子、微波背景辐射，都是通过射电天文手段取得的。②空间天文：1946年，美国开始利用V-2型火箭在离地面30～100公里不同高度处拍摄紫外光谱，获得不少太阳光谱新知识。1949年，伯奈特利用V-2型火箭在90公里高度处用涂铍底片发现了太阳的X射线。1953年，利用光子计数器代替底片作为太阳辐射的探测器。观测表明，由色球发出的紫外线和由日冕发出的 X射线强度变化很大。只有持续观测，才能取得太阳爆发过程的系统资料，仅靠火箭观测显然是不够的。1957年，苏联发射人造地球卫星以后，美国、西欧、日本也相继发射了天文卫星和空间飞行器（如轨道天文台、轨道太阳观测台、高能天文台等等），在其中安装了各种类型的探测器（利用高能物理、核物理、原子物理的探测技术），探测天体的各种辐射，促使紫外天文学、X射线天文学、γ射线天文学迅速发展。十九世纪四十年代出现的红外天文学，在二十世纪六十年代获得了新的生命力。从此进入了全波天文学时代。

新技术的应用
随着工业技术的飞速发展，几乎所有的各种新技术都被应用于天文观测。①天文望远镜：电磁辐射的收集和定位是由望远镜来实现的。例如，1962年美国国立天文台在基特峰安装了定日镜口径为2.08米的太阳望远镜，配备有多通道太阳磁像仪和真空摄谱仪。1963年，美国阿雷西博天文台在波多黎各装备了最大的单天线的固定球面射电望远镜，球面口径305米。1970年前后，有十来个射电天文台采用干涉技术，如美国探空跟踪站的两个分站:戈德斯通站和拉贡站(澳大利亚)。1967年用距离10，589公里的甚长基线干涉仪观测射电源，工作波长13厘米，分辨率达0.″0008。②行星际探测：美国发射的“阿波罗号”宇宙飞船于1969年7月起，多次登月，宇航员收集和转递了大量月球资料，并在月面上安置各种测量仪器。美国、苏联等国发射一系列空间飞行器，探测月球、行星和行星际空间。天文学在传统上是靠“观测”获得资料，由于空间科学的发展，已开始用“实验”方法来研究天体。除了火箭技术外，还应用遥感技术、通讯技术、遥控技术和自动化技术。③地面观测：地面观测仍有非常重要的作用。大型光学望远镜和射电望远镜继续在工作。望远镜的终端设备日益精良（如光电像增强器、二极管阵等等），分析测量仪器不断改善（如快速自动显微光度计PDS），大大提高了工作效率。1975年，苏联在高加索安装了口径6米的地平式反射望远镜，用电子计算机控制来跟踪天体。地面的光学观测和射电观测仍然是天体物理数据资料的重要来源。


天体测量仪器

天体测量仪器（ astrometric instruments ），测量天体位置的仪器。
经典的天体测量仪器有：子午环、天顶仪和天体照相仪等，观测结果用于光学星表的编制。中星仪、光电等高仪、照相天顶筒在测定时间和纬度的同时，也给出所采用参考星表中恒星位置的相对测定结果。20世纪80年代后广泛应用的各种新技术，如甚长基线干涉测量仪、光干涉仪等采用了干涉方法。
天体测量仪器的工作方法是角度测量(仅甚长基线干涉测量采用测距方法)，采用干涉法后使测角的精度大大提高，未来的微角秒空间天体测量仪器都将采用此方法。以观测地点来区分有地面和空间天体测量仪器；以观测方法分则有大视场、小视场和全天天体测量。此外，还有绝对和相对观测之分。依巴谷天体测量卫星和哈勃空间望远镜的发射开拓了空间天体测量的新纪元，测定位置的精度比地面观测高一个数量级以上，空间天体测量仍然是21世纪初天体测量发展的优先领域。各国宇航局、空间研究中心和天文台正在实施各种空间甚长基线干涉和空间天体测量计划。空间和地面天体测量仪器各有特色，利用它们开展的研究工作也是相辅相成、相互补充的。
天体测量仪器的发展也包括了仪器终端检测器的更新，从目视、照相到电荷耦合器件(CCD)等，使观测的星等更暗，波段范围更宽，响应更灵敏。许多新的技术如光子计数、数字滤波和计算机等的应用，观测仪器也日趋全自动化，可更方便地取得丰富的观测资料。


子午环

子午环
子午环（ meridian circle ），用来精密测定天体过子午圈的时刻和天顶距，借以求得天体赤径和赤纬的一种光学仪器。子午环曾被誉为最精密的天文仪器。二百年来，它一直是编制基本星表的主要仪器。它的主要部分是一架口径15～20厘米、焦距约2米的折射望远镜，其有效视场约为0°3。镜筒的中部是一个坚固而中空的立方体，侧面有水平轴，沿东西方向放置，使镜筒能在子午面内转动。水平轴的两外端为精密轴颈，置于V形轴承架上。在水平轴上套有直径较大的精密垂直度盘，用4～6台对称排列的读数显微镜读取望远镜的天顶距。读数也可由照相机记录。在新型子午环上已开始使用光学度盘或分辨率达0.″05的感应式传感器来代替金属度盘。望远镜和水平轴的绝大部分重量由专门的平衡机构承托，以减轻压在V形轴承上的重量。仪器的基墩须有深固的防震地基。在望远镜的焦平面上装有精密的测微器。测微器有垂直移动和水平移动的动丝。观测者转动测微轮带动水平动丝来对准星像，测出它偏离测微器中心水平丝的角距。将这个自动记录下来的角距加到垂直度盘的读数上，并作大气折射改正后，就得到这颗星中天时的天顶距。此外，控制驱动垂直丝的小电动机的速率，对准并跟踪水平移动的星像，配以恒星钟的秒脉冲，自动记录垂直动丝的位置，来推算出恒星经过子午圈的时刻，即这颗星的赤经。一颗星的观测时间一般不超过两分钟。
有的子午环已采用光电记录法，不再由人眼瞄准星像，而且观测数据也直接输入电子计算机。观测和归算正在逐渐转向全部自动化。子午环配有水银地平、准直管和方位标等附属装置，用它们分别定出天底点的位置、视准线的准直差以及水平轴的方位差。实际上，子午环观测还需校正多种误差。子午环一般可观测亮于9等的恒星。观测一颗星一次中天的均方误差为：赤经±0.″20～±0.″30，赤纬±0.″30～±0.″45。
子午环与中星仪的主要差别在于前者有测天顶距的精密度盘和不采用频繁的转轴观测法。为了定出绝对测定所需的赤经零点──春分点（见分至点），子午环还应观测太阳、行星和某些亮的小行星。


棱镜等高仪

棱镜等高仪原理图.
棱镜等高仪（ prismatic astrolabe ），可以同时测定经度（或世界时）和纬度的仪器。记录一组（三颗以上）位置已知的恒星在不同方位相继通过一个固定天顶距──等高圈──的时刻，即可算出仪器所在点的经度和纬度。
棱镜等高仪的原理和结构如图所示。一部分星光直接射入60°棱镜的一面，另一部分星光通过水银面反射后进入等边棱镜的另一面。恒星的地平纬度h由于周日运动而逐渐改变，当它恰好等于60°时，自棱镜射出的两束光a、b才互相平行，因而观测者通过目镜可以看到物镜焦平面上的两个星像在此瞬间重合。观测者按电键记录相应时刻，就可完成一颗星的观测。棱镜等高仪的优点是棱镜的棱角比较稳定，而且不需要精密的轴系、度盘和水准器。缺点是：①调焦会引入等高圈记录时刻的误差；②目视单次记录的偶然误差和人差都比较大。简单的小型棱镜等高仪主要用于野外天文观测。
20世纪50年代初，法国天文学家丹戎制造的口径10厘米、焦距100厘米的超人差棱镜等高仪，已克服上述缺点。在望远镜的焦平面附近增置由电动机驱动可以前后移动的双折射沃拉斯顿测微器。观测者用手轮调节测微器的位置。使视场内的两个星像在几十秒钟的观测时间内始终重合。测微器移动时自动给出一组记时信号，由此可以推算出恒星过等高圈的时刻。丹戎等高仪应用比较普遍，单星观测的天顶距均方误差约为±0.″17。丹戎等高仪的缺点是：只能观测亮于6等的恒星；棱镜的棱角随夜间温度的改变而略微改变；尚有不大的人差。


光电等高仪

光电等高仪
光电等高仪（ photoelectric astrolabe ），用光电方法自动记录恒星经过60°等高圈的时刻，从而归算出经度（世界时）和纬度的一种新型仪器。它与棱镜等高仪的主要区别是用光电自动记录代替目视观测，在光学、机械结构上也有所不同。光电等高仪的焦平面上有一个玻璃记录栅，它上面有相互交替的透明线条和镀银线条。当星像经过这些线条时，照射到光电倍增管上的光强便不断变化。将光电信号放大并作适当处理后，可以用计时仪记下星像经过各线条边缘(记录线)的时刻，同时自动算出直接星像和水银星像重合，即恒星过等高圈的时刻。焦平面上有十对记录线，图示其中的一对Ⅰ和Ⅱ。直接星像 A经过Ⅰ和Ⅱ的记录时刻为t1和t2，水银像B经过Ⅱ和Ⅰ的记录时刻为t3和t4。恒星过等高圈时刻T可用下式表示：

中国于1972年研制成Ⅰ型光电等高仪，并投入常规观测。1974年又研制成Ⅱ型光电等高仪(见彩图)。Ⅱ型仪器采用 R－C望远镜，其口径为20厘米，等值焦距2.4米。仪器的测角基准不再是传统的60°等边棱镜，而是由两块镀有铝膜的熔石英组成的角镜。左边的角镜反射水银面星像，右边的角镜反射直接星像。

 上海天文台的中国制造Ⅱ型光电等高仪
Ⅱ型光电等高仪也是首次采用真空室的天体测量仪器。镜筒在真空室内的主要优点是：①可以自动消除大气折射和由于大气色散引起的天顶距测量中的光谱型差(光线入射窗需水平放置)；②消除了由于仪器内部气温不均匀而引起的反常折射。仪器的方位轴能够在电动机驱动下自动跟踪恒星的水平运动，使星光能沿垂直的狭缝进入记录栅，这样可以减少进入记录栅的夜天光。仪器装在观测室里，观测者在它的楼下通过潜望式寻星镜找星，这样可以避免人和电器热源影响星光和仪器。Ⅱ型光电等高仪可观测到7等星，单星观测的天顶距均方误差约为±0.″13，观测天顶距的稳定性也较高。


照相天顶筒

照相天顶筒（ photographic zenith tube ），测量世界时和纬度的仪器。1911年，罗斯设计的照相天顶筒首先在美国用于测纬。后经威利斯改进，1934年起开始用照相天顶筒测时。由于所得观测结果精度较高，五十年代后不少国家都采用照相天顶筒。

照相天顶筒的主体是一架对准天顶的照相望远镜，其口径一般为20～25厘米，焦距为口径的15倍左右。美国安装的一架最新照相望远镜口径为65厘米，焦距为13米。照相天顶筒一般可观测亮于9星等的恒星，其单星的测时和测纬均方误差在0.″1～0.″3范围内。星光经过物镜向下射到自然水平的水银面向上反射。物镜的第二主点位于物镜下方1～2厘米处，并在该处放置照相底片（全视场一般不到1°）。这样可以避免由物镜倾斜引入的误差。水银盘在电动机驱动下能用来升降调焦，其精确位置由专门的调焦杆决定。

北京天文台天津纬度站的中国制造照相天顶筒

假定一颗亮星在天顶附近上中天，将照相底片瞬时曝光四次，在中天前后各两次，记下曝光时刻t1、t2、t3和t4。每次曝光后，物镜连同底片由电动机驱动精确地旋转180°，然后再曝光。这样就能得到图中的星像。测出底片上1、4两点在南北方向的距离2y，就可以推算出纬度。测量1、4两点在东西方向之差x1－x4，就可以推算出该星过子午圈的时刻。若x1=x4，即曝光正好是对称于子午圈进行的，该星过子午圈时刻就等于t1和t4的中值。同样，从星点3和2也可以算出纬度和时刻。
用上述瞬时曝光法不能拍到暗星，实用的曝光时间约20秒钟。为了不使星像在底片上拖长，底片就得精确地跟踪恒星。当底片每移动到某一固定的位置（例如动程的中点）时，用接触法或光电显微镜法记时。这样的拍摄效果，与底片不动并作瞬时曝光记时的效果相同。
照相天顶筒一夜约观测10～30颗恒星，对每颗星观测约2分钟。在此期间需完成四次跟踪拍摄和记时，各次拍摄之间并需精确旋转180°。仪器通常设有程序控制电路，能自动操作观测。为了减少镜筒内外气温不均匀所引起的反常折射，观测者和控制设备等热源应远离仪器，有些照相天顶筒还对镜筒进行抽风。中国于1976年研制成功一台照相天顶筒，它是在真空罩内工作的，以消除镜筒内的反常折射，进一步提高观测精度。


天顶仪

天顶仪（ zenith telescope ），精密测定纬度和纬度变化的仪器。一般安装在固定台站。它是国际纬度站的主要观测仪器。1669年，英国胡克首创天顶仪，并用它测量天龙座γ星的周年视差。现今的天顶仪是考克孙在1900年左右设计的。这种天顶仪有一架能绕水平轴而在子午面内旋转的望远镜，其口径主要有110、135和180毫米三种。在望远镜的焦面上有目镜测微器，视场约18′，也有超过1°的。望远镜指向某一天顶距后可以与水平轴锁紧，然后一起绕垂直轴旋转180°。这样，望远镜就指向天顶另一侧的同一天顶距处。利用镜筒上的精密水准器可以检测和改正在转轴前后镜筒在天顶距方向的微小变化。天顶仪用目镜测微器观测一颗在天顶以南（或北）过子午圈的恒星，然后转轴180°，几分钟后再观测天顶以北（或南）过子午圈的另一颗恒星。由于这两颗恒星有相近的天顶距，能在同一视场中用目镜测微器测量。这样测得的两星的天顶距差等于两星的赤纬之和减去纬度的二倍。由于两星的赤纬是已知的，就可以解算出纬度。
天顶仪的优点是不需要测量难以测准的恒星天顶距(约在0°～30°的范围内)，因而避免了天顶距度盘的误差。此外，天顶距之差的大气折射改正也较易定准。用天顶仪观测一对星所得的纬度均方误差约为±0.″1～±0.″3。为了提高观测的精度，天顶仪在一夜间往往要观测许多对星。
除目视天顶仪外，还有照相天顶仪，用以拍摄南北两星的轨迹，求出两星的天顶距之差。浮动天顶仪也是一种照相天顶仪，它是漂浮在水银槽里的望远镜，用水银面保持水平，目的是使转轴前后镜筒的天顶距不变。


中星仪

中星仪（汉语拼音：Zhongxingyi；英语：Transit instrument），观测恒星过上中天（过观测站子午圈）的一种天体测量仪器。又称子午仪。主要用于精确测定恒星过上中天的时刻，以求得恒星钟的钟差，从而确定世界时、恒星赤经和基本天文点的经度。发明于17世纪，后经不断改进。中星仪由望远镜、目视接触测微器、寻星度盘、挂水准器、太尔各特水准器以及望远镜支座等部分构成。望远镜通常是折轴式的，其水平轴指向东西方向，镜筒可在子午面内旋转，星光经过位于水平轴中央的直角棱镜，反射到水平轴的一端用超人差接触测微器或光电接收器进行记录。中星仪水平轴上挂有一个高灵敏度的挂水准器，以改正水平轴的倾斜。在水平轴的两端各有一段精度极高的圆柱形枢轴，可保证水平轴倾斜误差和方位误差稳定不变。中星仪在一颗星的观测中间进行转轴，以抵消望远镜准直差等误差。利用太尔各特水准器，中星仪也可用于测量纬度或恒星赤纬。激光测卫等新技术已承担了测定世界时的任务，但用于检测铅垂线变化，中星仪的作用仍无可替代。


光电中星仪

上海天文台的光电中星仪
光电中星仪（ photoelectric transit instrument ），在中星仪上加一套记录恒星通过子午圈时刻的光电装置和一个导星镜，就成为光电中星仪。它是苏联H.H.巴甫洛夫在1946年发明的，是世界上主要测时仪器之一。单星观测均方误差可达 ±0.012时秒。光电装置由光电箱和放大器两部分组成。光电箱安装在望远镜水平轴的一端。在望远镜的焦平面附近装着一块镜栅，与焦平面成45°倾角。镜栅上交替排列着等宽度的透光和反光条纹。当星像通过透光条纹上时，星光透过镜栅射到一只光电倍增管的阴极上；当星像移到反光条纹上时，星光被反射到另外一只光电倍增管的阴极上。前一只光电倍增管的阳极和后一只光电倍增管的最后一个倍增极并联输出。于是，恒星通过镜栅，星光在两只光电倍增管上产生的光电流合成为绝对值相等、符号相反的正弦形光电流。微弱的光电流经过时延差约100毫秒的直流放大器，被放大成矩形讯号，经平均时刻记时器记录，最后打印出恒星中天的平均时刻。光电记录装置有直流、交流、光电跟踪和光电计数等形式。


测微器

测微器（ micrometer ），安装在望远镜上的一种附件，用来测量微小的角距，以提高观测精度。1638年前后，英国天文学家加斯科因首先将测微器用在天文望远镜上。它的主要部分是一个称为测微盒的金属匣子，借金属筒插入望远镜筒内，和望远镜固连在一起。在测微盒的框架上装有一定数量的水平丝和垂直丝组成的丝网，称定丝。盒内还有一个可移动的框架，框架上装有几条动丝。用精密螺旋推动框架，框架一侧装有弹簧，以消除螺纹的空回。在测微盒外装接目镜。在螺旋外侧连有测微轮，轮上刻有分度线。由分度线对应的位置，可知道螺旋转动的周数和周的小数。测微轮上每一分度值相应于动丝在视场中某一固定位置。在测时工作中使用的测微器，常在测微轮上再加一个玛瑙圆环。环上每隔一定间距，都嵌有金属接触片。当转动测微轮时，这些接触片就会相继和一固定的金属弹片接触，通过电路和记录仪器接通。这种测微器又称接触测微器。它被广泛应用在天体的定位以及双星相对位置和行星直径的测量中。


双速月球照相仪

双速月球照相仪（ dual-rate lunar position camera ），附加在天文望远镜上，用来将月球和恒星同时拍摄在同一照相底片上，进行月球精密定位的一种仪器。它是美国马尔科维兹设计的，又称马尔科维兹照相仪。从二十世纪五十到六十年代，都用它测定历书时或测站的地心坐标。为了同时跟踪拍摄月球像和恒星像，要求仪器能补偿月球相对恒星的运动和减弱月球的强光。为此，在底片前安置了一块稍大于月球像直径的中性滤光片。观测前，根据事先算好的月球运动速度和方向，使滤光片绕置于某特定方向上的轴，以特定的速度旋转，在约20秒钟曝光时间内，月球像相对恒星不动。当滤光片与底片平行时，记录下观测时刻。滤光片外围是一块厚度和折射率与滤光片相同的平板透明玻璃，用来保证月球和恒星成像在同一焦平面上。为适应以0.″1的精度跟踪恒星的要求，采用两部电动机。一部用来驱动底片盒跟踪恒星；另一部用来转动滤光片，以补偿月球相对于恒星的运动。双速月球照相仪的名称即因此而来。由于望远镜跟踪精度的提高，后来又省掉了驱动底片盒的电动机。


坐标量度仪

坐标量度仪（ coordinate measuring instrument ），测量在透射或反射光照射下的平面目标（主要是照相底片上星像）的直角坐标的专用光学仪器。坐标量度仪包括瞄准星像的光学系统、载片架和移动机构、测量目标坐标的玻璃刻尺及其读数测微器。测量时，移动装上底片的载片架，瞄准星像，就可以从测微器上读出目标的位置数据。利用转像棱镜将被瞄准的星像旋转180°，然后测量星像，可以消除瞄准误差。仪器X和Y方向的两根刻尺应严格垂直，刻尺的每根刻线的改正量和刻尺的温度系数都可事先精密测定。仪器本身精度优于1微米。新型的坐标量度仪有自动记录设备，但测量者仍需瞄准目标和刻尺。有的天文台配备了天文底片自动测量系统，能快速自动测量底片上各种目标的坐标，甚至能自动测量目标的大小和各种光度数据。


六分仪

六分仪

拼音：liù fēn yí

注音：ㄌㄧㄡˋ ㄈㄣ ㄧˊ

解释：一种天文仪器。测定天体与地平线夹角的仪器，于航海中可借以测定观测者所在的纬度。

例：

【天文学】

 六分仪
六分仪（ sextant ），用来测量远方两个目标之间夹角的光学仪器。通常用它测量某一时刻太阳或其他天体与海平线或地平线的夹角，以便迅速得知海船或飞机所在位置的经纬度。六分仪的原理是牛顿首先提出的。六分仪具有扇状外形，其组成部分包括一架小望远镜，一个半透明半反射的固定平面镜即地平镜，一个与指标相联的活动反射镜即指标镜。六分仪的刻度弧为圆周的1/6。使用时，观测者手持六分仪，转动指标镜，使在视场里同时出现的天体与海平线重合。根据指标镜的转角可以读出天体的高度角，其误差约为±0ḷ2～±1′。在航空六分仪的视场里，有代替地平线的水准器。这种六分仪一般还有读数平均机构。六分仪的特点是轻便，可以在摆动着的物体如船舶上观测。缺点是阴雨天不能使用。二十世纪四十年代以后，虽然出现了各种无线电定位法，但六分仪仍在广泛应用。


理论天体物理学

理论天体物理学（ theoretical astrophysics ），利用理论物理方法研究天体的物理性质和过程的学科。1859年，G.R.基尔霍夫根据热力学规律解释太阳光谱的夫琅禾费线，断言在太阳上存在着某些和地球上一样的化学元素，这表明可利用理论物理的普遍规律从天文实测结果中分析出天体的内在性质，是为理论天体物理学的开端。理论天体物理学的发展紧密地依赖于理论物理学的进步。20世纪20年代初量子理论的建立，使深入分析恒星的光谱成为可能，并由此建立了恒星大气的系统理论。30年代原子核物理学的发展，使恒星能源的疑问获得满意的解决，促进了恒星内部结构理论迅速发展。并且，依据赫罗图的实测结果，确立了恒星演化的科学理论。1917年A.爱因斯坦用广义相对论分析宇宙的结构，创立了相对论宇宙学。1929年E.P.哈勃发现了河外星系的谱线红移与距离间的关系。以后，利用广义相对论的引力理论来分析有关河外天体的观测资料，探索大尺度上的物质结构和运动，以星系整体退行、宇宙微波背景辐射和元素合成为三大基石形成了现代宇宙学。在理论天体物理这一领域，可看到理论物理与天体物理更广泛更深入的结合和渗透，其中以非热辐射、相对论天体物理学、等离子体天体物理学、高能天体物理学等几个方面最为活跃。

内容
从理论物理学的分支与天体物理学问题的联系，可看出理论天体物理的概貌：①辐射理论。研究类星体、射电源、星系核等天体的辐射，以及X射线源、γ射线源和星际分子发射机制。②原子核理论。研究恒星的结构和演化，元素的起源和核合成，以及宇宙线问题。③引力理论。探讨致密星的结构和稳定性、黑洞问题，以及宇宙学的运动学和动力学。④等离子体理论。分析射电源的结构、超新星遗迹、电离氢区、脉冲星、行星磁层、行星际物质、星际物质和星系际物质等。⑤基本粒子理论。研究超新星爆发、天体中的中微子过程（见中微子天文学）、超密态物质的成分和物态等。⑥凝聚态理论。研究星际尘埃、致密星中的相变及其他固态过程。

方法
理论天体物理的基本方法是把地球上实验室范围中发现的规律应用于研究宇宙天体。这种方法不仅对于说明和解释已知的天体现象是有力的，还可预言某些尚未观测到的天体现象或天体。如在1932年发现中子之后不久，L.D.朗道、J.R.奥本海默等就根据星体平衡和稳定的理论预言可能存在稳定的致密中子星。尽管这种预言中的天体与当时已知的所有天体差别极大（异乎寻常的高密度等），可是在30多年后的1967年发现了脉冲星，预言终于被证实。另一方面，许多物理学概念首先是由研究天体现象得到的，后来又是依靠天体现象加以检验的。如首先是天体物理学家注意到充满宇宙间的电离物质具有一系列特性，这对建立等离子体物理学这门学科起了极大的推动作用。又如热核聚变概念是在研究恒星能源时首次提出的。禁线也是受到天体光谱研究的刺激才得到深入探讨的。由于地面条件的限制，某些物理规律的验证只有通过宇宙天体这个实验室才能进行。有关广义相对论的一系列关键性的观测检验，都是靠研究天体现象来完成的。水星近日点进动问题、光线偏转以及雷达回波的延迟是几个早期的例子。1978年，通过对脉冲星双星PSR1913＋16的周期变短的分析，给引力波理论提供了第一个检验，这是理论物理学与天体现象二者结合的一个新的成功事例。因此，理论天体物理学既是理论物理学用于天体问题的一门应用学科，又是用天体现象探索基本物理规律的基础学科。无论从天文学角度来看，或是从物理学角度来看，理论天体物理学都是富有生命力的。1983年美国核物理学家W.A.福勒因研究宇宙化学元素形成机制取得重大成果和天体物理学家S.钱德拉塞卡因对恒星结构和演化理论作出的重大贡献而获得诺贝尔物理学奖；1993年R.A.赫尔斯和J.H.泰勒因发现射电脉冲双星共同获得诺贝尔物理学奖。他们经过近20年的努力，利用世界上最大的阿雷西沃射电望远镜进行上千次的观测，以无可争辩的观测事实，证实了引力波的存在。


恒星大气理论

恒星大气理论（ theory of stellar atmospheres ），主要通过对恒星光谱的解释来研究恒星大气的结构、物理过程和化学组成的理论。天体物理中的重要组成部分。恒星上能被直接观测到的表面层称为恒星大气。太阳是一颗典型的恒星，而且是离地球最近从而可对其表面不同区域的光谱进行详细观测和分析的唯一恒星。因此常以太阳大气的研究作为恒星大气研究的范畴。对于非常遥远不能作区域分解观测的恒星，只能对可见半球积分辐射的光谱进行观测和研究。包括太阳在内的正常恒星辐射功率基本上集中在可见区和近红外波段。光谱的主要特征是在连续光谱的背景上叠置许多吸收谱线。对连续谱和吸收谱线的观测和理论分析可获得关于恒星大气的知识，不过各有不同的分析方法和适用范围。

连续光谱研究
太阳和恒星的连续光谱是由它们的低层大气——光球层产生的。为了从观测太阳连续谱获得光球的知识，必须先从理论上建立太阳连续谱辐射强度随波长的变化（又称为连续能谱分布），以及从日面中心至日面边缘的光谱变化与光球中各种物理参数随深度变化的关系。光球中能量是以辐射方式传输的。辐射从内部向外部传输过程中不断与光球物质相互作用，也就是经历了不断吸收与再输运，直至由光球表面自由地向外空辐射。研究这种物质对辐射的吸收和再发射过程，就可建立上述关系。为此通常假定：
①太阳和其他恒星为球对称，大气中各种物理参数仅为深度的函数。同时，它们的辐射是稳定的，不随时间变化。
②太阳和恒星光球处于局部热动平衡态。所谓局部热动平衡态就是光球内任一小体积元中可用单一温度来描述辐射场和物态。小体积之中粒子和光子的能态分布由该温度对应的麦克斯韦分布、萨哈方程和玻耳兹曼方程以及普朗克函数确定。但温度本身则是空间位置的函数，在球对称假定下仅是深度的函数。
上述假定下可推导出太阳和恒星大气中辐射通过既能吸收又能发射的物质时辐射强度变化所遵循的方程式，通常称为辐射转移方程，其形式为：

式中 θ为辐射方向对 恒星径向的偏离角， τ λ为波长 λ处的光学厚度，其微分定义为d τ λ＝− κ λ ρd r，其中 ρ为 大气密度，d r为径向上的路程微元， κ λ为波长 λ处单位质量 大气的吸收系数。 I λ( τ λ, θ)就是在波长为 λ、光学厚度为 τ λ和对径向偏角为 θ的方向上的辐射强度。而：

称为 源函数，其中 j λ为单位质量 大气的发射率。可见源函数就是物质发射与吸收的比值。吸收系数 κ λ依赖 恒星 大气的吸收机制，而源函数 S λ既与 大气的吸收机制有关也与 大气的发射机制有关。因此它们都包含着 恒星 大气结构和物理过程的信息。
恒星大气的发射机制主要包括离子与电子复合、电子在离子的库仑力场中减速以及原子或离子因吸收光子或其他粒子碰撞而跃迁到高能级后再向低能级跃迁产生的辐射。恒星大气的吸收可分为真吸收和散射两种形式。真吸收是指原子吸收光子后不再发射出去的吸收，如因光致电离导致原子能级的束缚、自由跃迁和导致电子动能增大的自由–自由跃迁。散射则只涉及光子的方向或波长变化。光子波长不变而只改变光子方向的散射称为相干散射，如原子从某方向吸收光子而跃迁到高能级后重新跃迁到原先的低能级，并向各方向发射同一波长的光子，以及电子对光子的汤姆逊散射，均为相干散射；而涉及改变光子波长的散射，则称为非相干散射，如原子吸收光子跃迁到很高的能级后再逐级向下跃迁的级联散射就是非相干散射。但两种散射都将导致在入射方向上和一定波长处的辐射减弱，因此表现为吸收。
求解辐射传能方程，可得到从太阳或恒星表面向外的辐射强度表示式为：

只有知道源函数：

的具体形式和某些假定之后，才能具体计算出太阳和 恒星表面的辐射强度 I λ( θ)。实际上太阳表面任一点与日轮中心点在太阳球心的张角就是 θ。因此对某一确定的波长 λ I λ( θ)表示在此波长处太阳表面辐射强度从日轮中心向日轮边缘的变化。实测结果和 理论计算均表明，太阳辐射主要功率所在的可见光和近红外波段， I λ( θ)从日轮中心( θ＝0)向日轮边缘( θ＝90°)过渡时， λ I λ( θ)逐渐变小。在日轮中心附近减小不太明显，但到边缘附近 λ I λ( θ)迅速下降。故在可见光和近红外波段拍摄的太阳照片上可看到太阳边缘明显变暗，这一现象称为太阳的 临边昏暗。 理论分析得知，日轮中心附近的辐射主要来自光球低层，那里温度较高，辐射较强，显得较亮；而日轮边缘附近的辐射来自光球上层，该处温度较低，辐射较弱，显得较暗。因此太阳临边昏暗现象是光球温度随高度增大而下降的直接反映。另一方面，对于日轮上任一固定测点（ θ确定）， λ I λ( θ)表示该测点处辐射强度随波长的变化，就是连续光谱的能量分布。而 λ I λ( θ)对 θ的积分就表示整个日轮上所有点辐射总合成的平均能谱分布，相当于不可分辨的遥远 恒星的情况。因此，通过实测得到的太阳表面辐射中连续能谱分布及其临边昏暗规律，与通过某些假定和源函数 S λ的具体形式后求解辐射转移方程得到的 理论 λ I λ( θ)进行比较，可探求太阳 大气中各种物理参数如温度、压力、密度和电离度等随深度的变化，亦即建立太阳或 恒星的 大气模型。

吸收谱线研究
正常恒星的光谱是连续光谱上叠加许多暗黑的谱线，称吸收线。吸收线中的辐射强度并非为零，但比附近连续光谱的辐射弱，显得暗黑。不同吸收线有不同的强度和宽度。吸收线的中心波长对应于各种原子和离子的能级跃迁。恒星光谱中存在离散的吸收谱线的事实表明，恒星大气除了能对辐射作连续波长变化的吸收（称为连续吸收）外，还存在与能级跃迁相对应的特定波长的非连续吸收（称为选择吸收）。虽然吸收线所涉及的辐射能量在恒星大气的能量平衡中作用不大，然而观测和研究吸收线往往可比分析连续谱获得更为详尽的恒星大气知识。首先是研究吸收线可获知恒星大气的化学组成。而且，吸收线中辐射强度随波长的变化（称为谱线轮廓）和整条谱线的总强度（称为谱线等值宽度）中同样包含着恒星大气结构和物理过程的丰富信息。研究太阳表面不同区域光谱和恒星光谱中吸收线的轮廓和等值宽度，可推测吸收线形成区中温度、密度、压力、物质运动速度甚至磁场分布等更为详细的知识。不过与连续谱研究相比，谱线的研究在观测上和理论上遇到的困难更多。观测方面必须得到具有足够高色散和分辨率的光谱资料，因此对观测设备有较高的要求；而在理论上，为了准确地解释观测到的谱线轮廓，在多数场合必须考虑太阳或恒星大气中的不均匀性和动力学特性，有时还会涉及处理非局部热动平衡态问题。
吸收谱线的研究可分为谱线轮廓和生长曲线两种。在谱线轮廓方面，主要是建立适用于谱线波长范围的谱线辐射转移方程。为此除了考虑连续吸收系数外，还需要引入表明谱线存在的选择吸收系数，并确定谱线特有的源函数。确定选择吸收系数时，必须讨论复杂的谱线加宽机制问题。源函数则涉及恒星大气模型的应用。然后在某些基本假定下，求解谱线的辐射转移方程，得到理论的吸收谱线轮廓，再与实际观测到的谱线轮廓相比较，获取关于恒星大气结构和物理过程的知识。
在生长曲线的研究中，则是先从理论上推导出表征吸收线总强度的谱线等值宽度与产生该谱线的低能级原子数目的关系，称为理论生长曲线。另一方面，利用观测到的多重谱线得到一系列观测谱线等值宽度数据，构成观测生长曲线。把观测生长曲线与理论生长曲线进行比较，就可推测出恒星大气的化学组成、原子的激发温度、热运动速度、湍流速度和阻尼常数等。生长曲线方法的优点就是无须利用高色散的光谱观测资料，这一点尤其适用于暗弱恒星光谱的分析。
少数恒星光谱中除了吸收线外，还存在发射谱线，有些恒星甚至以发射线为其光谱的主要特征。发射线一般是由离星体较远处的稀薄气体，即星周气体产生的，而星周气体往往是由星体抛射出去的。发射谱线的强度和轮廓与星周气体的大小、形状、密度和运动方式等密切相关。因此对恒星发射线的观测和研究可获得关于星周气体结构和物理过程的知识。恒星发射线的研究也是恒星大气理论研究中的一个重要课题，其研究方法与吸收谱线的研究有些类似。


恒星大气模型

恒星大气模型（ model of stellar atmosphere ），描述恒星大气内各个物理量（如温度、密度、气体压力、电子压力等）随大气深度的分布规律的理论模型。建立恒星大气模型是恒星大气理论的主要课题之一。为了建立恒星大气模型，先要给定恒星的有效温度Te（见恒星温度）、表面重力加速度g和恒星大气的化学组成，还要假定恒星大气处于辐射平衡、局部热动平衡和流体静力学平衡状态。后者指作用于单位体积上的重力与压力（气体压和辐射压）梯度相平衡，即

式中 Pg和 P r分别为气体压力和辐射压力， h为线深度， ρ为物质密度， x为平均吸收系数，它是电子压力 Pe和温度 T的函数， τ为由 x确定的光学厚度，σ为斯忒藩－玻耳兹曼常数。
流体静力学平衡条件确定了四个变量Te、Pe、Pg和τ之间的第一个关系。利用Pe和Pg的定义式和关于电子密度的公式(可由已知的化学组成和热动平衡关系得到)可以消去电子密度，得到Te、Pe、Pg三者之间的第二个关系。把这两个关系式连同由辐射平衡理论导出的温度分布规律(见辐射转移理论)共三个关系式联立起来，运用数值积分法，就能得到气体压力Pg和电子压力Pe随深度的分布。原有的温度分布是已知的。物质密度ρ的分布，也可由通常的物态方程及Pe和Te的分布以及已知化学组成导出。
大气模型的计算通常采用逐次近似的方法。从温度的第一近似分布出发，采用上述基于流体静力学平衡的方法，计算其他物理量的第一近似分布。再由各物理量的第一近似分布，选用推求温度分布的逐次近似方法，导出温度的第二近似分布。重复上述步骤计算其他物理量的第二近似分布，依此类推。逐次近似的准则是保证最后得到的总辐射流不随深度变化，因为这是辐射平衡所要求的。
目前已计算出大量的各类光谱型的恒星大气模型。对于一些著名的恒星如天琴座α、天鹅座α、大犬座α、小犬座α和鲸鱼座δ等，已建立了各自特有的大气模型。对于太阳，除了有理论的大气模型外，还有经验的大气模型。它的温度分布规律是直接由观测到的太阳临边昏暗规律导出的。此外，还研究了偏离辐射平衡和局部热动平衡的大气模型以及非均匀的、带有湍动、对流和振动的大气模型。


局部热动平衡

局部热动平衡（ local thermodynamic equilibrium ），恒星大气深层温度高，浅层温度低，整个大气显然不处于严格的热动平衡状态。因此，热动平衡规律不适用于恒星大气整体。为了描述恒星大气的热状态，K.史瓦西和米尔恩分别于1906年和1921年各自提出了局部热动平衡假设（缩写为LTE）。根据这一假设，恒星大气内任一局部小区域，都可以引入一个局部温度来表征它的热状态。在这小区域内，电子的速度分布、原子的激发和电离状态、物质和辐射的相互作用等，都可以用与局部温度等物理参数相对应的热动平衡关系──麦克斯韦速度分布律、玻耳兹曼公式、萨哈公式和基尔霍夫定律等来描述。对于偏离热动平衡不大的恒星大气，按照局部热动平衡假设所求得的理论结果与观测结果基本相符。这表示局部热动平衡可以近似地描述恒星大气的物理状态。


萨哈公式

萨哈公式（ Saha formula ），描述在热动平衡状态下原子按电离级分布的一个物理规律。1920年，印度物理学家萨哈首先根据热力学的相平衡理论导出；1933年，美国天体物理学家门泽尔又用统计物理方法得到。萨哈公式的一般形式为：

式中 Nr+1和 N r分别为单位体积内同一元素的 r+1次电离原子和 r次电离原子的数目， T为绝对温度， Pe为电子压力， me为电子质量， h为普朗克常数， k为玻耳兹曼常数， xr为 r次电离原子的电离电势(原子电离所需要的最小能量)， ur +1( T)和 ur( T)分别为 r+1次电离原子和 r次电离原子的配分函数。 萨哈公式表明：原子的电离程度和温度、电子压力有关，温度愈高或电子压力愈低时，原子的电离程度愈高。


非局部热动平衡

非局部热动平衡（ non-local thermodynamic equilibrium ），恒星大气明显地不处于热动平衡状态。各类恒星大气偏离热动平衡的程度各不相同。对偏离热动平衡不大的恒星大气，可以引入局部热动平衡假设来近似地表述它的热状态。但在许多情况下，如太阳色球、日冕、有延伸大气的恒星、行星状星云、星云、星际物质等的物理状态，偏离热动平衡较大，甚至局部热动平衡假设也不能适用。这种物理状态称为非局部热动平衡(NLTE)。
在非局部热动平衡状态下，原子的激发、电离、辐射和物质的相互作用等，都不能简单地用一个局部温度来表述。如果所研究的天体是稳定的，表述它的物理量应不随时间变化或只随时间作缓慢的变化。这种情况下，可以应用稳定性条件。处于各种状态(电离级或激发态)的原子数目应不随时间变化，据此建立起原子的统计平衡（即粗糙平衡）方程。它表示在单位时间内到达某一状态的原子总数与离开这一状态的原子总数相等。由于原子的统计平衡又和辐射场密切相关，所以在处理非局部热动平衡问题时，必须把辐射转移方程（见辐射转移理论）和原子的统计平衡方程组联立起来求解。


辐射平衡

辐射平衡（汉语拼音：Fu she ping heng；英语：radiation balance），地球表面、大气或某一地区辐射能量的收入与支出之间的差值。又称辐射差额或净辐射。
　　地球或某一区域的地面辐射平衡是其辐射收入（即太阳短波辐射减去地面反射部分）与支出（地面散发的长波辐射减去大气向地面的长波辐射）之间的差值。地球-大气系统的辐射平衡是地面为下底，以大气顶为上顶的整个铅直柱内接收到的太阳短波辐射和大气顶界向太空放出的长波辐射之差值。将地球-大气系统的辐射平衡减去地面的辐射平衡，即得大气的辐射平衡。
　　辐射平衡随季节、纬度、地面状况、云量和大气成分而变化。平均而言，高纬度地区为负值，低纬度地区为正值。由于地面与大气的热状况多年来无长期变化趋势，所以对整个地球表面与大气而言辐射平衡应为零值。


流体静力学平衡

流体静力学平衡，流体静力平衡是恒星不会向内坍缩（内爆）或爆炸的原因。在天文物理，在恒星内部给定的任何一层，都是在热压力（向外）和在其外物质的质量产生的压力（向内）平衡的状态，这种平衡称为流体静力平衡。


覆盖效应

覆盖效应（ blanketing effect ），正常恒星光谱由连续光谱和吸收线光谱组成。连续光谱由连续吸收形成，吸收线光谱由线吸收产生。在研究恒星大气的温度分布时，原则上应该同时考虑连续吸收和线吸收两种过程，但这是非常麻烦的。作为第一近似，在研究恒星大气的温度分布或恒星大气模型时，只考虑连续吸收，把线吸收的影响当作是一种附加的改正。这样，吸收线对恒星大气温度分布的作用和影响被称为覆盖效应。它是在1928年由米尔恩起名的。覆盖效应还泛指吸收线对连续光谱的影响。早型恒星的谱线比较稀疏，只有在谱线系限附近覆盖效应才比较明显。太阳型恒星的线辐射流约占连续辐射流的10％，覆盖效应不可忽略。晚型恒星的吸收线密集，覆盖效应更为重要。研究覆盖效应的一种方法是微扰方法：把不考虑线吸收所得到的恒星大气模型作为第一近似，利用这个模型来计算线吸收系数，然后把线吸收也考虑在内得到第二近似，如此进行多次，直至得到满意的恒星大气模型。不少人还采用吸收线分布的各种模型，用统计方法来考虑覆盖效应。


辐射转移理论

辐射转移理论（汉语拼音：Fu she zhuang yi li lun；英语：theory of radiative transfer），研究辐射通过既有吸收又有发射的介质时的变化情况，即辐射转移规律的理论。辐射是天体上的能量传递的最重要方式。辐射同物质有相互作用。物质要吸收和发射辐射。因此，以辐射方式传递能量实际上是在辐射同物质相互作用的过程中实现的。辐射转移理论的首要任务是建立辐射转移方程。这个方程把表征辐射场的物理量（如辐射强度）同表征辐射和物质之间相互作用的物理量（如吸收和发射）联系起来。然后，在一定条件下求解。在讨论恒星大气里的辐射转移时，常用局部热动平衡假设。由于吸收和发射同频率有关，同时，必须知道空间各点的温度分布规律，因此，求解辐射转移方程是很困难的，常用逐次近似法。


辐射强度

辐射强度（ Radiant Intensity ），点辐射源在某方向上单位立体角内传送的辐射通量，记作Ie，即Ie=dΦe/dΩ，式中dΦe是dΩ立体角元内的辐射通量。 辐射强度的SI单位为瓦/球面度。多数辐射源的辐射强度正比于该方向与表面法线之间夹角的余弦，这样的辐射源称为余弦辐射体或朗伯辐射体。
单位时间内物体单位表面积辐射出某特定波长射线的能量，称为单色波长的辐射强度。


辐射流

辐射流，指单位时间内通过单位面积，在单位频率间隔内向外的辐射能与向内的辐射能之差。辐射流的大小通常与面元在空间的位置和方向都有关系。


恒星大气的吸收和散射

恒星大气的吸收和散射（ absorption and scattering of stellar atmosphere ），恒星大气是由无数原子、离子、电子和分子组成的体系。这些粒子既可发出辐射，也可吸收辐射。我们观测到的恒星光谱是整个恒星大气层的发射和吸收累加的结果。恒星大气的吸收有两种：在较宽的、连续的频率范围内使辐射减弱的过程称为连续吸收；只在谱线的频率范围内减弱辐射的过程称为线吸收。在恒星大气的能量平衡中起决定作用的是前者，因而这里只讨论连续吸收。
二十世纪三十年代以前，人们对恒星大气吸收的知识十分贫乏，不得不假定恒星大气物质的吸收本领在所有波长上都是一样的，这就是“灰色大气”假设。“灰色大气”无法解释恒星光谱能量按波长的分布和跳变的特征。
量子力学为研究恒星大气吸收的问题奠定了理论基础。根据恒星的光谱特征和恒星大气的物理性质，已经明确连续吸收主要是由原子的束缚-自由跃迁、自由-自由跃迁、分子的吸收以及电子和原子的散射引起的。

原子的束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁
原子的束缚-自由跃迁，专指由吸收辐射引起的束缚-自由跃迁，即光致电离过程。当原子吸收能量大于原子结合能的光量子时，它就离解为离子和电子，这就是光致电离。设原子处于某一能级i，xi为i能级的原子结合能；设vi=xi/h，h为普朗克常数，原子只有吸收频率v＞vi的光量子才能电离。因此，从该能级发生的光致电离，会在v＞vi的区域产生连续吸收带。这里，vi称为带头频率。由于各能级的结合能不同，带头频率也各异。以最简单的氢原子为例，基态原子（能级主量子数n=1）的光致电离将在赖曼系限外（λ＜912埃）产生连续吸收；第一激发态(n=2)的原子将在巴耳末系限外(λ＜3646埃)产生连续吸收；n=3状态的原子将在帕邢系限外（λ＜8204埃）产生连续吸收等等（见图1）。由于原子可以处在各个不同的能级，相应地产生不同的连续吸收带。我们在考虑任一频率处连续辐射的减弱时，应该把带头频率在其红端的所有吸收带都迭加起来。当然，在迭加中还要考虑处在各个状态的原子数目。

自由－自由跃迁是指自由电子在原子核的电场里可以从一个自由状态跃迁到另一个自由状态。如果从能量较低的自由态跃迁到能量较高的自由态，就要吸收辐射场的能量，产生连续吸收。
束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁可以发生于各种各样的原子，其中几种比较重要的原子是：
①　氢原子　氢原子在恒星大气里含量最丰富，它的吸收作用首先受到重视。1936年门泽尔和皮克利斯用量子力学算出了氢原子光致电离和自由－自由跃迁过程的吸收系数。吸收系数是用来表征物质吸收辐射的能力的物理量。图2绘出了中性氢原子的束缚-自由跃迁吸收系数，分别绘出主量子数 为n=1，2，3，4，5的氢原子的吸收系数。图中吸收系数的单位是10-17厘米2。

虽然恒星大气里的氢原子很多，但它在晚型星里的吸收作用是微不足道的，因为这时它们基本上处于基态，只能对赖曼系限外的紫外辐射起吸收作用。在晚型恒星的能量平衡中，紫外区域并不重要；而对于太阳型恒星，则需要考虑氢原子在紫外区的吸收。至于A型、B型星，一方面，中性氢的激发态原子数目增多，可以对光谱在可见光区里进行吸收；另一方面，在能量平衡中，中性氢的吸收也起重要作用。所以，对A型、B型星，中性氢原子成为主要的吸收体。
②　负氢离子　由一个中性氢原子和一个跟它连在一起的电子所组成的体系称为负氢离子，符号是H-。氢原子的电子不能完全屏蔽原子核的电场，所以氢原子仍可吸引一个电子并与之结合而形成负氢离子。
1939年维尔特首先指出：负氢离子吸收对中型光谱（见恒星光谱分类）的重要性。1946年昌德拉塞卡第一次成功地计算了负氢离子的束缚-自由跃迁和自由-自由跃迁确定的吸收系数。六十年代又有几个人改进了计算，求出负氢离子基态的束缚能为0.754电子伏，对应的带头波长是16450埃；在波长小于16450埃时，由束缚－自由跃迁确定的吸收系数随波长的变化近于抛物线关系，在8500埃处吸收系数有一极大值。图3给出负氢离子束缚－自由跃迁吸收系数，单位是厘米2，它是对于一个离子和单位电子压力给出的。
负氢离子的形成要求恒星大气中有大量的中性氢原子和自由电子。在晚型恒星里，由于自由电子较少，负氢离子的作用是不重要的。至于光谱型为中型的恒星，负氢离子的数量较多，它的吸收就成为主要的了。当温度增高时，负氢离子就要离解为氢原子，负氢离子的吸收作用也就被氢原子的吸收所取代。
③　氦原子和负氦离子　氦原子的吸收系数已由黄授书、戈德堡和上野季夫等计算过。
氦的电离电势很高（24.58电子伏），对应于从基态电离的带头波长是504埃，只有在O型、B型恒星的远紫外区才需要考虑它的作用。
和负氢离子完全类似，氦原子可以和一个电子结合，形成负氦离子。负氦离子只有一个稳定的束缚态。它的束缚能为19电子伏。负氦离子的束缚－自由跃迁是不重要的，但自由－自由跃迁是重要的，特别是对较冷的恒星大气的长波区域。麦克道尔等在1966年和T.L.约翰在1968年都计算出负氦离子的吸收系数。

④　金属原子　金属原子的吸收系数过去是用类氢原子的方法来计算的，与实际情况偏离较大。六十年代以来，采用量子数亏损方法，重新计算了金属原子的吸收系数。
金属原子的吸收在晚型恒星光谱里能起一定的作用，在太阳光谱的紫区和紫外区也要加以考虑。至于在早型的恒星里，由于金属原子的电离，它的吸收作用很快减弱了。

分子的离解、电离和分子带的吸收
分子通常由两个或两个以上的原子组成。每个分子都具有一定的离解能D。如果分子吸收光量子的能量大于D，分子就会离解为原子，多余的能量成为原子的动能。所以，分子的离解可以在v>D/h为普朗克常数，v为光频率）。其次，如果分子吸收光量子时，它的电子从束缚态跃迁到自由态，这就是分子的电离。分子的电离和原子的电离类似，也会产生连续吸收。至于分子带的吸收，本质上是分子的分立能级之间的跃迁，只是因为分子的能级是由多个自由度（分子的振动、转动和电子的运动）的能量确定，有密集的能级，分子光谱才呈现为带光谱。它们会对连续辐射起减弱作用。
在晚型恒星大气里，由于温度比较低，存在大量的中性和带电的分子。比较重要的有：H2、H2+、H3-、N2、O2、CO2、CN-、C3-、H2O-等。对一些分子的吸收系数已有计算结果。

自由电子的汤姆孙散射和氢原子的瑞利散射
根据经典电动力学，当某个频率的外来电磁波投射到自由电子（或束缚电子）上时，电子在电磁波的作用下会以同样的频率作强迫振动（或在原来振动上迭加强迫振动），同时不断向各个方向发出该频率的次波，这种现象叫作汤姆孙散射。自由电子的散射和氢原子(具有束缚电子)的瑞利散射都是连续吸收的源泉。已经知道，自由电子能够散射任何频率的辐射，自由电子的汤姆孙散射截面Se，也就是以一个自由电子来计算的散射系数，它等于

与波长无关。而氢原子的瑞利散射系数

式中λ用埃表示。这表明波长愈短，氢原子 的 散射作用愈大。自由电子 散射作用依赖于自由电子 的数量。在O型、早B型 恒星 的 大气 和A型、B型巨星 的 大气里，有大量 的自由电子，自由电子 散射 的作用在这些 恒星 的 大气里是主要 的。而氢原子 的瑞利 散射，能较有效地 散射太阳型 恒星 的紫外辐射。
可以把上述几种连续吸收过程按照性质的不同分为两大类：真吸收和散射。原子的束缚－自由跃迁和自由－自由跃迁是真吸收过程。因为这些过程都先把辐射能变为热能（电离能或自由电子动能），然后又在别的频率上辐射出去。自由电子的汤姆孙散射和氢原子的瑞利散射都属于散射过程，因为这两个过程都不把辐射能变为热能，也基本上不改变辐射的频率，只是改变了辐射的方向。分子的吸收比较复杂，有真吸收成分，也有散射的成分。对于真吸收过程，在局部热动平衡下发射系数与吸收系数之比符合基尔霍夫定律。对于散射过程，发射系数和散射系数的关系可以由单色辐射的能量平衡关系给出。上述恒星大气的真吸收和散射都能使连续辐射减弱，是连续吸收的主要根源。
在恒星大气里，辐射的吸收往往不是取决于一种过程，而是取决于多种过程。因此，需要把全部过程引起的吸收都考虑在内，才好计算总吸收系数。最早计算总吸收系数的工作是薇坦斯于1951年进行的。1965年博德用了这些年来改进了的吸收系数，重新计算了总吸收系数。艾伦已把他的计算结果收入1973年版的《物理量和天体物理量》一书中，但没有计及近年来发现的铁丰度的增加。
总之，在最冷的M型、N型、R型恒星里，辐射的吸收由分子和负氢离子确定，金属原子和负氦离子的吸收也起一定的作用。在太阳型恒星里，在光谱的可见光区和红外区，吸收的主要源泉是负氢离子，在λ＜4000埃的区域，除了负氢离子外，还有H2+的吸收、氢原子巴耳末系限外的吸收、氢原子的瑞利散射和金属原子的吸收。在A型和B型星里，辐射的吸收主要由氢原子确定，在巨星、超巨星的大气里，还应考虑自由电子的散射。在最热的O型和早B型的恒星大气里，氢原子、氦原子的吸收和自由电子散射是重要的。


汤姆孙散射

汤姆孙散射（ Thomson scattering ），是指电磁辐射和一个自由带电粒子产生的弹性散射。入射电磁波的电场使粒子加速，从而激发粒子产生和入射波频率相同的辐射（散射波）。汤姆孙散射是康普顿散射在低能量区的近似。汤姆孙散射是等离子物理学中的一个重要现象，它首先由英国物理学家约瑟夫·汤姆孙解释。只要粒子的运动是非相对论性的（即速度远小于光速），粒子加速的主要原因都来自入射波的电场分量，而磁场的作用可被忽略。粒子将会在电场振动的方向上开始运动，从而产生电磁偶极辐射。运动粒子在垂直于运动方向上的辐射最强，而辐射沿着粒子的运动方向产生偏振。从而，取决于观察者的位置，从一个小体元散射出的电磁波存在程度不同的偏振。


瑞利散射

瑞利散射（ Rayleigh scattering ），入射光量子与远小于入射辐射波长的粒子(如分子)碰撞时发生的弹性散射，此时光量子的能量和频率均保持不变。

瑞利散射的量子力学表示如图所示，它能给出很直观的 散射图象。图中虚线表示的能级称虚能级，虚能级并不对应于 散射系统的任何实际能态，仅给出光量子高于初态的能量。实际跃迁是通过某一虚能级的两个虚跃迁过程来完成的，它使一个能量为 h v的入射光子湮灭( h为普朗克常数， v为频率)，而同时产生一个能量与入射光子相同的 散射光子。因此发生 散射时，虽然系统的能量状态最终没有改变，但是系统仍直接参与了 散射作用。
瑞利散射总是与喇曼散射（见喇曼光谱学）同时出现，前者的强度通常约为入射光强度的10-3。散射过程有相干性，光子的动量可近似看作是守恒的，对受激的瑞利散射，根据相干要求，入射光与散射光子态间有一定的相位关系。


不透明度

不透明度（ opacity ），表征物质对辐射的吸收能力强弱的一种量。某种物质不透明度大，就是指该物质对辐射的吸收能力强，通常也就说这种物质对辐射是不透明的。为了定量地描述物质的不透明度，习惯上采用的是吸收系数（见恒星大气的吸收和散射），一般还采用对频率作某种加权平均所得到的平均吸收系数（见辐射转移理论）作为不透明度的量度。物质的不透明度可以由多种元过程引起，在不同物理条件下起主要作用的元过程是不同的。在恒星内部，温度可高达百万度，原子大部分已高度电离，自由电子也比较丰富，那里的不透明度主要由金属离子的K层、L层、M层等内层电子的光致电离和自由-自由跃迁，以及自由电子散射来确定。此外，对于电磁波谱的不同波段，例如射电、红外线、可见光、X射线和γ射线等波段，不透明度应由对应波段所特有的吸收机制来确定。


线吸收

线吸收（ line absorption ），天体光谱中吸收线的存在表明，在某些谱线频率上辐射会被吸收，这种局限在谱线频率范围内的吸收称为线吸收。线吸收是由原子在分立能级之间的跃迁产生的。原子从能量为Ei的低能级跃迁到能量为Ek(Ek＞Ei)的高能级时，就要吸收频率为 的光量子( h为普朗克常数)，该频率处的辐射减弱，形成 线 吸收。实际上， 线 吸收并不严格地位于频率 vik处，因为有一系列谱 线致宽机制（见 谱线的形成和致宽）使 线 吸收扩展到 vik附近的一定频率范围内。按照 吸收性质的不同，也可把 线 吸收分为真 吸收和散射（见 恒星大气的吸收和散射）。


共振吸收

共振吸收（ resonance absorption ），从经典电动力学的观点来看，吸收光和发射光的基本单元是谐振子。每种谐振子都有它的固有频率，当外来电磁波的频率和谐振子的固有频率相同时，谐振子会对外来的辐射产生很强的吸收，这种吸收称为共振吸收。从原子物理的观点来看，共振吸收是因原子由基态到低激发态的跃迁而产生的。量子力学的计算表明，这种跃迁的概率系数比其他跃迁的概率系数大得多。原子通常多处于基态，所以，由共振吸收产生的谱线是很强的。这种谱线称为共振线。比较著名的共振线有中性钠的D1和D2线，电离钙的H和K线等。


源函数

源函数（ source function ）， 发射系数和吸收系数的比值。若以jv、xv分别表示任一给定点处对应于频率v的、按单位质量计算的发射系数和吸收系数，则该点的源函数为Sv=jv/xv，根据Sv随光学厚度τv的分布和边界条件，即可以计算辐射强度（见辐射转移理论）。一般情况下，不能给出Sv的明显表达式。
在局部热动平衡的情况下，发射系数和吸收系数间的关系符合基尔霍夫定律jv=xvBv(T)，这时源函数为普朗克函数：

式中 h为普朗克常数， k为玻耳兹曼常数， c为光速， T为辐射物质的绝对温度。
对于两个能级m和n之间的跃迁，谱线源函数

式中 gm、 gn分别为 m、 n能级的统计权重， Nm、 Nn分别为单位体积内处于 m、 n能级的原子数。
在非热动平衡的情况下，要引入参数bm，它表示m能级原子数对萨哈-玻耳兹曼公式的偏离，即Nm＝N*bm，N*和Nm分别表示热动平衡和非热动平衡情况下的原子数。在计算bm时，对有关能级要采用粗糙平衡（见非局部热动平衡），同时要采用一些简化假设和近似计算的方法。


相干散射和非相干散射

相干散射和非相干散射（ coherent scatteringand non-coherent scattering ），再辐射的光量子频率和被吸收的光量子频率准确相等的散射过程称为相干散射。在相干散射的情况下，源函数准确地等于平均辐射强度。再辐射的光量子频率和被吸收的光量子频率不相等的散射过程称为非相干散射。在天体物理中，存在一系列因素使散射过程成为非相干散射。主要的因素是：原子的能级有一定的宽度、原子的热运动和湍动以及压力效应等。对于非相干散射，源函数是相当复杂的。


拉曼散射

拉曼散射（汉语拼音：lā màn sǎn shè），（Raman scattering），光通过介质时由于入射光与分子运动相互作用而引起的频率发生变化的散射。又称拉曼效应。1923年A.G.S.斯梅卡尔从理论上预言了频率发生改变的散射。1928年，印度物理学家C.V.拉曼在气体和液体中观察到散射光频率发生改变的现象。拉曼散射遵守如下规律：散射光中在每条原始入射谱线(频率为v0)两侧对称地伴有频率为v0±vi(i＝1，2，3，…）的谱线，长波一侧的谱线称红伴线或斯托克斯线，短波一侧的谱线称紫伴线或反斯托克斯线；频率差vi与入射光频率v0无关，由散射物质的性质决定，每种散射物质都有自己特定的频率差，其中有些与介质的红外吸收频率相一致。拉曼散射的强度比瑞利散射（见光的散射）要弱得多。
　　以经典理论解释拉曼散射时，认为分子以固有频率vi振动，极化率（见电极化率）也以vi为频率作周期性变化，在频率为v0的入射光作用下，v0与vi两种频率的耦合产生了v0、v0+vi和v0-vi3种频率。频率为v0的光即瑞利散射光，后两种频率对应拉曼散射谱线。拉曼散射的完善解释需用量子力学理论，不仅可解释散射光的频率差，还可解决强度和偏振等一类问题。
　　拉曼散射为研究晶体或分子的结构提供了重要手段，在光谱学中形成了拉曼光谱学的一分支。用拉曼散射的方法可迅速定出分子振动的固有频率，并可决定分子的对称性、分子内部的作用力等。自激光问世以后，关于激光的拉曼散射的研究得到了迅速发展，强激光引起的非线性效应导致了新的拉曼散射现象。


谱线的形成和致宽

谱线的形成和致宽（ formation and broadening of spectral line ），在各种天体的辐射谱中，往往有许多谱线，有的是发射线，有的是吸收线。谱线是由某种体系的分立能级之间的跃迁形成的。如果E1和E2是某个体系的两个分立能级，且E2＞E1，则当体系从E2向E1跃迁时，发射频率为 的辐射；反之，当体系从 E 1向 E 2跃迁时，吸收频率为 v 的辐射。如果发射过程比吸收过程占优势，就会产生发射线；反之，则产生吸收线。
在恒星光谱中，谱线是由原子、离子和分子的分立能级之间 的跃迁引起的。例如，太阳光谱中的 D 1、 D 2 线 和H、 K 线，分别是由钠原子 和钙离子在分立能级间 的跃迁造成 的。在射电波段，也有 谱 线。例如 中性氢21厘米谱线就是由氢原子 的超精细结构能级之间 的跃迁引起 的。超精细结构能级是由于原子核 的自旋量 和电子总角动量之间 的耦合产生 的（见 原子的超精细结构）。在星际云中发现不少毫米波段 的 谱 线，大多数 的射电 谱 线是由各种 星际分子 的各个转动能级跃迁 形成 的。在X射线 和 γ射线 的高能波段也开始发现谱线。例如，在武仙座X- 1 的X射线谱中发现了58千电子伏 的 谱 线，它可能是由在强磁场中运动 的电子朗道能级之间 的跃迁 形成 的。在 NGC2756中发现能量为476千电子伏 的 γ射线 的线状 谱，它可能是由电子对湮没过程， e -+ e +→ 2 γ产生 的。
任何谱线都不是无限窄的，而总有一定的宽度。这种宽度一部分是由于观测仪器的分辨本领总是有限引起的，另一部分则是天体辐射本身所具有的。这种谱线致宽的原因很多，但大体可以分成两类：一类是由于形成谱线的微观体系的能级本身不是无限窄的，而是有一定的宽度。有一定宽度的能级产生的谱线也必然具有一定的宽度，这种宽度称为谱线的自然宽度。这种效应称为辐射阻尼。另一类是由迭加造成的，因为我们观测到的辐射是各个发射或吸收体系辐射的迭加。一般说来，各个发射或吸收体系所处的运动状态以及与周围物质的相互作用状态各不相同，它们所发射或吸收的频率也各不相同，这就引起谱线的致宽。热动多普勒效应，碰撞阻尼、统计加宽、自转、膨胀和湍动等都可以通过迭加效应使谱线变宽。


复合线

复合线（ recombination line ），在气体星云和其他一些天体的光谱中出现的氢、氦等元素的容许谱线（见禁线）的发射线。以氢为例，在气体星云中，物质密度和辐射密度都很低，物态偏离热动平衡状态很大。在这种情形下，绝大部分中性氢原子处于基态，而处于激发态原子则很少。因此，星云对赖曼系和赖曼连续区的辐射不透明，而对辅线系（巴耳末系、帕邢系等等）的辐射完全透明。氢原子可以吸收一个属于赖曼连续区辐射的光子而电离，形成自由电子和质子。自由电子运动一段时间后又会被某个质子俘获。电子和质子复合形成中性氢原子的过程可能有两种方式：①电子直接复合到基态；②电子复合到某一激发态。在第一种情形下，释放出一个属于赖曼连续区的光子。处于基态的氢原子过了一段时间后再次电离，一切又从头开始。在第二种情形下，电子将向下级联跃迁，并最终落在基态，同时释放出属于辅线系的光子。星云对辅线系的辐射完全透明，能被观测到。因为氢的辅线系谱线是在自由电子复合且级联跃迁至基态的过程中产生的，所以称为复合线。


巴耳末减幅

巴耳末减幅（ Balmer decrement ），气体星云、某些活动星系和某些恒星的光谱中常出现氢的巴耳末发射线。一般来说，巴耳末发射线中Hα最强，Hβ次之……越往后强度越小。以Hβ线强度为单位的各条巴耳末发射线的强度称为巴耳末减幅。巴耳末发射线的强度与天体的物理性质如密度、温度、宏观运动状况等有关。因此，巴耳末减幅为研究天体的物理性质提供了重要线索。下表列出气体星云的巴耳末减幅值。表的最后一栏是一个典型的气体星云的巴耳末减幅的观测值；第二、三、四栏是理论值。计算时假定星云对辅线系辐射完全透明，并忽略碰撞激发和碰撞电离。巴耳末减幅的理论值对电子温度很不敏感，理论值同观测值相当一致。

巴耳末减幅


禁线

禁线（ forbidden line ），原子在各能态间跃迁时须满足选择规则。满足选择规则的跃迁称为容许跃迁；不满足选择规则的跃迁则是禁戒的。但有些禁戒的跃迁还是可能发生的，只是跃迁概率要小得多，这种跃迁称为禁戒跃迁。禁戒跃迁产生的谱线称为禁线。禁线的表示方法是在元素化学符号外面加一方括号，并列出该禁线的波长。如二次电离氧[OⅢ]λ5007埃，表示二次电离氧原子产生的波长为5007埃的禁线。
容许跃迁的概率远大于禁戒跃迁的概率。如果从某一高能态向下的跃迁中既有容许跃迁又有禁戒跃迁，那么，从这个高能态发出的禁线就绝不可能达到较大的相对强度，通常也就观测不到。只有高能态是亚稳态(亚稳态即指在该能态的原子除了进行禁戒跃迁之外不能向低能态跃迁)时，禁线才有可能观测到。谱线的强度决定于处于高能态的原子数与跃迁概率的乘积。为了使禁线达到较大的强度，必须要求有足够多的原子停留在亚稳态。但是，处于亚稳态的原子还可以通过其他途径离开亚稳态。例如在辐射场作用下，原子可能被激发到更高的能态或被电离，原子也可能与其他粒子碰撞而离开亚稳态。在通常实验室的条件下，禁线不可能出现。只有在辐射密度和物质密度都足够小的条件下，禁线才可能有较大的相对强度。在气体星云里，这两个条件都能满足，因此禁线可以出现。在气体星云的光谱中，最强的禁线是二次电离氧[OⅢ]λλ4959、5007埃，电离氧[OⅡ]λλ3726、3729埃，电离氮[NⅡ]λ6583埃等。同样，在日冕的物理状态也极有利禁线的产生，因而在日冕光谱里出现日冕禁线。


辐射阻尼

辐射阻尼（ radiation damping ），因辐射引起一个发射体系的运动的衰减，是谱线致宽的主要原因之一。经典电动力学理论把发射(或吸收)光的原子当作谐振子，辐射是由激发谱振子的振动产生的。由于辐射，谐振子受到阻尼力的作用，结果辐射出的电磁波的振幅不断衰减，这样就会得到具有一定宽度的谱线。角频率为ω0的谐振子的能量消耗规律为E(t)= ，式中 t为时间， E 0为初始能量，为 阻尼常数， e、 me、 c分别为电子电荷、电子质量和光速。 辐射强度 I( w)与角频率的关系为：

因为在角频率间隔处 I( w)减小到一半，所以 称为谱线的半宽，γ 称为全半宽。以波长标度表示的谱线全半宽 γ＝1.17× 10 -4埃，是一个和波长无关的常数。这个宽度又称为谱线的自然宽度。由经典 辐射 阻尼理论得到的吸收系数，按频率的分布形式与上式类似。
近代量子力学理论认为，谱线是由原子分立能级间的跃迁引起的。原子在各能级上只能停留一有限的时间Δ t。根据测不准关系 ，原子能级不应是无限窄的，而是有一定的宽度。这就使得两个能级的跃迁不可能是单一频率的 辐射，而存在一定的频率间隔。因此，由原子能级跃迁所形成的谱线便有一定宽度和形状。量子力学理论得出的谱线形状与经典电动力学理论得出的相同。不过， 阻尼常数 γ= γ i+γ k，。 τ i和 τ k分别为初态和末态的平均寿命。 γ i或 γ k决定于跃迁概率，它等于单位时间内原子离开该能级的所有可能跃迁总概率。


碰撞阻尼

碰撞阻尼（ collision damping ），由辐射原子和扰动粒子的碰撞引起的谱线致宽机制，又称碰撞致宽。碰撞致宽理论最早是洛伦兹提出的。他认为，当辐射振子受到碰撞时，振动会突然中断。碰撞期间发射中断，此后再发射的辐射与碰撞前的辐射相位是无关的。因此由角频率为ω0的谐振子发出的是一段一段有限长度的波，其长度由两次碰撞的间隔时间决定。把辐射波按时间长度的分布概率考虑在内，可以得到由辐射阻尼确定的辐射强度I(ω)的分布，即 ，

式中 γ c为碰撞阻尼常数。
考虑到碰撞前后扰动质点接近辐射原子时辐射波的相位变化，可以得到更为一般的辐射强度分布形式：

这表示除了谱线加宽外，还有谱线中心的位移量 β（极大值不在线心 ω= ω 0处）。由 碰撞 阻尼确定的吸收系数，按频率的分布与辐射强度的分布类似。


多普勒致宽

多普勒致宽（ Doppler broadening ），由原子或原子集团运动的多普勒效应引起的谱线致宽。1842年奥地利物理学家多普勒发现，波源和观测者的相对运动会使观测到的波的频率发生变化，这种现象称为多普勒效应。发射（或吸收）光的原子具有不规则的热运动，其中某些原子向着观测者运动，而另一些原子背离观测者运动，速度大小也各不同。在这种情况下，原子发射（或吸收）的频率有些紫移，有些红移，移动量也各不相同。总的效果是使原子发射（或吸收）的谱线致宽。在视线方向速度为v的原子辐射频率的变化Δv称为多普勒位移， ，

式中 v 0、 λ 0为谱线中心频率和波长， c为光速，Δv 和Δλ为以频率和波长标度表示的 多普勒位移。在热动平衡状态下辐射原子的速度分布服从麦克斯韦分布，而辐射按频率的分布由下式确定：

式中

为 多普勒宽度，ζ D为原子热运动的最或然速度。

式中 μ为原子质量， R为气体常数， T为绝对温度。在这种情况下，由 多普勒 致 宽可以推算出发光物质的温度。通常，在谱线的中心部分主要由 多普勒效应致宽，在线翼部分主要由阻尼效应致宽（见 碰撞阻尼、 辐射阻尼）。由恒星大气湍动引起的谱线致宽也属多普勒致宽（见湍动致宽）。但在这种情况下，由 多普勒 致 宽也可以推算发光物质的温度。


湍动致宽

湍动致宽（ turbulence broadening ），由湍动运动引起的谱线致宽。这种机制是罗斯兰德于1928年提出的。湍动是比原子的尺度大得多而比恒星的半径小得多的气体团的运动。通常把比光子自由程大的湍动称为宏观湍动，比光子自由程小的湍动称为微观湍动。在许多恒星中，都存在因湍动而出现的谱线致宽，特别是在超巨星中更加明显。恒星大气内的原子同时参与两种完全杂乱的运动──热运动和湍动。若视向速度在(ζ，ζ+dζ)内的相对原子数为：

式中ζ D 2=ζ 0 2＋ζ t 2+，ζ 0为原子热运动的最或然速度，ζ t为湍动的最或然速度（都指视向速度），则辐射按频率分布的形式为：


斯塔克效应

斯塔克效应（Stark effect），原子或分子在外电场作用下能级和光谱发生分裂的现象。为1913年J.斯塔克发现。原子或分子存在固有电偶极矩，在外电场作用下引起附加能量，造成能级分裂，裂距与电场强度成正比，称为一级斯塔克效应；不存在固有电偶极矩的原子或分子受电场作用，产生感生电矩，在电场中引起能级分裂，与电场强度平方成正比，称为二级斯塔克效应，一般二级效应比一级效应小得多。斯塔克分裂的谱线是偏振的。对斯塔克效应的圆满解释是早期量子力学的重大胜利。斯塔克效应应用于原子分子结构的研究。斯塔克效应是谱线增宽的原因之一，当气体放电电流密度较大时，产生大量带电离子，它们对发光原子产生较强的内部电场，引起谱线斯塔克分裂；离子与发光原子的距离不同，谱线分裂的大小不同，叠加的结果导致谱线增宽。等离子谱线的斯塔克增宽可用于内部电场强度和带电粒子密度的测定。


塞曼效应

塞曼效应（汉语拼音：Saiman Xiaoying；英语：Zeeman Effect），原子在磁场中能级和光谱发生分裂的现象。1896年D.塞曼发现原子在足够强的磁场中光谱线发生分裂，在垂直磁场方向观察到分裂为3条，裂距与磁场大小成正比。中间的谱线与不存在磁场时的波长相同，但它是线偏振光，振动方向与磁场平行；两边的两条谱线是振动方向与磁场垂直的线偏振光。在平行磁场方向观察，只能看到两边的两条谱线，它们是圆偏振光(见光的偏振)。H.A.洛伦兹用经典电磁理论作了解释。后来进一步研究发现许多原子的光谱线在磁场中分裂更为复杂。人们把塞曼原来发现的现象称为正常塞曼效应，更为复杂的称为反常塞曼效应。全面解释塞曼效应须用量子理论，并须考虑电子自旋，电子自旋磁矩与轨道磁矩耦合为总磁矩，它们是空间量子化的，在外磁场作用下引起的附加能量不同，造成能级分裂，从而导致光谱线的分裂。正常塞曼效应是总自旋为零时原子能级和光谱在磁场中的分裂；反常塞曼效应是总自旋不为零的原子能级和光谱线在磁场中的分裂。
　　塞曼效应是研究原子结构的重要途径之一。在天体物理中，塞曼效应被用来测量天体磁场及星际磁场。


帕邢-巴克效应

帕邢-巴克效应（ Paschen-Back effect ），在磁场非常强的情况下，反常塞曼效应会重新表现为正常塞曼效应，也就是说，谱线的多重分裂会重新表现为三重分裂，这是帕邢和巴克分别于1912和1913年发现的，故名帕邢-巴克效应。当外磁场强度大于几千高斯时，外磁场的作用超过电子轨道(L)和自旋(S)之间的耦合作用。这时，L和S之间的相互作用可以忽略。在这种情况下，能级分裂的近似表达式可以写作：

式中量子数 ML和 MS分别为 L和 S在外磁场 H方向的投影， e为电子电荷， h为普朗克常数， H为外磁场强度， me为电子质量， c为光速。根据选择定则，Δ ML=0、+1、－1和Δ MS=0。因此，相应的频率分裂为：

由上式可以看出，在很强磁场的情况下，谱线的分裂状况又回到正常塞曼 效应的情况。 帕 邢- 巴克 效应目前还只是在实验室中才能观测到。


谱线位移

谱线位移（ displacement of spectral line ），泛指谱线偏离正常频率位置的现象。引起谱线位移的原因很多。例如，当光源沿视线方向运动时，它发出的谱线频率会发生变化，这就是多普勒效应。多普勒效应所引起的谱线位移被广泛地应用于天文学研究中。例如测量天体的视向运动速度和自转速度，研究双星的运动等等。
光源处于强引力场也会引起谱线向红端位移。例如白矮星表面的引力场很强，观测已经证实了白矮星谱线有引力红移。此外，像二次斯塔克效应、辐射原子和中性氢原子的碰撞过程等都可能产生谱线位移。在星系世界，已经发现绝大多数河外星系和全部类星体的光谱都向长波方向位移（红移）。目前观测到天体的最大谱线位移，是类星体的谱线红移。有的类星体的谱线位移量达到谱线原来波长的3.5倍。河外天体的这种红移大多认为是宇宙学红移。


原子的超精细结构

原子的超精细结构（ atomic hyperfine structure ），在原子中，由核磁矩与电子磁矩之间的耦合引起的能级和谱线的微小分裂，称为原子的超精细结构。如果原子核的自旋量子数为I，电子总角动量量子数为J，则可以耦合成下列状态：F=I+J，I+J-1，…，｜I-J｜，F称为总角动量量子数。例如，对于23Na，I=3/2，钠原子基态S1/2的J=1/2，因此，可以形成两个超精细能级：F=1及2。对于钠的激发态，也会有超精细能级分裂，但裂距很小。23Na的超精细分裂使其两条精细结构谱线 D1及D2各自又分裂为两条很近的超精细结构谱线。图为23Na能级分裂的情况。又如中性氢21厘米谱线就是中性氢原子在它的超精细结构的子能级之间跃迁形成的。

由于核磁矩远小于电子的自旋磁矩和轨道磁矩，谱线的超精细裂距会远小于精细结构裂距（源于电子的自旋磁矩与轨道磁矩之间的耦合）。例如，对23Na、D1和D2之间的精细结构裂距为6埃，而D1（或D2）的超精细结构裂距则只有0.02埃左右。


振子强度

振子强度（ oscillator strength ），表征原子的吸收或发射的重要物理参数。经典电动力学把辐射或吸收的基本单元看作是谐振子。电磁波的发射或吸收是由谐振子作简谐运动引起的。由此可以计算出一个振子的吸收系数。在确定的谱线内通常把一个原子的吸收作用用等效的振子数表达，这个数就叫作振子强度，常用f来表示。fik表示从分立能级i跃迁到k的振子强度。已知振子强度，就可求出原子吸收系数。振子强度可以通过两条途径求出：理论计算和实验测定。根据振子强度和原子的跃迁几率之间的关系进行理论计算，可以得到 ，

式中 Aki为爱因斯坦自发跃迁几率， gi、 gk分别为谱线低能级 i和高能级 k的统计权重， e和 me为电子电量和质量， c为光速， v为谱线频率。 Aki可以利用量子力学方法计算。一般说来，对较轻的原子，计算所得的结果是满意的。对比较重的原子， Aki的计算是比较困难的；因此，曾用多种方法进行实验测定；不过，目前可测的范围还是很有限的。此外，也可以利用太阳或有比较准确的物理参量的恒星的 生长曲线，去反求一些谱线的 振 子 强度值。


生长曲线

生长曲线（ curve of growth ），定量分析恒星吸收线光谱时广泛使用的一种方法。它通过一族曲线表征吸收线的强弱程度和这些吸收线所对应的低能级原子数目之间的关系。恒星大气的吸收线理论指出，谱线的等值宽度Wλ随谱线低能级原子数ni的增加而增大，或更准确地说，Wλ随nifik（fik为分立跃迁i→k的振子强度）的增大而增大。表示lgWλ随lgnifik的增大而增大的曲线称为生长曲线。利用生长曲线，可以对恒星光谱作简便的定量分析研究。

理论生长曲线
生长曲线的导出要借助一定的大气模型。图1是最简单的反变层模型中的谱线轮廓随nifik的变化曲线。其中ni是在底为1平方厘米、高为反变层高度的柱体内，对应于该谱线的低能级原子数目。图2给出反变层模型的生长曲线。图1和图2都只讨论由阻尼致宽（见辐射阻尼、碰撞阻尼）和多普勒致宽的谱线，不考虑由线性斯塔克效应致宽的谱线。由图1可以看到，当nifik很小时，仅在谱线中心频率处的连续背景上出现小的强度减弱；当nifik增大时，谱线深度很快增加，谱线也逐渐变宽，谱线轮廓呈倒挂的钟铃形，等值宽度Wλ（图1）随nifik的增大是很快的，称为第一阶段；当线心的谱线深度达到1以后，Wλ随nifik的增大开始变得缓慢，这是第二阶段。上述两个阶段的谱线轮廓都由多普勒效应确定。当nifik继续增大时，开始出现线翼。这时Wλ随nifik的增大很慢，谱线轮廓由多普勒效应和阻尼联合作用确定。当nifik很大时，线翼非常显著，W随nifik的增大又变得快起来，这个阶段谱线轮廓基本上纯由阻尼确定。

图2绘出以为纵坐标、以lg D0为横坐标的 生长曲线。这里 R c是所观测的最强吸收线的线心深度， D0由下式确定：

式中Δ λD和Δ νD分别为以波长标度和频率标度表示的多普勒宽度， e和 m e分别为电子电荷和电子质量， c为光速。和图1表示的谱线轮廓随nifik变化的几个主要阶段相对应，等值宽度 Wλ随nifik的变化也可分为三个阶段：第一阶段适用于弱线，等值宽度Wλ随nifik成正比例地增大；第二阶段，对应于中等强度的谱线，等值宽度随nifik变化缓慢；最后阶段，对于很强的谱线， ，等值宽度随 nifik的增大速度比中等强度谱线的快，但比弱线的为慢。前面两个阶段的 曲线是惟一和单值的，而最后一段曲线要依赖参量，

α愈大， 生长曲线的这一支就愈高。 生长曲线的这三段的数学表达式依次为：

经验生长曲线
利用谱线的观测资料可以描绘出观测生长曲线。观测生长曲线通常是利用多重线来描绘的，理由是：①多重线里谱线的振子强度容易从理论或实验得到；②一个多重线里所有谱线低能级的原子数目ni是相同的。这样，虽然ni是未知的，但每条谱线的gifik（gi为谱线低能级的统计权重）是已知的，它的对数和理论生长曲线的横坐标lgD0之差别，对一个多重线里的所有谱线来说，是一个常数因子。这就是由观测资料描绘观测生长曲线的依据。
描绘观测生长曲线的方法是，在恒星光谱中选择一系列gifik为已知的多重线，测量多重线里每一谱线的Wλ/λ。在 lggifik-lg(Wλ/λ)图上，每条谱线给出一个点，每个多重线就可以给出一段观测曲线。一般说来，由于一个多重线里谱线的gifik分布范围比较狭窄，一个多重线只能给出一段曲线，几个多重线就给出几段曲线。把这几段曲线平行于横轴左右移动，对于不同的多重线，需要移动的量是不相同的。移动时应该尽量使点子对曲线的弥散最小，这样就可以组成完整的生长曲线──观测生长曲线。
把观测生长曲线放在理论生长曲线上，然后上下左右移动，使它与其中一条理论生长曲线达到最佳的符合，以定出参量α。由两曲线纵坐标之差，可以定出ΔλD或原子视向速度的最或然值 ；由横坐标数值之差，可以定出ni，然后利用 萨哈公式、玻耳兹曼公式，由ni定出该种元素的原子总数。因此，只要我们选取足够多的、振子强度已知的多重线，再测定谱线的Wλ/λ值，就能够确定元素的相对含量、原子视向速度的最或然值和谱线的阻尼常数等。如果在恒星光谱里某元素某电离级原子的多重线足够多， 生长 曲线还可以用这一电离级的原子谱线来单独作出。这样，除了可以得到这种原子的相对含量、视向速度的最或然值和阻尼常数外，还可以得到激发温度。
运用生长曲线方法通常不必准确地计算恒星大气模型，也不需要有谱线轮廓的详细资料，只要对于足够多的多重线有谱线的总吸收和振子强度的数据就可以了。因此，生长曲线是分析恒星光谱的比较简便的方法。但是这种方法假定构成同一生长曲线的所有谱线的某些参量（如ξD和阻尼常数与频率的比值λ/ν等）都具有同样的数值，并且假定谱线的形成机制等都是类似的，因此所得结果比较粗略。


热辐射和非热辐射

热辐射和非热辐射（ thermal radiation and nonthermal radiation ），如果辐射源（等离子体、中性气体云等）处于热动平衡或局部热动平衡状态，即系统内质点（分子、原子、离子、电子等）的能量分布可以用一定温度下的玻耳兹曼分布律表示，则其辐射称为热辐射；反之，如果辐射源中质点远离热动平衡分布，则其辐射称为非热辐射。近年发现的许多新型天体，如类星体、中子星、星际分子射电源、X射线源、γ射线源等，它们的辐射谱形、偏振状态、光变特性等与热辐射有明显区别，因此，非热辐射机制的研究日益受到重视。例如，类星体和射电星系所以能发射有偏振特性的幂律型射电谱，普遍认为是由远离热动平衡分布的相对论性电子在外磁场中的同步加速辐射所造成的。又如强的分子射电谱线，一般认为是来自天体微波激射源放大作用。实现这种辐射机制的条件是“粒子数反转”，要求分子的能级分布远离平衡分布，即处于高能级上的分子数多于低能级上的分子数。对于太阳的Ⅱ型及Ⅲ型射电爆发(见太阳射电爆发)，可用相对论性电子在等离子体中穿行时的切连科夫辐射说明。由这一效应产生的等离子体波，将会部分转化为射电辐射。至于相对论性电子的逆康普顿散射，则是产生γ射线的一种重要的非热辐射机制。


同步加速辐射

同步加速辐射（ synchrotron radiation ），相对论性电子（速度接近光速c的高能电子）在外磁场中沿圆轨道或螺旋轨道运动时所产生的一种辐射。这种辐射最早是在电子同步加速器中发现的，因而得名。这种辐射的特点是：①辐射功率强：假定电子速度是各向同性分布的，则能量为γmec2的电子在磁感应强度为B的磁场中运动时的平均辐射功率为P=1.1×10-15γ2B2β2（尔格/秒）。式中

是以光速 c为单位的电子速度值。在给定磁场中 γ越大，则 辐射越强。
②方向性强： 辐射主要限制在以电子运动方向为轴线的、半张角 的窄小角锥之内， γ越大，角锥越窄小。
③ 辐射具有连续谱：极大频率 。故 γ越大，极大频率 越高。
④显著的偏振特性：对于圆轨道电子， 辐射波为线偏振，电矢量既垂直于外磁场，又垂直于电子运动方向。一般在螺旋轨道运动时， 辐射是椭圆偏振的。

同步加速辐射示意图

在天体物理中，同步加速辐射是一种重要的辐射机制。目前普遍认为，很多具有幂律谱形式的、有偏振特性的非热宇宙射电辐射正是这种同步加速辐射，例如射电星系、一般星系和超新星遗迹的射电辐射等。在太阳的射电辐射中也观测到同步加速辐射。此外，在蟹状星云、某些射电星系和类星体中，还观测到可见光和 X射线的同步加速辐射。


切连科夫辐射

切连科夫辐射（ Cerenkov radiation ），高速荷电粒子在介质中穿行时，如果粒子速度大于介质中的光速，就会产生一种特殊辐射，它具有明显的方向性和强偏振等特点。1934年，苏联物理学家切连科夫首先在液体介质中发现这种辐射，因而得名。这是一种电磁“冲击波”现象。作匀速直线运动的带电粒子，当其速度大于介质中的光速时，它所辐射的电磁波将集中在粒子后方一个圆锥形区域中。粒子正好位于圆锥的顶点。如图所示，箭头所指即为辐射传播的方向，它与粒子运动方向之间的夹角θc.称为切连科夫角。由图可知：

式中 u为 辐射在介质中传播的速率， v为荷电粒子速率， c为真空中光速， n为介质折射率。若 v= βc，则cos θ c=1/ nβ。显然 β有个阈值，仅当 β>1/ n时，才有切连科夫辐射产生。 切连科夫效应在高能天体物理等领域中得到日益广泛的应用。


回旋加速辐射

回旋加速辐射（ cyclotron radiation ），非相对论性电子（速度远小于光速的电子）在外磁场中沿圆轨道或螺旋轨道运动时所产生的辐射。这种辐射的特点是：①辐射功率远小于同步加速辐射。②单色性很强，辐射具有线状谱，谱线频率等于电子绕磁场运动的回旋频率 （其中 B为磁场强度， e与 m 0分别为电子的电荷与静止质量， c为光速），其他谐频成分都极微弱。③ 辐射大体上各向同性。④具有偏振特性，以圆轨道电子为例，沿轨道平面的任一方向， 辐射是线偏振。垂直于轨道的方向上， 辐射是圆偏振；其他方向上， 辐射是椭圆偏振。这种 辐射机制可用来说明太阳 耀斑、 白矮星的光学 辐射以及 中子星的X射线的线状发射等。


曲率辐射

曲率辐射（ curvature radiation ），高能电子沿强磁场磁力线方向运动时，因磁力线本身的弯曲而产生的电磁辐射。这种过程在脉冲星附近可能有重要的意义。在磁场中运动的高能电子，当磁场不平行于电子速度时，会引起同步加速辐射。决定这种辐射特性的基本因素：一为电子运动轨道弯曲；二为电子能量远大于其静止能量。这里，电子运动轨道的弯曲，是受到洛伦兹力作用的结果。但当高能电子平行于磁场运动时，洛伦兹力不再存在，电子将沿着磁力线作等速直线运动。如果磁场足够强，且磁力线本身是弯曲的，则高能电子将继续沿着磁力线作曲线运动，因而也会产生辐射。这就是曲率辐射。这种辐射集中于电子运动方向的窄小角度(≈1/γ)范围内，γ为洛伦兹因子，即：

它的频谱在低频段正比于频率 v的立方根(∝ v 1/3)，高频段按指数衰减。 辐射最大强度集中于频率 v m≈ 10—8  E3 3 ρ —1附近。式中 ρ为电子所在处的磁力线 曲率半径，以厘米为单位； E为电子能量( E= γmec 2)，以电子伏为单位； me为电子的静止质量。这些特点都十分类似于同步加速 辐射，差别只在于：同步加速 辐射决定于电子回旋运动半径，而 曲率 辐射则决定于磁力线本身的 曲率半径。


轫致辐射

轫致辐射（ Bremsstrahlung ），高速电子骤然减速产生的辐射。X射线管中高速电子轰击金属靶而骤然减速时就会产生这类X射线。这是因为电子接近原子核时与原子核的库仑场相互作用，电子的运动方向发生偏折，并急剧减速，能量转化成辐射的形式。轫致辐射也泛指带电粒子碰撞过程中发出的辐射。带电粒子的速度远小于光速c时，轫致辐射与电离相比显得并不重要；带电粒子的速度接近光速c时，轫致辐射是其能量损失的主要机制。轫致辐射是产生高能光子束（X射线、γ射线）的基本方法，用这种光子束可研究基本粒子和原子核的电磁结构，以及辐射与物质相互作用过程。
X射线管中高电压加速电子所产生轫致辐射具有连续谱的性质，短波极限λ0由加速电压V决定：

式中 h为普朗克常数， c为真空中的光速， e为电子电荷， 辐射的强度在很宽的频谱范围内缓慢变化。除X射线管中产生的X射线连续谱属于 轫致辐射之外， 轫致辐射在 核聚变反应中也是重要的， β衰变过程中电荷的突然产生或电荷的突然消失（如电子俘获）也伴随有 轫致辐射。天文观测中 轫致辐射是常见的现象，有一些X射线源的 辐射就是由遵循 麦克斯韦速度分布律的电子所产生的 轫致辐射，由于麦克斯韦分布常在分子热运动中体现，故又称为热轫致辐射。


逆康普顿散射

逆康普顿散射（ inverse Compton scattering ），高能电子与低能光子相碰撞而使低能光子获得能量的一种散射过程。康普顿在1922～1923年研究X射线被电子散射时发现X射线波长会增长，这种现象称为康普顿散射。这是高能光子（X射线、γ射线）与静止或近似静止电子相碰撞导致高能光子损失能量的一种散射现象。逆康普顿散射和康普顿散射一样，都是光子与自由电子之间的一种弹性散射过程，只是能量传递方向正好相反。前者能量从电子传递给光子，后者从光子传递给电子。
在宇宙空间和天体中，普遍存在各种各样的低能光子，诸如射电光子、星光光子、微波背景光子；在高能天体附近和宇宙射线中，又经常存在高能电子。因此，逆康普顿散射在天体物理问题中具有重要意义。由于逆康普顿散射的作用，低能光子获得能量而变成高能光子，这是宇宙X射线的来源之一。在一般条件[Eε《(mec2)2]下，光子能量约可提高γ2倍，这里me为电子静止质量；c为真空中的光速；E和ε分别为散射前高能电子和低能光子的能量，而γ=E/mec2。逆康普顿散射作用的另一结果是，高能电子损耗能量而变成低能电子，丧失其作为高能电子的功能，因而逆康普顿散射可看作是一种与其他高能电子过程（尤其是同步加速辐射过程）的竞争机制。这种竞争可用同步加速辐射能耗率与逆康普顿散射能耗率之比

来表达。低能光子场能密度愈大，逆康普顿散射就愈频繁，提供给同步加速辐射的能量也就愈少。


恒星内部结构理论

恒星内部结构理论（ theory of stellar interior structure ），理论天体物理学的一个分支。它的主要内容是：①研究恒星内部的物态，如温度、密度和压力等由中心至表面的分布情况；②探讨恒星内部输送能量以及维持温度梯度的物理机制；③确定能源和维持恒星不断辐射的不可逆过程；④推测恒星内部的化学成分和元素分布情况；⑤根据获得的知识，研究恒星的演化和元素的合成。
恒星是相当稳定的炽热气体球结构，处于流体静力学平衡状态，寿命在几百万年到上百亿年之间。研究恒星内部结构要求解质量、动量和能量守恒的三个联立微分方程和一个产能的微分方程。一般取向径为自变量，压力、质量、光度为因变量。在恒星内部，能量的传输主要是由辐射或对流两种机制来完成的。当辐射温度梯度超过绝热温度梯度时，解能量传输问题采用对流传能的微分方程；情况相反时，则采用辐射传能的微分方程。此外，还用物态方程联系压力、温度和密度。由热核反应确定的产能率也同温度、密度和化学成分有关。由各元素的吸收系数合成的不透明度出现在辐射转移微分方程中，控制传能的快慢。不透明度是温度、密度和化学成分的函数。建立恒星内部结构模型，需采用数字积分方法。通常先假定恒星质量和化学组成为已知量。数字积分可分为核心积分和包层积分两部分。核心积分从恒星中心开始，向外积分到某一点；包层积分从恒星表面开始，向内积分到同一点，并使核心积分和包层积分在交界点处镶合。即在镶合点上保证各物理量的连续性，在镶合过程中可以对一系列参数（如中心温度、中心压力、光度半径等）的尝试值进行调节和确定。
太阳是离我们最近的一颗恒星，它的质量、光度、半径、表面温度和化学成分已有较精确的数据。应用质子－质子反应和碳氮循环作为产能的机制，求解太阳的内部结构，得到太阳的中心温度为1.5×107K，中心密度为160克/厘米3。所采取的原始的化学成分，按重量计，氢为0.71，氦为0.27，其他重元素为0.02。由于氢聚变为氦，从0.2半径的层次起氢含量从0.71向内逐层减小，中心值是0.36，在0.2半径的球内包含总质量的60％。质子-质子反应产生总能量的90％以上。由于问题复杂，根据不同模型的计算结果，相差可达10％。
恒星内部结构主要由它的质量、化学成分和演化阶段(即年龄)来决定。在主星序阶段（见赫罗图）的星族I恒星的内部结构主要由质量来决定。质量大于1.70M嫯（太阳质量）的星，外部对流层（见太阳对流层）的影响可以忽略不计，可看作完全是辐射层，而中心部分有对流核心。质量在0.8～1.7M嫯范围内的恒星，外部有相当大的对流层，而中心部分的对流核心随质量的减小而减小。太阳内部从对流层底层到中心完全是辐射层。这和产能方式有关。大质量恒星的中心温度高，产能机制主要是碳氮循环，产能率和温度的高次方成正比。温度梯度高，导致对流，质量大于2M嫯的恒星属于这种类型。质量小于0.8M嫯的恒星计算结果较少，一般认为外部的对流层向内深入。对于0.64M嫯的恒星，外部对流层厚度可达半径的1/3；对于0.08～0.27M嫯的星，对流层可以一直延伸到中心。恒星内部结构和它的中心温度、密度和化学成分决定恒星中以哪种热核反应起主导作用，而一旦新的热核反应发生，又转而影响、甚至决定恒星的结构和演化。此外，还可以就不同元素氢、氦、碳、氧等燃烧阶段来讨论恒星的内部结构。
恒星内部结构理论能说明赫罗图上恒星的分布和演化以及元素的合成和演化，还可以阐明各种星团赫罗图的意义，确定它们的年龄和距离，对于了解恒星的本质和演化，有很大作用。不过，恒星内部结构理论也有某些不足之处。由于问题的复杂性，在理论和计算上都不得不采取一些近似和简化方法，因而结果往往不够精确。


恒星球的平衡和稳定

恒星球的平衡和稳定（ equilibrium and stability of stellar sphere ），恒星是一个在自引力作用下的物质球。恒星内部结构理论的基本问题之一，是讨论这种自引力体系的平衡和稳定。影响恒星的平衡和稳定的主要因素有：自引力、内部物质的压力、产能过程、能量转移等。
对于一个无自转、无磁场的恒星球，研究它的内部结构、平衡和稳定性问题的基本方程组如下：
①　质量分布方程 ，

式中Μ是在半径为 r 的球内 的物质质量， ρ为物质密度，Μ 和 ρ都是 r 的函数。
②　流体静力学平衡方程

式中 P为压力， G为万有引力常数。
③　光度方程

式中 L为在单位时间内通过半径为 r 的球面流出 的能量， ε为产能率，它们也是 r 的函数。
④　温度梯度方程　在辐射传能情况下，方程是

式中 a=7.56× 10-15尔格/厘米3·度4，是辐射常数， c为光速， T为温度，κ为罗斯兰德平均不透明度。在对流传能情况下，方程是：

式中 r为物质 的绝热指数。
⑤　物态方程　求解这组方程的边界条件是：在恒星中心处（即r=0），M=0，L=0；在恒星表面处(即r=R)，T=T0，ρ=ρ0，R、T0和ρ0分别是恒星的半径、表面温度和物质密度。根据这组方程，平衡的恒星球的内部结构完全由它的化学成分和总质量确定。这个结论称为罗素－福格特定理。
对于处于辐射传能情况的星体，如果产能率和不透明度分别有下列形式：

式中 α， n， m， s为某些参数， ε0 、κ0为某些常数（其值可能依赖于 恒星物质 的分子量 μ），则星体的平衡解构成下列的光度-质量-半径关系式：

式中 C为常数， μ为 恒星物质分子量， β为 Pg/( Pg+ P r)， Pg为气体压强， P r为辐射压强。这个结果与观测符合。利用 恒星球 的 平衡解，可以解释 恒星在 赫罗图上 的分布，给出不同质量 恒星在赫罗图上 的演化途径。
在有自转的情况下，恒星球的平衡解依赖于转动特征。在刚性转动情况下，有下列结论：①在两极处要比赤道处亮；②产能率ε与角速度ω的关系为

其中 ε 0表示无自转情况下 的产能率。这两个结论称为蔡佩尔定理。在角速度较大时， 恒星球出现较差自转，这时 恒星内部将出现子午环流，即在每一子午面上将存在着从对流核心出发再回到核心 的缓慢流动。对于太阳，这种环流速度约为3× 10 -10厘米/秒。
对于致密星，应当使用广义相对论的流体静力学平衡方程，在球对称情况下，它是： 。

式中 。利用致密物态方程，它 的 平衡解有两大类：一类是简并矮星，一类是 中子星。

恒星球可能有三类不稳定性：
①　动力学不稳定性　当出现小扰动时，扰动随时间增长。对于多层球，当多方指数γ>4/3时，是动力学稳定的；当γ＜4/3时，是动力学不稳定的。一个动力学不稳定的恒星将迅速瓦解，时标为：

对于质量 和半径与太阳相同 的星体，若 γ＜4/3，则 tD约小于1小时。
②　脉动不稳定性　恒星球对于脉动（即径向的膨胀与收缩）扰动的响应有两种：一种是脉动振幅不变或衰减，则恒星是脉动稳定的；另一种是脉动振幅不断增大，则恒星是脉动不稳定的。对于每一类恒星，产能率随温度变化的指数n存在一个临界指数nc。当n＜nc时，恒星是脉动稳定的；当n＞nc时，出现脉动不稳定性。造父变星可能就是一种脉动不稳定的星体。
③　长期不稳定性　当处在平衡状态时，星体单位时间向外辐射的能量等于其内部产生的能量。如果在辐射平衡中出现小的偏离，则恒星将有微小的收缩或膨胀，其密度和温度将相应地增加或降低，从而使产能率发生变化。如果这种响应能补偿辐射中的扰动，恒星就是长期稳定的，反之，就是长期不稳定的。如果在产能率和不透明度中的系数满足下列不等式：

3α+n＜3+s-3m，

就是长期不稳定的。对于通常的恒星m≈1，s≈0.5，α≈1，n≈4（质子－质子反应）或n≈20（碳氮循环），故它们是长期稳定的。


多层球

多层球（ polytrope ），恒星可认为是由其内部物质在压力与自引力达到平衡时所构成的体系。因此，恒星内部结构依赖于物质的物态方程。在许多情况下，物态方程具有形式：P=Kργ，称为多方物态方程。式中P和ρ分别为物质的压力和密度；K为常数；γ称为多方指数，或写成

n称为多方指标。以多方物态方程为基础而建立的星体模型，称为 多层 球，多方指标为n的多层球的基本方程是：

式中

为中心密度， A=
G为万有引力常数，这方程称为莱恩-埃姆登方程，已有详细的数值解。

几种多层球


维里定理

维里定理（ Virial theorem ），经典的多质点体系的一个动力学定理。对于一个稳定的自引力体系，存在下列关系：2T+Ω=0，式中T为体系总的内部动能，Ω为体系总引力势能。这就是维里定理。对于具有自转和磁场的稳定体系，维里定理为:2Tr＋2Tt＋Em＋Ω=0，式中Tr为转动总动能，Tt为无规则运动总动能，Em为总磁能。维里定理广泛用于讨论恒星、星团、星系和星系团的平衡和稳定的问题，也可用来估计双星系或星系团内每个星系的平均质量。


亥姆霍兹-开尔芬收缩时间

亥姆霍兹-开尔芬收缩时间（ Helmholtz-Kelvin contraction time ），引力收缩的时标。亥姆霍兹于1854年提出引力收缩是恒星的能源。他假设太阳和其他恒星在自引力的作用下不断收缩而释放能量。对于质量和半径分别为M和R的星体，其引力势能Ω=－ηGM2/R，式中G为引力常数，η为与质量分布有关的因子，量级为1。根据维里定理，对于一个处于准稳定平衡状态的无转动星体，在引力收缩时，R变小，引力势能也相应变小，一部分引力势能将转变为星体内能U：

式中 r为大于1的多方物态方程（见 多层球）的幂指数；另一部分将转变为辐射能：

对于稳定星体 ，

故Δ E>0。星体的光度为：

如果原始星体物质处在无限弥漫状态，则它收缩到半径为R的球体的时间约为：

这就是亥姆霍兹－开尔芬时间。对于太阳来说， r=5/3， t≈5×107年。


变星的脉动理论

变星的脉动理论（ pulsation theory of variable stars ），用变星本身的脉动运动来解释变星光变特性的一种学说。1879年，里特研究均匀气体球的径向脉动，得到变星脉动周期和星的平均密度的关系。沙普利和莫尔顿两人应用液体球的非径向脉动理论研究造父变星，得到相似的周期－平均密度关系。变星的脉动理论是英国天文学家爱丁顿提出的。他指出造父变星光(速度)变有高度的空间对称性，很难同具有轴对称性的非径向脉动理论相合。同时他还指出恒星外层氢的临界电离区和中心的产能区是两个可能的脉动激发源。以后三十多年，研究了各种简单恒星模型的绝热脉动的或准绝热脉动的性质，但是，变星的脉动理论并无突破性的进展。
1953年，日瓦金指出，恒星内部的氦的二次临界电离区是脉动的主要激发源。到五十年代后期，电子计算机的广泛应用，以及有了更精确的不透明度数据，这就有可能用更真实的恒星（包层）模型，来进行变星非绝热脉动的理论计算。线性非绝热脉动理论的计算，基本上证实了日瓦金的结论，并解释了赫罗图上脉动不稳定区蓝端边界位置，以及脉动变星的光变曲线同视向速度曲线的相移关系。
1962年，克里斯蒂提出了变星的非线性脉动理论，这是变星脉动理论的另一次突破。他第一次从理论上推得可与观测相比较的光变(和视向速度)曲线的形状和变幅，也是第一次从理论上证实了RRab型变星是在基音频率脉动，而RRc型变星是在一阶谐音频率脉动，并确立了基音向一阶谐音脉动的过渡周期与变星的光度的关系。对于某些恒星模型，基音和一阶谐音同时表现出脉动不稳定性，这可以用来解释具有拍频现象的一类变星的行为。非线性脉动理论的另一个重要结果是，对于某些理论模型，在光变曲线下降段出现第二个驼峰，驼峰的位置与模型星体的质量有关。从驼峰的位置所定出的变星质量，仅为从恒星演化理论所推求出的星体质量的一半左右。对于这种质量矛盾，至今还没有满意的解释。
对于处于赫罗图上脉动不稳定区红端的变星，即红不规则变星、半规则变星和长周期变星，它们的外层对流区已延伸到相当程度，因此必须考虑对流的作用。但因为目前仍缺乏一种精确的对流理论，对于这样一类低温变星还不能作出很好的理论说明。
除去径向脉动模式外，还存在一类更广泛的非径向脉动模式，分别对应于恒星各种连续变形。对于非常简单的恒星模型，非径向脉动的本征振动可以很清楚地分成三组分立的群：①p模式，即压力模式或声模式，其特点是压力为主要的恢复力。②g模式，或称重力模式，其特点是恢复力主要为重力。根据动力稳定性质，g模式又可分为g+模式（动力学稳定的）和g-模式（动力学不稳定的）。③f模式，即基模式或开尔芬模式，其特点是其径向位移分量在恒星内部没有结点（除中心外）。非径向脉动要比纯径向脉动复杂得多，对复杂的恒星结构，已不可能简单地将非径向脉动模式分类。大犬座β型变星、矮新星和白矮星的快速光变是研究非径向脉动的最可能的对象。


元素合成理论

元素合成理论（ theory of nucleosynthesis ），阐明宇宙中各种元素及其同位素丰度形成涉及的所有天体物理过程的科学。元素的丰度曲线是相当复杂而又有一定规律的。元素及其同位素的分布规律，一方面反映原子核结构的规律性，另一方面与元素的起源和演化史密切相关。关于元素的起源或合成的任何一种假说，都必须解释这一分布的规律性。

合成假说
早期提出的假说有平衡过程假说、中子俘获假说、聚中子裂变假说等。它们都试图用单一过程解释全部元素的成因，结果是顾此失彼、难以自圆其说。G.伽莫夫和他的同事R.阿尔弗于1948年提出的大爆炸之后宇宙中的核子逐步综合成较复杂原子核的理论，他发现阿尔弗和他本人的名字读音很像希腊语的第一个字母α和第三个字母γ。这样在发表这篇论文时，竟擅自添上了并未参与其事的著名物理学家H.A.贝特的名字，从而构成了希腊语头三个字母αβγ的谐音序列。后来把该假说称作α·β·γ理论。贝特则早已因为在原子核物理理论方面的成就以及参与研制原子弹而闻名于世。他曾于1938年提出，太阳的能量来自其内部氢聚变为氦的热核反应。为此，他荣获了1967年度的诺贝尔物理学奖。应该指出，许多天体上氦的丰富度相当大，按质量计算约为30％。恒星内部的核反应不可能产生这么多的氦。在这一点上，普遍采纳了大爆炸宇宙学的一项基本结论：宇宙曾经有一段从极高温到低温的演化史。宇宙早期的温度很高，因此生成氢和氦的效率也很高。今天遍及宇宙各处的氢和氦，早在宇宙的襁褓时代就已经形成。

B2FH理论
1957年，G.伯比奇夫妇、W.A.福勒、F.霍伊尔等人提出了元素在恒星中合成的假说，他们四人姓氏的第一个字母分别为B、B、F和H，因此称为B2FH理论。他们摒弃了全部元素都是通过单一过程一次形成的想法，提出了与恒星不同演化阶段相应的八个形成过程，认为所有的元素及其同位素都是由氢通过发生在恒星上的八个过程逐步合成的。元素合成后由恒星抛射到宇宙空间，形成所观测到的元素的丰度分布。
八个过程是：①氢燃烧。发生于温度T≥7×106K的条件下，由四个氢核聚变为氦核的过程。②氦燃烧。发生于T≥108K的条件下，由氦核聚变为碳核(12C和氧核(16O))等的过程。③α过程。α粒子与20Ne相继反应生成24Mg、28Si、32S、36Ar等的过程。④e过程，即所谓的平衡过程。发生在温度和密度都很高的条件下，元素丰度曲线上的铁峰元素（V、Cr、Mn、Fe、Co、Ni等）通过这个过程生成。⑤s过程，即慢中子俘获过程。⑥r过程，即快中子俘获过程。比铁峰元素更重的元素可能通过r或s过程生成。⑦p过程，即质子俘获过程。一些低丰度的富质子同位素可能通过这个过程生成。⑧x过程。生成D、Li、Be、B等低丰度轻元素的过程。
B2FH理论发表后，不断得到原子核物理学、天体物理学和宇宙化学方面的新成就的补充和修正。元素合成实质是元素核燃烧，它分为两类：一是以恒星损失核能量为时标的流体静力学燃烧；二是激变事件的动力学爆发燃烧。
核合成的计算又分为按恒星演化处理、恒星演化加爆发能、爆发机制的细节3种类型。主要进展有：①提出了一些新的过程，如碳燃烧、氧燃烧和硅燃烧等。碳燃烧、氧燃烧和硅燃烧分别发生在T≥6×108K、T≥109K和T＞3×109K或4×109K的条件下。研究发现，爆发性碳燃烧可说明Ne到Si的观测丰度，爆发性氧燃烧可说明Si到Ca的观测丰度，准平衡的硅燃烧可说明铁峰元素的观测丰度。②在许多天体上，氦丰度相当大，按质量计约为30％，用恒星内部的核反应理论不能说明这个事实。大爆炸宇宙学认为宇宙曾经有过一段从热到冷的演化史。宇宙早期温度很高，生成氦的效率也高，从而造成氦的高丰度。③6Li、Be、B等轻元素的观测丰度，可用宇宙线粒子与星际空间的12C、14N、16O、20Ne等原子核碰撞而使后者碎裂来说明。


B2FH理论

B2FH理论，元素合成理论之一。1957年，G.伯比奇夫妇、W.A.福勒、F.霍伊尔等人提出了元素在恒星中合成的假说，他们四人姓氏的第一个字母分别为B、B、F和H，因此称为B2FH理论。他们摒弃了全部元素都是通过单一过程一次形成的想法，提出了与恒星不同演化阶段相应的八个形成过程，认为所有的元素及其同位素都是由氢通过发生在恒星上的八个过程逐步合成的。元素合成后由恒星抛射到宇宙空间，形成所观测到的元素的丰度分布。
八个过程是：①氢燃烧。发生于温度T≥7×106K的条件下，由四个氢核聚变为氦核的过程。②氦燃烧。发生于T≥108K的条件下，由氦核聚变为碳核(12C和氧核(16O))等的过程。③α过程。α粒子与20Ne相继反应生成24Mg、28Si、32S、36Ar等的过程。④e过程，即所谓的平衡过程。发生在温度和密度都很高的条件下，元素丰度曲线上的铁峰元素（V、Cr、Mn、Fe、Co、Ni等）通过这个过程生成。⑤s过程，即慢中子俘获过程。⑥r过程，即快中子俘获过程。比铁峰元素更重的元素可能通过r或s过程生成。⑦p过程，即质子俘获过程。一些低丰度的富质子同位素可能通过这个过程生成。⑧x过程。生成D、Li、Be、B等低丰度轻元素的过程。
B2FH理论发表后，不断得到原子核物理学、天体物理学和宇宙化学方面的新成就的补充和修正。元素合成实质是元素核燃烧，它分为两类：一是以恒星损失核能量为时标的流体静力学燃烧；二是激变事件的动力学爆发燃烧。核合成的计算又分为按恒星演化处理、恒星演化加爆发能、爆发机制的细节3种类型。主要进展有：①提出了一些新的过程，如碳燃烧、氧燃烧和硅燃烧等。碳燃烧、氧燃烧和硅燃烧分别发生在T≥6×108K、T≥109K和T＞3×109K或4×109K的条件下。研究发现，爆发性碳燃烧可说明Ne到Si的观测丰度，爆发性氧燃烧可说明Si到Ca的观测丰度，准平衡的硅燃烧可说明铁峰元素的观测丰度。②在许多天体上，氦丰度相当大，按质量计约为30％，用恒星内部的核反应理论不能说明这个事实。大爆炸宇宙学认为宇宙曾经有过一段从热到冷的演化史。宇宙早期温度很高，生成氦的效率也高，从而造成氦的高丰度。③6Li、Be、B等轻元素的观测丰度，可用宇宙线粒子与星际空间的12C、14N、16O、20Ne等原子核碰撞而使后者碎裂来说明。


质子－质子反应

质子－质子反应（ proton-proton reaction ），四个氢核聚变为一个氦核的途径之一，是魏茨泽克于1937年，贝特于1938年提出的。这个反应过程是小质量、低光度的主序星的主要能源，例如，太阳现阶段辐射出去的能量90％以上是质子-质子这类反应提供的。
质子-质子反应可由表中三个分支反应过程分别完成。
表中γ和ve分别代表光子和电子中微子。上面各个分支反应过程中，两个质子形成氘核2H的反应速率最慢，从而控制了整个链式反应。理论计算表明氘核的反应截面很小，实验室里也从未观测到。不过，核物理学和弱作用理论的成就表明，这项反应是可能存在的。


碳氮循环

碳氮循环（汉语拼音：Tan Dan Xunhuan；英语：Carbon Nitrogen Cycle），由碳、氮起触媒作用，使4个氢核聚变为1个氦核的链式反应。其过程如下：
　　12C + 1H →13N +γ
　　13N → 13C + e+ + ve
　　13C + 1H→ 14N +γ
　　14N + 1H→15O +γ
　　15O→15N + e+ +ve
　　15N + 1H→12C + 4He式中e+、ve和γ分别是正电子、电子中微子和γ光子。整个过程中，12C并未消耗，只起触媒作用，而N、O等是中间产物，最终结果是4个氢核聚变成1个氦核。这个链式反应释放的能量为25.01兆电子伏。碳氮循环实际上还有另一分支过程。当温度高于1.7×107K时，最后一个反应将由以下循环替代：
　　15N + 1H→16O +γ
　　16O + 1H→17 F +γ
　　17 F→17O + e+ +ve
　　17O + 1H→14N + 4He。最后结果仍是产生氦核。由于有两个循环，上述的反应也称为碳氮双循环。
　　当温度很高时，碳氮循环的反应速率比质子-质子反应的高得多。对于大质量、高光度的主序星。碳氮循环是主要的能源。而像太阳这样的低光度主序星，质子-质子反应是主要的能源。


Α过程

α过程，B2FH理论(元素合成理论)中的一种过程。1957年，伯比奇夫妇、福勒和霍伊尔提出元素在恒星中合成的假说时,曾经认为：通过α 过程,α 粒子与 20Ne(氖同位素)相继反应,可以生成24Mg、28Si、32S、36Ar、40Ca（镁、硅、硫、氩、 钙的同位素）等核子数为4的整数倍的原子核。现在α过程已经成为过时的术语,它已经被碳燃烧、氧燃烧和硅燃烧等过程所取代。


R过程

r过程（ r-process ），中子快俘获过程，是B2FH理论（见元素合成理论）中提出的一种过程。当有大量中子可供利用时（如超新星爆发）通过核合成制造重元素的过程，简称r过程，r是rapid（快）的缩写。r过程依次发生中子俘获的时标比β衰变要迅速。一般在超新星爆发时会出现很强的中子流。在这种情况下，某些原子核俘获中子的概率高于β衰变概率，生成的核还没有来得及β衰变就又俘获了新的中子，这就形成原子核对中子的快速连续俘获，直到没有更多的中子为原子核所俘时为止。这样生成的原子核往往是不稳定的，它们又可通过连续的β衰变而形成各种富中子同位素才变成稳定核。r过程的关键是，核在来得及通过放出一个电子或其他途径发生衰变之前就俘获了好几个中子。这要求恒星的中心物质密度达到3×1020/厘米3个中子，这就是为什么只有超新星才具有r过程的条件，然而超新星的条件是短暂的。比铋重的所有元素和比铁重的富中子同位素都可由r过程产生。r过程的时标约为10～100秒。描述r过程有三个参数：每个重子的熵、电子所占份额的演化和动力学时标。近10年来理论工作集中于核心坍缩超新星爆发，特别是中微子加热围绕新形成的中子星的大气作为r过程的处所。


P过程

P过程（ p-process ），俘获质子合成富质子重原子核的 过程。是在B2FH理论（见 元素合成理论）中提出的。 p是proton（质子）的缩写。相当稀有的富质子原子核，如 92Mo、 112Sn、 114Sn、 114Sm（钼、锡、钐的同位素）等，不能由中子俘获的 s过程或 r过程形成。它们可在高温下克服巨大的库仑势垒，由质子俘获 过程产生，或者在 超新星爆发 过程由(γ,n)反应产生。通过俘获质子放出γ光子的反应( p,γ)，或者通过吸收γ光子放出中子的反应(γ,n)而生成。这两种 过程统称为 p 过程。 p 过程可能发生在温度 T≥ 10 9K、密度 ρ＜ 104克/厘米3的超新星的壳层中。


S过程

S过程（ s-process ），中子慢俘获过程。B2FH理论（见元素合成理论）中提出的一种过程。中子供应稳定但不太充足的条件下，通过核合成形成重元素的过程，简称为s过程，s是英文slow（慢）的缩写。s过程中一个核每次俘获一个中子，而且在俘获另一个中子之前可能要经受β衰变，即s过程的时标比β衰变慢的过程。这是比铁元素更重的元素形成途径之一。比铁峰元素（钒、铬、锰、铁、钴、镍等）更重的元素的丰度，不能用核统计平衡过程来说明，因为它们的丰度远大于核统计平衡所确定的数值。用带电粒子间的反应来解释重元素的生成也有困难，因为这种反应需要克服库仑势垒。而库仑势垒随着核电荷的增加而增高，在低温条件下重核之间进行反应的概率小到可忽略，而在高温条件下核反应又趋于统计平衡。但俘获中子的反应却不受限制，它无须克服库仑势垒，所以在温度不是很高的情形下即可发生。一般重元素是由铁峰元素通过逐步俘获自由中子而生成的。设想把原子核(Z,A)置于中子流里，原子核俘获一个中子后就成为该元素的同位素(Z,A+1)。若(Z,A+1)核是稳定的，它将在这一状态停留，直至捕捉到另一中子为止。但如果(Z,A+1)核是β放射性的，则是捕捉另一中子还是β衰变，这要由两个过程的相对快慢来决定。若中子流很弱，(Z,A+1)核的中子俘获概率低于β衰变概率，则(Z,A+1)核先行β衰变，此即s过程；反之，即r过程。s过程可能发生于红巨星阶段，通过它可能生成直至A=208的稳定核素。天体物理研究s过程更多的是渐近巨星支(AGB)，它可直接通过观测这类恒星加以研究。


E过程

E过程（ e-process ），原子核的统计平衡过程。是B2FH理论（见元素合成理论）中提出的一种过程。e是英文equilibrium（平衡）的缩写。在温度T≥4×109～5×109K，密度ρ＞3×106克/厘米3的情况下，高能光子和原子核之间会发生大量的碰撞。一方面碰撞导致核的碎裂，另一方面碎片又很快同其他粒子相结合，最终在核的瓦解和形成之间建立起统计平衡。统计平衡在核合成理论中具有特殊的作用。
当核物质处于统计平衡状态时，即在原子核与自由质子和中子之间达到平衡，各种核的丰度可用统计方法确定。具体计算表明，统计平衡过程可形成元素的丰度曲线上的铁峰（钒、铬、锰、铁、钴、镍等）。现已拓宽了B2FH理论的思想，可能统计平衡存在层次，不同自然系统的平衡能达到更精度的平衡。熵给统计平衡最好的理解，熵最大时达到统计平衡。这种条件仅在超新星爆发过程能达到。由超新星1987A的γ射线观测已证明了超新星爆发过程中铁峰元素产生的重要性。


宇宙气体动力学

宇宙气体动力学（ cosmic gas dynamics ），应用气体动力学的理论和方法研究宇宙中物质形态和运动规律，特别关注磁场的影响的学科。流体力学和天体物理学相互交叉的学科。该学科名称是E.萨兹曼于1968年正式提出的。研究对象主要是星际空间、恒星以及地球大气层中的电离气体。研究内容包括恒星外层结构（湍流对流速度、波动及激波等），太阳及恒星活动（耀星、太阳耀斑、闪光相和宇宙线等），核反应和带电粒子加速机制，电磁活动对天体演化的作用，日冕和太阳风的流体动力学机制等。宇宙气体动力学的研究领域已从行星环境扩展到太阳内部，从气云到星系，以至局部宇宙的演化，并在太阳风、地球磁层、气云的坍缩与破裂、无碰撞激波、恒星大气的反常加热、宇宙中磁场的起源和演化、星系的密度波理论等方面进行研究。


金斯不稳定性

金斯不稳定性（ Jeans instability ），由万有引力产生的一种不稳定性，因金斯在二十世纪初最先研究而得名。对于一个自引力体系，如果它的基态是均匀的或准均匀的，密度为ρ0，则存在一个临界波长λJ，亦称金斯波长：

式中 G为万有引力常数； α 0为声速。 λ J的基本性质是:尺度小于λ J的密度扰动，只能在体系中传播而不能增长；尺度大于λ J的密度扰动将随时间而增长，即密度大的地方将变得更密，这就是 不稳定性。这个 不稳定性判据称为 金 斯判据。对于一个无转动的体系，临界波长λ J与整个体系的尺度为同一量级，因此，对于尺度为λ J的扰动来说，体系不能看做是均匀或准均匀的，上述结论就不适用。对于一个有转动的体系，λ J可能小于体系的尺度，可以应用上述结论。尽管 金 斯 不稳定性在定量的应用上有这些局限性，但 金 斯的论证方法是简单而富有启发性的，它体现了在自引力介质中两个主要的物理因素──引力和压力之间的对抗。因此，即使在基态不满足准均匀性条件时， 金 斯 不稳定性的 定性结果仍然是有价值的。


瑞利-泰勒不稳定性

瑞利-泰勒不稳定性（ Rayleigh-Taylor instability ），在重力场中，当密度较大的液体压在密度较小的液体上面时，它们边界上一定波长的小扰动会发展成为不稳定的流动。因为重者在上、轻者在下的系统势能较大，它们要互换地位才能趋于稳定。这是由重力推动的，所以又称重力不稳定性。由此引伸，在加速度场中，如果密度较大的流体占据力势较高的地位，密度较小的流体占据力势较低的地位，那么边界上的不稳定性总是驱使密度较大的流体去占据力势较低的地位，而把密度较小的流体挤到力势较高的地位，这样才能使整个系统的势能减低。在天体物理现象中这类不稳定性是常见的。


开尔芬-亥姆霍兹不稳定性

开尔芬-亥姆霍兹不稳定性（ Kelvin-Helmholtz instability ），流体中的一种不稳定性。上下两层流体若具有不同的密度和不同的切向流动（即沿着分界面）的速度，就会出现这种不稳定性。如果用ρ2和ρ1、v2和v1分别表示上下两层流体的密度和切向速度，则出现开尔芬-亥姆霍兹不稳定性的条件是波数k要满足下述关系：

其中 g表示重力加速度，φ是波矢 k与速度 v= v1－ v2之间的夹角。


宇宙磁流体力学

宇宙磁流体力学（ cosmic magnetohydrodynamics ），磁流体力学在天体物理学中的应用所形成的学科。
电磁场中运动的导电流体，受到洛伦兹力的作用，同时还产生感应电动势。前者使流体运动受到电磁场的影响，后者则使电磁场又受到流体运动的影响，因此形成流场与电磁场之间的耦合。等离子体在一定条件下可看作连续介质，磁流体力学则是研究等离子体理论的宏观方法。实际上，磁流体力学的发展一直是与等离子体动力学的发展互相促进的。
宇宙中绝大部分物质都处于气体和等离子体状态。恒星内部气体几乎是完全电离的。太阳光球的电离度虽不太高，但色球和日冕的电离度几乎达到百分之百。高温恒星周围的星际空间的气体，一般也是高度电离的。宇宙中磁场是普遍存在的。太阳上不仅普遍有磁场，而且在局部区域和一定时间内，磁场可以很强，如太阳黑子的磁场强度可达数千高斯。恒星上也存在磁场，已观测到的磁变星的磁场强度可达几万高斯。中子星的场强更大，可达1012～1014高斯。恒星际空间和星系际空间也存在磁场。因此，磁场中等离子体的运动就成为天体物理研究的重要对象，而磁流体力学则是一个重要的研究工具。
磁流体力学以流体力学和电动力学为基础，把流场方程和电磁场方程联立起来，引进了许多新的特征过程，内容十分丰富。宇宙磁流体力学更有其特色。首先，它所研究的对象的特征长度一般来说是非常大的，因而电感的作用远远大于电阻的作用。其次，它有效时间非常久，由电磁原因引起的某些作用力虽然不大，但却能产生重大效应。磁流体力学大体上可以和流体力学平行地进行研究，但因磁场的存在也具有自己的特点：在磁流体静力学中的平衡方程，与流体静力学相比，增加了磁应力部分，这就是产生磁约束的根据。运动学在磁流体力学中有着不同的含义，它研究磁场的“运动”，即在介质流动下磁场的演变。与正压流体中的涡旋相似，磁场的变化也是由对流和扩散两种作用引起的。如果流体是理想导体，磁力线则冻结在流体上，即在同一磁力线上的质点恒在同一磁力线上。如果电导率是有限的，则磁场还要扩散。两种作用的强弱取决于磁雷诺数4πσUL/c2（c为光速，σ为电导率，U和L分别为问题的特征速度和特征长度）的大小。研究流动如何产生和维持天体中磁流发电机制，大多是以运动学为基础的。
扰动的传播与一般流体力学有很大不同。首先，由于磁张力，冻结在流体中的磁力线像绷紧的弦一样，垂直磁力线的扰动可以沿着这种磁力线传播，形成阿尔文波，其速度为：

式中 B为基态磁感应强度， μ为 流体的磁导率， ρ是 流体密度。 v称为 阿尔文速度。其次， 磁流体力学中声波受磁场影响将分解为快磁声波和慢磁声波两种，它们的相速度分别大于和小于阿尔文波的相速度。这三种波的传播一般是各向异性的，它们统称为 磁流体力学波。
无论对于平衡的不稳定性，层流转换为湍流的不稳定性或热力不稳定性，磁场的影响都会起很重要的作用。一般，磁场对导电流体的运动起着像黏滞阻力一样的作用，并且使导电流体具有一定程度的刚性。这样就会减弱任何导致不稳定的趋向。同时，磁场的存在也将传播一些新的扰动模式。
磁流体力学湍流往往是与宇宙中磁场的产生和维持相联系的。湍流的无规则运动一般会使磁力线伸长，而使磁场增强。另一方面，湍流也会增加磁场的耗散率。当然，磁场也将对湍流运动起反作用。


磁合并

磁合并（ magnetic annihilation ），磁场可以按照磁力线的拓扑结构分为不同的区域，磁场合并或磁合并是指磁力线随着导电介质的流动，从一个区域跨越分界面进入另一个区域时所发生的过程。在两个分界面的交线（中性线）上，磁场强度为零。在磁合并的过程中，由于电阻的作用，在中性线的邻域形成一个扩散区，流入扩散区的磁力线消失（磁力线湮没或磁湮没），从扩散区流出的磁力线将重联（原来不在同一磁力线上的流体质点联结成一条磁力线）。流动是从强磁场区到弱磁场区，减少的磁能将转换为介质的动能和热能，对于等离子体也就是转换为组成粒子的动能，包括规则的和不规则的动能。由于磁合并过程可以使磁场成为等离子体的能源，宇宙中许多过程，特别是一些爆发过程，都可能和它有关，如地球磁层亚暴、太阳耀斑等。能量转换的快慢取决于合并的快慢，一般以远处流向分界面的速度与阿尔文速度(见阿尔文波)之比，作为合并快慢的量度，叫作合并率。


阿尔文波

阿尔文波（ Alfvén wave ），瑞典学者阿尔文发现的一种磁流体力学波。在磁场冻结的条件下，导电流体中可以出现这种波动。处在磁场中的导电流体，在垂直于磁场方向受到一种局部扰动时，便会激发起阿尔文波。阿尔文波是振动方向与传播方向垂直的横波，有时也称为剪切阿尔文波。根据宇宙磁流体力学原理，磁雷诺数很大，在某种意义上可以看作磁力线冻结在物质上一起运动，流体好像粘附在磁力线上，可以把磁力线视作质量等于每一根磁力线上的流体质量的物质线。磁力线上存在着张力B2/4πμ，因此，可以把磁力线比作弹性弦，磁力线的波动传播可以看作与弦线的振动传播十分类似。对于普通的弦线，横向振动满足下面方程：

式中S为弦线中的张力；m为单位弦线长度上的质量。向z方向传播的波速为：

对于均匀介质和均匀磁场，类似地有如下波动方程：

式中 by为场的扰动成分： B为基态磁感应强度。 阿尔文波就是这种扰动场的传播，传播速度为：

称为 阿 尔 文速度。宇宙天体大部分均属带磁的高电导率等离子体。任何流体的扰动，都十分容易激起 阿 尔 文 波，所以它在天体等离子体现象中有重要的作用。


磁声波

磁声波（ magnetosonic wave ），磁流体力学中声波与阿尔文波互相耦合形成的一种波。有快磁声波和慢磁声波之分，对于均匀理想介质，二者的相速度V+及V-为：

式中 θ为 磁 声波的传播方向与磁场方向的夹角， VA为带 磁等离子体中的阿尔文速度， c S为介质中声速。当 θ＝0时， V+=± V A或± cS， 磁声波退化为压缩阿尔文波和纯声波。当时，

就只有快磁声波而无慢磁声波。


磁流体力学湍流

磁流体力学湍流（ magnetohydrodynamic turbulence ），带磁导电流体中的湍流。当与磁场垂直方向的流体运动不足以克服磁场的张力时，只在平行于磁场的流体中才有湍流发生。只有流体运动的平均动能密度与磁能密度量级相同时，各向同性的磁流体力学湍流才能发展。流体的动能和磁能在磁流体力学湍流的最后阶段，以粘滞和焦耳损耗方式转变为分子热能。这和无碰撞等离子体不同，后者在其发展和衰变阶段，可由粒子-波、波-波的交互作用（见等离子体天体物理学），经过被加速粒子的逃逸和电磁波的辐射把能量散出。湍流的存在，使带磁导电流体的平均运动增加了动态摩擦的因素。充分发展的磁流体力学湍流所产生的动态摩擦，远远大于分子热运动所引起的粘滞效应。天体物理观测证明，磁流体力学湍流是普遍存在的。例如，太阳对流层、致密星的吸积盘、星系中的气盘、超新星遗迹所代表的激波波阵面后的区域、太阳风等，都有磁流体力学湍流发生。


电流片

电流片（ current sheet ），介于两个反向磁场之间的电流薄层，亦称中性片。从两侧流来的等离子体在这里进行磁合并，可使等离子体加热和加速。电流片中发生的不稳定过程，对加速和加热也有重要作用，主要原因是，离子声不稳定性产生离子声湍动，使电阻反常并增大几个数量级；撕裂模不稳定性使电流片溃散为一系列分离的电流丝，在电流丝之间磁场为零的地方，将产生很强的感应电场，使带电粒子加速。


磁耦合机制和沙兹曼机制

磁耦合机制和沙兹曼机制（ magnetic coupling mechanism and Schatzman mechanism ），解释太阳系角动量特殊分布的两种理论。太阳质量占太阳系总质量的99.8％以上，但其角动量(动量矩)却只占太阳系总角动量的1％左右，而质量仅占0.2％的行星和卫星等天体，它们的角动量却占99％左右。太阳系角动量的这种特殊分布，是太阳系起源研究中的一个重要问题。1942年，阿尔文提出一种“磁耦合机制”。他认为，太阳通过它的磁场的作用，把角动量转移给周围的电离云，从而使由后者凝聚成的行星具有很大的角动量。他假定原始太阳有很强的偶极磁场，其磁力线延伸到电离云并随太阳转动。电离质点只能绕磁力线作螺旋运动，并且被磁力线带动着随太阳转动，因而从太阳获得角动量。太阳因把角动量转移给电离云，自转遂变慢了。
1962年，沙兹曼提出另一种通过磁场作用转移角动量的机制，称为沙兹曼机制。他认为，太阳（恒星）演化早期经历一个金牛座T型变星的时期，由于内部对流很强和自转较快，出现局部强磁场和比现今太阳耀斑强得多的磁活动，大规模地抛出带电粒子。这些粒子也随太阳磁场一起转动，直到抵达科里奥利力开始超过磁张力的临界距离处，它们一直从太阳获得角动量。由于临界距离达到恒星距离的量级，虽然抛出的物质只占太阳质量的很小一部分，但足以有效地把太阳的角动量转移走。沙兹曼也用此机制解释晚于F5型的恒星比早型星自转慢的观测事实。晚于F5型的恒星，都有很厚的对流区和很强的磁活动，通过抛出带电粒子转移掉角动量，自转因而变慢。然而早于F5型的恒星，没有很厚的对流区，没有损失角动量，因而自转较快。


等离子体天体物理学

等离子体天体物理学（ plasma astrophysics ），应用等离子体物理学的基本理论和实验结果来研究天体的物态及物理过程的学科。包括理论探讨和天文实测对理论的检验两个方面。
宇宙物质绝大部分处于等离子态。如地球的电离层和地球磁层、行星际空间的太阳风、太阳大气、某些磁变星、星际物质以及星系际物质等。近年认识到天体等离子体远非处于热动平衡状态。宇宙间存在各种不稳定过程（如太阳耀斑和各种类型的太阳射电爆发，即使太阳在“宁静”期间，也存在巨大的不稳定性），因而在等离子体中经常不断地激起各种波动，形成复杂的湍动状态。行星际空间的太阳风在地球附近形成的地球弓形激波、磁层亚暴等，都说明天体等离子体往往处于湍动状态。又如超新星、类星体、星系核、星系核风以及脉冲星周围的等离子体，也都同热动平衡的状态相差很远。
等离子体天体物理学着重研究天体等离子体中各种不稳定的物理过程。天体等离子体中两体碰撞不是粒子间相互作用的主要形式，更重要的是带电粒子（电子和离子）间的集体相互作用，它能激发各种振荡和波动。各种形式的等离子体波，可看作是准粒子，称为等离子体激元。由于存在不稳定性，等离子体处于湍动状态。湍动状态下，等离子体中各种形式的波动之间，往往发生强烈的非线性相互作用，并引起能量在频谱中的再分布。这种作用通常叫作波–波作用。此外，波和带电粒子之间可产生更有效的相互作用使粒子加速，使辐射谱的特征改变。这种作用通常叫作波–粒子作用。因此天体等离子体主要应由彼此相互作用着的三种成分组成，即电子、离子和等离子体激元（对某些天体，还应加上一种成分，即中性粒子）。现代等离子体天体物理学正是要探索和研究在各种可能的天体物理条件下，上述三种基本成分之间相互作用的物理规律。
天体等离子体经常处于很复杂的物理状态。这表现为通常存在不均匀结构：电导率远小于按经典的两体碰撞理论所计算的值，甚至会突然变为零，致使磁流体力学中的“磁冻结”图像失效；由于不稳定性而导致等离子体位形不确定。等离子体天体物理学要研究两个问题：一是各种天体的等离子体湍动状态形成的可能性；二是假定天体等离子体处在湍动状态，从天文观测中将会得出些什么推论。对第一个问题还不能作出普遍的回答，但对地球磁层和太阳等离子体的研究表明，至少在地球附近的等离子体常常处于湍动状态。近年来实验室进行的大量实验证明：等离子体中的不稳定性是很容易产生的，等离子体状态对热动平衡有微小的、有时甚至是可能被忽略的偏离，也会导致向湍动状态转化。产生不稳定性所需要的对热动平衡偏离的最小值，称为不稳定性阈值。对诸如星际物质、太阳风、日冕、类星体外部区域和脉冲星辐射区域的研究表明，在这些天体上都可能达到不稳定性阈值，并形成等离子体湍动状态。至于第二个问题，天体等离子体处于湍动状态，必然会改变对天体物理观测所作的传统解释。如处于湍动状态中的天体等离子体中的快粒子将导致谱线致宽，改变天体等离子体的电离度，加热等离子体；湍动状态的等离子体又可将其湍动能转化为电磁辐射能等。


等离子体湍动加速

等离子体湍动加速（ plasma turbulence acceleration ），等离子体的一个最重要特性是不稳定性。微小的扰动就能在等离子体中激起各种等离子体波（或称为等离子体激元）。这种等离子体的激发态通常称为等离子体湍动（见等离子体天体物理学）。湍动元(等离子体波)和荷电粒子碰撞会引起它们之间的能量交换，从而导致粒子加速，这种现象称为等离子体湍动加速。这种加速效应带有统计性质，和经典的费密加速类似。业已证明，等离子体激元和荷电粒子间的碰撞总是导致粒子平均能量的增加。
对费密加速的计算表明，粒子的加速率正比于L-1，L是两激元之间的平均距离，也就是两湍动元之间的平均尺度。这种关系是普遍的，并不取决于具体的加速机制。因而湍动元尺度越小，加速效率就越高。在等离子体中，存在各种高频等离子体波，它们的波长是短的，所以，加速效率就比费密加速效率大得多。计算表明，如果太阳缓变射电是由等离子体中的电子振荡波（朗缪尔波）转化来的，那么，这种电子波就能在一天之内把足够多的粒子加速到具有相当于一个耀斑爆发的能量。可见，这种湍动加速效率是非常高的。等离子体湍动加速通常包括两种情况：如果等离子体波的相速度大于粒子的热运动速度，那么，这种等离子体波只能加速少数快粒子，这叫作等离子体纯粹加速；如果波的相速度小于被加速粒子的热运动速度，那么，大多数粒子都能被这种等离子体波加速，这叫作等离子体湍动加热。
对于活动星系核、类星体、脉冲星、蟹状星云等，不管它们的辐射机制如何，为了得到和观测资料一致的结果，总得假定它们的高能粒子数随能量的分布是采取幂指数形式的。正是考虑到等离子体湍动加速效应，才有可能自洽地获得粒子的这种幂律谱。


等离子体中的反常输运

等离子体中的反常输运（ anomalous transport in plasmas ），等离子体中带电粒子与中性粒子之间、中性粒子与中性粒子之间的相互作用是短程的。但是，带电粒子与带电粒子之间的作用是长程的库仑力。由于德拜屏蔽效应，计算输运系数时常可用短程的屏蔽库仑势，按两体碰撞理论来处理。这便是所谓“经典输运”理论。反常输运，通常指那些不属于“经典输运”的输运过程，它们引起的耗散可以比“经典输运”大得多。反常输运一般是与带电粒子间的集体效应相联系的。当等离子体中出现不稳定性或形成湍动态时，这种效应变得特别重要。在一定意义下，反常输运可理解为由带电粒子与集体扰动场之间的某种等效碰撞引起的效应。由于不稳定性或湍动是等离子体中十分普遍的现象，等离子体中的很多物理过程，如高温等离子体的反常加热、无碰撞激波中的耗散、横越磁场的反常扩散和热导、磁场的重联等，都与反常输运有密切关系。


斯特龙根半径

斯特龙根半径（ Strömgren radius ），发射星云的一个特征量，为丹麦天文学家斯特龙根所提出，因而得名。当星云中存在高温星时，高温星所发出的紫外线会电离周围的气体，形成发射星云。有名的猎户座大星云和麒麟座的玫瑰星云都是这一类星云。
从星云中心高温星发出的紫外线首先电离周围的氢原子。当辐射强度足够高时，氢原子几乎全被电离。在完全电离区中，紫外线可以毫无损耗地穿过。当紫外线到达中性氢区时，又使中性氢产生电离，这样就使电离层从中心向外扩大。实际上，星云内每一点都要求保持电离和复合之间的平衡。电离度在离中心星一定距离处会下降，电离度一减小，辐射强度就会按指数减小，紫外线很快就衰减到不可能再进行电离的程度。这时星云中就出现电离边界。三十年代，丹麦天文学家斯特龙根最早研究这个问题。他从理论上推导出电离区的边界，因而边界以内的区域被称为斯特龙根球，从边界到中心的距离即为斯特龙根半径。它的大小取决于气体密度和中心星温度。


拉金效应

拉金效应（ Razin effect ），电子在等离子体中进行同步加速辐射时的一种效应。电子辐射过程要受到等离子体介质的影响。在频率v小于vR的范围内，同步加速辐射的强度比没有等离子体时弱一些。vR由下式确定：

式中 Ne为热电子数密度， e为电子电荷， c为光速， H为磁场强度， e为电子速度和磁场方向的交角。


高能天体物理学

高能天体物理学（ high energy astrophysics ），研究发生在宇宙天体上的高能现象和高能过程的学科。20世纪60年代人造地球卫星被送上太空以后，对宇宙天体的辐射过程的研究从可见光、射电扩展到X射线、γ射线等高能电磁辐射波段。在高能辐射波段，电磁辐射的波长短到接近或小于一个原子的大小，此时的辐射可像粒子一样深入到物质深层而不再具有光波的反射、折射等波动特性，从而又被称为高能光子。公式E＝hν＝hc/λ描述了这种电磁辐射的波粒二象性，适用于整个电磁波谱上光子的能量E、波长λ和频率ν之间的关系。如一个波长为4 000埃（1埃＝0.1纳米）的蓝光光子的能量为3.1电子伏；一个波长为1埃的X射线光子能量则为12.4千电子伏；而一个波长小于原子核大小（十万分之一埃）的高能γ射线光子，能量可高于1.24千兆电子伏。因此，这里所说的“高能”，首先是指单个光子的能量高，其次是指辐射的总能量比一般恒星、星系的辐射要大的多，如活动星系核、宇宙γ射线暴等。

研究内容
高能天体物理学研究发生在天体上的这些高能光子的产生机理、辐射特征和物理规律。此外，由于这种辐射与其起源处的宇宙线高能带电粒子存在着密切关联，能够到达地球的宇宙线粒子的能量高，其能谱从10千兆电子伏开始直跨10个数量级，因此也把对高能宇宙线粒子的产生和加速机制的研究纳入高能天体物理学的研究范围。

图1　各类电磁辐射可达到的距海平面的高度

与高能天体物理的观测基础相对应的天文学分支又称高能天文学。由于高能辐射的粒子特性，通常必须采用核探测器进行观测；由于地球大气的屏障作用，高能天文观测只能在40千米以上的高空气球、火箭和人造地球卫星上进行（图1）。1962年美国的火箭载探测器首次发现了一个光学亮度很弱而X射线通量很强的天体，名叫天蝎座X–1。这一发现说明，宇宙空间中存在着一类以高能电磁辐射为主的天体或天体现象，而且辐射的总能量之大是太阳一类的恒星或普通星系所无法相比的。天蝎座X–1的发现标志着高能天文学的诞生、全波天文观测时代的开始。在以后的40年中，100余颗高能天文卫星被送上太空，现已观测到能量从1千电子伏直至1 000千兆电子伏以上天体的高能γ光子辐射，发现了上万个宇宙X射线源、数百个宇宙γ射线源（包括X射线脉冲星、类星体等一大批高能天体）、宇宙γ射线暴、X射线暴、双星致密星和黑洞的X射线辐射等一系列的高能辐射现象，带给人们一个全新的宇观世界，高能天文观测本身及其所带动的高能天体物理研究获得了前所没有的迅速发展。
高能光子产生的基本过程　主要分为下述几类：
①高温等离子体热运动产生的热辐射过程。辐射光子的能量可用E＝hν＝kT描述，T为等离子体的温度。在光学厚的情况下表现为黑体辐射，产生千电子伏的低能X射线需要有T接近107K的足够的高温；光学薄的高温等离子体会产生热轫致辐射，温度可更高一些，100千电子伏的X射线要求温度109K，已是极限。
②高能电子与物质或场的相互作用产生X射线、γ射线，对于具有幂律能谱接近E−α（α为一常数）、能量为γm0c2的相对论电子(m0为电子的静止质量，γ为洛伦兹因子，c为光速)，产生的光子能谱也是幂律谱，主要的过程有三种：高能电子在穿过物质时因库仑场作用减速而产生非热轫致辐射，辐射的能量与高能电子的动能有相同的数量级；高能电子在磁场中加速产生同步辐射，辐射有很强的方向性，光子的能量正比于Bγ2（B为磁感应强度），天体环境中磁场强度的跨度很大，因而产生的光子可从射电一直到高能γ波段；高能电子与微波背景、星光等低能光子的逆康普顿散射，一次散射就可使低能光子的能量提高γ2倍。用产生1兆电子伏的γ光子为例，由这三种过程分别需要的电子能量为：轫致辐射γ为2；与2.7K微波背景辐射光子的逆康普顿散射γ为3.3×104；同步辐射γ为1.4×107（B约为1高斯时）。
③高能质子与物质或场的相互作用产生高能γ射线。高能粒子与原子核的核反应过程，可使原子核散裂，或激发而后退激，或生成放射性同位素后再衰变，是核γ射线的主要来源。足够高能的质子与质子或α粒子碰撞，最终会产生π0，一个π0会衰变成2个68兆电子伏的高能γ光子；如果反物质在宇宙中有一分布，高能质子与反质子相遇会湮没产生高能γ光子。

图2　密近双星吸积过程示意图，X射线辐射发生在致密星附近

④正负电子对的单光子、双光子或三光子湮没，或束缚态湮没，会产生511千电子伏γ谱线或连续谱。由于正负电子对往往产生于高能光子和物质的相互作用过程，在物质致密区会因此而产生光子和正负电子的电磁级联过程，从而产生能量较低的非热X射线。

观测研究
观测和研究表明，银河系中最强的X射线辐射来自于包含有一颗致密星和一颗光学主序星的密近双星系统，其中的致密星体积很小、可以是质量为太阳质量三分之一的中子星，或大于三倍太阳质量的黑洞，其强大的引力吸引着光学主星的表面物质和周围气体，形成一个吸积盘。吸积盘物质被黏滞加热至高温等离子体态，在致密星附近产生和发射X射线（图2），所以双星X射线源大多是热辐射天体，光度量级1030焦/秒。而且，由于光学主星的轨道运动，视向的X射线辐射会有轨道周期的掩食效应。另一类X射线强源发生在磁中子星上，具有强磁场的中子星可是密近双星中的致密星，如武仙座X−1；也可是超新星遗迹中的射电脉冲星，如蟹状星云脉冲星。辐射来自极冠处高能电子在强磁场中的同步辐射，视向强度受到中子星的自转周期的调制，这类天体也被称作X射线脉冲星或γ射线脉冲星。蟹状星云脉冲星的33毫秒周期性脉冲辐射一直延续到10千兆电子伏以上，证明这颗中子星极冠处的磁场强度达到了1012高斯。
类星体和活动星系核是银河系外星系尺度上的强X射线发射体，光度范围1036～1040焦/秒，如果用巨型黑洞的吸积模型解释类星体和活动星系核的强大的能量释放现象，由于有较强的穿透率，X射线的发射即可反映其核心深处的作用规律，接近10千电子伏的X射线发射区已在吸积流进入黑洞视界前的最后稳定区。
宇宙γ射线暴是近30年来最有吸引力的一类高能辐射现象，它们的短时标、随机出现的辐射特征很难判定其距离。1997年以来，观测到40多例γ射线暴宿主星系的红移，从而可断定在地球附近观测到的持续时间较长的一类宇宙γ射线暴，起源于银河系外遥远星系内恒星尺度的爆发，对因此而无法解释的巨大能量的释放可用带喷注的火球模型解释。
宇宙中高于100兆电子伏的高能γ射线辐射被认为与早期宇宙演化以及极高能宇宙线（E接近1021电子伏）的传播行为有密切联系。宇宙线与星际氢分子云的相互作用能够解释银河系盘面上很强的弥漫γ射线辐射。逆康普顿散射在许多天体条件下是解释高能γ射线产生的重要机制之一。
能够到达地球附近的宇宙线称做初级宇宙线，宇宙线核子在其产生及传播过程中，不断受到各种磁场，包括星系际和星际磁场的偏转和加速作用，初级宇宙线失去了原来的方向，只有在1018电子伏以上的极高能区才有可能保留下原始的信息。现在比较共识的是“费米加速机制”和银河系的漏箱模型：宇宙线核子起源于恒星演化晚期的超新星爆发；能量低于1015电子伏的初级宇宙线以质子成分为主，主要来自于银河系内；能量高于1015电子伏的质子会从银河系中“漏”出，初级宇宙线中重核的比例增加；高于1018电子伏的极高能宇宙线应该起源于银河系外，能谱在1021电子伏以上应该有截断。

发展方向
高能天体物理和粒子物理、宇宙学有着十分密切的联系，它从研究微观粒子的物理规律出发，研究发生在浩瀚宇宙中的宏观尺度上的种种物理现象，是联系微观世界和宇观世界的最好接合部。21世纪的前30年，高能天体物理研究的重点是：极端条件下的物理，恒星黑洞天体的证认，短时标宇宙γ射线暴，极高能宇宙线的起源，高能γ射线源，高能中微子源，暗物质和暗能量等。


中微子天文学

中微子天文学（ Neutrino astronomy ），研究天体条件下产生的中微子及其反映出的物理规律的学科。主要内容有：探测来自地球大气、太阳、超新星爆发的中微子以及高能中微子源，研究恒星的结构和演化、宇宙中非常高能粒子的起源、宇宙的物质结构，以及由此引起的中微子物理的最基本问题——中微子质量和中微子振荡问题。
中微子不带电，只参与弱相互作用，不受任何磁场和电场的影响，具有极强的穿透物质的能力，所以能反映发生在天体最核心部位的物理过程，也因此造成了探测的极大困难。中微子在核反应中会大量产生，从而充满了整个宇宙，有非常高的通量，每秒钟都会有几万亿个中微子穿过人体，为粒子物理学、宇宙学的研究提供了天然的中微子源。

目录

1 重要研究历史
2 中微子及其产生

2.1 β衰变和电子俘获
2.2 中微子对产生，尤卡过程
2.3 中微子对产生的其他过程
2.4 μ子、τ子的衰变
2.5 π、μ的中微子过程

3 宇宙中的中微子源

3.1 弥漫中微子背景
3.2 太阳中微子
3.3 引力塌缩型的超新星爆发与中微子暴
3.4 高能中微子源

4 中微子的相互作用及探测方法

4.1 中微子俘获
4.2 中微子散射（水切伦柯夫光方法）
4.3 深度非弹性散射[中性流(N C)和电荷流(C C)反应]

5 中微子天文学的成果与展望

5.1 太阳中微子的探测（中微子的混合）
5.2 超新星1987A
5.3 高能中微子天文学

重要研究历史
中微子是核作用的产物，1930年W.泡利为解释β衰变能谱的连续性，从能量守恒定律的需要出发，假设在原子核中存在一种电中性的微小粒子与放出电子同时发出，并带走一部分能量。1933年E.费米首次把这种中性粒子命名为中微子，提出原子核中子衰变成质子的同时放出一个电子和一个中微子的β衰变理论。1956年F.莱因斯和C.L.科恩首次在反应堆旁观测到了（电子）反中微子。1962年L.M.莱德曼、M.施瓦茨、J.施泰因贝格尔用加速器产生中微子束的方法发现了μ中微子。这两项工作分别获1995年、1988年度诺贝尔物理学奖。1960年R.戴维斯开创了太阳中微子天文学，他的小组用氯实验测量太阳中微子，发现了太阳中微子缺失现象（见太阳）。1967年B.彭特考沃提出中微子振荡的设想。1987年以小柴昌俊为首的小组在日本神冈的水实验测到了来自超新星1987A的中微子暴，确认了热核反应作为太阳主要能源的理论及太阳中微子的存在。1998年超级神冈实验首次给出了中微子振荡的证据。2002年以后SNO重水实验确认了太阳标准模型和中微子味道改变现象以及中微子有质量的重要结论，建议粒子物理标准模型因此而需要改变。2002年戴维斯和小柴昌俊因在中微子天文方面的开创性成就获得诺贝尔物理学奖。

中微子及其产生
已知构成物质的最小单元包括12种基本粒子：6种夸克和6种轻子，每一种都有自己的反粒子。6种轻子可分成三代，分别是电子、电子中微子(e,νe)，μ子、μ中微子(μ,νμ)，τ子和τ中微子(τ,ντ)，加上它们各自的反粒子。每一代分别有两种夸克与其构成一族，如第一族由可组成中子和质子的(u,d)夸克，与电子、电子中微子构成。粒子物理中把三种中微子称作中微子的三种味道，研究其共性时统称中微子，其中νe和νu有相同的物理特性，许多反应式中这两代轻子的符号可以互换。粒子物理的标准模型中，中微子被认为是没有质量的。现知中微子有质量，至少电子中微子的质量小于1电子伏；中微子在传播过程中可改变味道，但不改变它们总的通量。天体条件下产生中微子的基本过程有以下几种。

β衰变和电子俘获
基于质子(p)和中子(n)弱相互作用理论的中微子产生：n咱 p＋e－＋νe (1)p咱 n＋e＋＋νe (2)轻子和它的中微子产物总是一正一反地同时出现。在放射性物质的β衰变中，产生电子的β－衰变，同时发射反电子中微子；产生正电子的β＋衰变，同时发射电子中微子：β－衰变：(Z,A↠ (Z＋1,A)＋e－＋νeβ＋衰变：(Z,A)↠ (Z－1,A)＋e＋＋νeZ、A为原子核的电荷数和质量数，发生哪一种过程取决于初态原子核的质量必须大于终态原子核的质量。原子核对β＋衰变不稳定时，β＋发射可由俘获一个外层电子代替。恒星内部的电子能量足够高时，也会产生电子俘获过程，(Z,A)＋e－↠ (Z－1,A)＋νe。恒星内部连续不断的电子俘获又被称作中子化过程，其间产生大量的电子中微子，最终会使原子核变成一个大中子，所以电子俘获是恒星演化、中子星形成理论中的一个基本过程。

中微子对产生，尤卡过程
原子核的质量数为奇数时，在一类退化气体中，原子核（中子）会俘获一个电子而形成一个不稳定原子核，该原子核又经（质子的）β－衰变放出一个电子，如此交替。结果是电子损失能量，被一对正反电子中微子带走，这两种反应混合和交替的过程称作尤卡过程。原子核如果处于一个统计平衡态，便会连续不断地消耗电子能量和产生中微子对。中微子对产生可影响恒星的演化率和反应的能损率。在有丰富的自由质子和中子的高温区域，电子、正电子的俘获过程和衰变过程变得十分活跃和重要。

中微子对产生的其他过程
恒星演化的晚期，中微子对发射急剧加速，迅速地带走恒星内核的能量。高温（108～109℃）和高密度区（103～109克/厘米3）主要的过程有：正负电子对湮没产生中微子对；光子和电子碰撞（光中微子过程）产生电子和中微子对；光子在等离子体气体中传播生成电子空穴对，而后衰变发射中微子对。这些反应中哪个更重要，主要由反应区的密度决定。此外，光子和光子碰撞、电子和离子的作用或它们的轫致辐射也可产生中微子对。

μ子、τ子的衰变
μ子的寿命为2×10−6秒，一个负电荷μ子可衰变为一个μ中微子、一个电子和反电子中微子对。τ子是质量最重的轻子，寿命仅为3×10−13秒，一个τ子可衰变为一个τ中微子、一个电子和反电子中微子对（或μ子、反μ中微子对）。τ子不能在天然核反应中产生，至今尚未发现能够直接产生τ中微子的天体物理过程。

π、μ的中微子过程
恒星温度超过1 000亿度的区域，会创生正负π介子对和正负μ子对，随后会产生π、μ衰变而发射电子中微子对和μ中微子对。这对高度演化的重质量星可能是重要的冷却机制。高能宇宙线和核子的相互作用会产生带正、负电的和中性的π介子，带电的π很快会衰变成μ子和μ中微子，去掉产生π的中间过程便有相同于(1)式、(2)式的反应形式，再经过μ子衰变，一次核作用会产生一对正反μ中微子和一个电子（和中微子）轻子对。反应式为：　p—Ħ n＋π＋—Ħ μ＋μ＋＋νμ—Ħ n＋e＋＋νe＋νμ＋νμ　(3)　nß p＋π－—ß p＋μ－＋νμ—ß p＋e－＋νe＋νμ＋νμ　(4)高能宇宙线核子轰击地球大气，产生能量在千兆电子伏以上的大气中微子，并有νμ、νe数目比≥2。

宇宙中的中微子源
主要有以下几种。

弥漫中微子背景
大爆炸宇宙学认为，宇宙在大爆炸时会产生惊人数量的中微子，因为不易发生相互作用而残留至今。流量应当与微波背景一样丰富，预期每立方厘米有114个中微子，而且由于银河系的引力拽拉使其慢化，在地球附近会因浓缩而数目更多。中微子有质量，不会大于45电子伏，按现在的对中微子质量小于一个电子伏的认识，中微子背景的总质量粗略地等效于宇宙中所有可见恒星的质量总数。但由于能量很低，作用概率太小，至今无法探测。

太阳中微子
太阳中微子都是电子中微子，能量最高不超过20兆电子伏。对地球而言，太阳是最近的恒星，也是最强的中微子源，在地球上的总流量为每平方厘米650亿个。恒星演化理论提出太阳中心存在持续进行的热核聚变反应（见太阳）。按照具体的产生过程，对太阳中微子进行了分类命名，如pp中微子、铍–7中微子，硼–8中微子等。巴克尔等对太阳中微子进行了长期的研究，建立了标准太阳模型(SSM)，经过30多年的研究，对pp中微子强度的估计精度已可准确到1％，并从日震测量结果等其他方面找到旁证，说明计算是正确的。太阳中微子可使人们直接了解太阳内核的结构和演化过程。

引力塌缩型的超新星爆发与中微子暴
恒星演化晚期，恒星核心部分通过逐级热核反应，一直进行到合成铁，此时核燃料用尽，核反应变缓直至中止，强大的引力使原子核的中子化过程加剧，而放射出大量中微子。强大的中微子束会产生足够大的压力，将恒星外壳吹散而形成猛烈的超新星爆发，并在爆发的最初几秒钟内产生中微子暴，被吹散的外壳形成星云状的超新星遗迹，中子化的核心留下来形成中子星。这类中微子的能量基本上在几十兆电子伏量级。

高能中微子源
宇宙中的一些高能天体可产生高能中微子，如活动星系核、宇宙距离的γ射线暴发射体等。至今还不能清楚地解释能量高到银河系的尺度容不下的宇宙线是如何产生和加速的，而把宇宙线核子加速到很高能量，如在1亿亿电子伏以上的五个数量级内，必定会因π、μ的中微子过程而产生高能中微子。能量在几百亿电子伏以上的高能中微子的源将直接与非常高能的宇宙线的源相关联。

中微子的相互作用及探测方法
主要有三类。

中微子俘获
基于轻子相互作用原理，把(1)式和(2)式右侧的中微子取“反”，移至反应式左侧，即是中微子俘获过程，有时也称为中微子吸收。反应堆中微子实验，用的是质子反中微子俘获。研究太阳中微子的放射化学实验，即著名的氯实验和镓实验，基于后一个基本原理。同理，μ中微子的俘获反应产生μ子。中微子俘获的作用截面非常小，与中微子能量的平方成正比，如对1兆电子伏的中微子，量级为每核子10−44厘米2。能量更低的中微子，作用概率会小得更多；而对1 000兆电子伏的μ中微子，作用概率可增加100万倍，约10−38厘米2。当中微子能量达到1015以上时，地球的对中微子的吸收作用十分明显而变的不透明，产生的μ子与中微子的方向非常接近。

中微子散射（水切伦柯夫光方法）
中微子和电子的弹性散射（称为νe散射）在中微子探测中有十分重要的作用。散射有很强的方向关联，电子中微子与电子的散射比μ、τ中微子与电子的散射作用率高，占测到的中微子总强度的87%。中微子俘获反应在高能时也可看作类弹性散射过程，测量由此产生的高能电子或μ子的切伦柯夫光是研究大气中微子和探测高能中微子源的主要方法。

深度非弹性散射[中性流(N C)和电荷流(C C)反应]
高能中微子轰击原子核(N)会产生深度非弹性散射。中性流作用不改变反应前后的成分，三种中微子有相同的作用概率。利用测量中子俘获能（6.25兆电子伏）可测中微子的总强度；电荷流过程只和电子中微子有关，测量出射电子的切伦柯夫光和能谱，可知电子中微子的强度。

中微子天文学的成果与展望
有以下几个方面。

太阳中微子的探测（中微子的混合）
戴维斯是太阳中微子测量的先驱者，他的氯实验用的反应是：37Cl＋νe咱 37Ar＋e－,37Ar是半衰期为35天的放射性同位素，实验用了一个615吨乙氯乙烯液体的大容器，放在美国胡姆斯塔克1 500米深的矿井中进行，平均每2.17天才能产生一个37Ar原子，可测铍–7中微子和硼–8中微子。戴维斯从约1030个氯原子分离出1个氩原子并对其计数，1968年报道第一批数据时提出了太阳中微子缺失的问题，以后用30年的时间共探测到2 200个中微子，得到的太阳中微子流量是标准太阳模型(SSM)计算值的1/3。1990年开始的镓实验中，俄罗斯的科学家用了60吨镓，意大利的科学家用了30吨氯化镓，同时测量氩和锗可探测pp中微子、铍–7中微子和硼–8中微子。得到的太阳中微子通量是0.55 SSM。
日本的神冈(KAM II)和超级神冈实验(SK)分别用了3千吨水和5万吨水，反应阈能在6～7兆电子伏左右，利用νe散射的水切伦柯夫辐射方法可测量硼–8太阳中微子、千兆电子伏的大气中微子和天体的高能中微子。SK的灵敏度提高到每1万亿个中微子可测到1个，每天可测16.5个中微子，并有测量能量和辨别中微子方向的能力。这两个实验直接测到了从太阳方向上来的中微子，证实了太阳中微子的存在和热核反应理论，测到的通量为0.465 SSM（图1、图2）。

图1　超级神冈中微子实验全景示意图

图2　超级神冈中微子实验装置内部检测照片（取自东京大学宇宙线所神冈观测站）

实验的结果说明，太阳中微子的通量到达地球时确实偏少，而太阳标准模型是正确的，可能的解释是太阳中微子变了味。1999年开始的SNO实验，阈能5兆电子伏，利用1 200吨重水测量NC和CC反应，考察硼–8中微子的流量。结果表明，用电荷流(CC)测得的电子中微子通量比中性流(NC)测得的总中微子通量小，比SK测到的弹性散射中微子通量也小，而且NC总通量与SSM预言的结果吻合，由此推出了μ中微子、τ中微子通量的和，说明一部分太阳中微子在到达地球前改变了味道，这一现象被称作中微子混合，亦即中微子振荡。
太阳中微子天文学今后的研究方向是：精确测量pp中微子，铍–7中微子，以及用一个实验的结果代替用多个实验组合的结果获得结论。

超新星1987A
1987年2月23日格林尼治时间凌晨7时35分35.2秒开始，超级神冈和美国的IMB实验同时探测到来自超新星1987A的中微子暴，SK在12秒内共探测到12个中微子，包括第一秒内6个，第二秒内3个。两个半小时后，天文学家在南天观测到超新星的可见光爆发，来自距离17万光年的大麦哲伦星云，明亮到用肉眼可以看到。有11个中微子的能量在20兆电子伏以下，估计在爆发源处的最初几秒钟内有1058个中微子产生，总的能量释放3×1046焦，几千倍于太阳在它整个生命期总的能量释放，可见光部分只占中微子能量的1‰。超新星1987A是第一个也是至今唯一的一个观测到的太阳系外的中微子源，所以也有的天文学家把这一观测作为中微子天文学的开端。

高能中微子天文学
测量高能中微子源，虽已有多个实验，至今都因规模小而未得正结果。大多集中于1012～1015电子伏能区，方法是深水中建立1立方千米体积的探测器，用地球作过滤器以消除本底，用水切伦柯夫辐射法测量穿过地球的中微子的能量和方向。把许多大面积光电倍增管串接成几百米至1 000米长的探测器，在深海或冰层中放上许多串探测器覆盖一定的面积，便构成高能中微子望远镜。继南极μ子和中微子探测器阵列(AMANDA)实验，规模最大的是2004年开始建造的冰下中微子实验(Ice Cube)，要把4 800只光电倍增管放在透明的压力球内，做成80串1 000米长的探测器，用高压热水在冰层上打洞，把每一串探测器放入1.4～2.4千米深处，覆盖面积1平方千米，测量从北半球入射的中微子。对于1017～1020电子伏的极高能中微子，虽不能穿透地球，可测量由于电荷和中性流作用产生的次级μ子和τ子。高能中微子源和中微子暴源的寻找将是今后一段时间内中微子天文学的研究重点。


电子对湮没中微子过程

电子对湮没中微子过程（ pair annihilation neutrino process ），电子e-和正电子e+相互碰撞发生湮没而产生中微子对(中微子ve和反中微子ῡe)的过程。其反应为e++e-→ve+ῡe。式中右端的ve+ῡe也可推广为vμμ＋ῡμ；vτ＋ῡτ等，用图表示如下：

这是一个通过中介玻色子传递的弱作用过程。在通常的实验室条件下，效应极其微弱。但在星体环境中，当星体演化到内部温度达十亿度时，剧烈的粒子过程产生了丰富的电子对，正负电子都携带相当高的动能，它们相撞而湮没的概率大为增加。湮没产生的中微子对和物质只有弱相互作用，穿透力极强，可以毫无阻碍地穿过整个星体而把能量带走。因此，每一次碰撞湮没，星体将损失一百万电子伏以上的能量，而且温度愈高，正负电子的能量愈高，星体的能量损耗也愈迅速。理论计算表明，当星体温度高达十亿度以上时，电子对湮没产生中微子是星体能量的损耗的主要过程。星体能量的中微子损耗又对星体的演化起着重要作用。产生大量中微子而引起的不稳定，可能是超新星爆发的原因。


光生中微子过程

光生中微子过程（ photoneutrino processes ），γ光子与电子e-碰撞产生一对正中微子ve、反中微子ῡe的过程。其反应为γ+e-→e-+ve+ῡe，式中右端的ve+ῡe也可推广为vμ+ῡμ，vτ+ῡτ等。用图表示如下：

这是一种电子吸收光子的电磁作用和由中介玻色子传递的弱作用组合起来的过程。这一过程的总效果是，一个光子转变为一对正、反中微子。所产生的中微子对，同物质只有弱相互作用，穿透力极强，随着中微子对的逃逸，把体系的能量带走。在星体中，随着温度的增加，高能量的光子和电子所占的比重愈来愈大，因而光生中微子的概率以及由此而引起的能量损耗也愈来愈大。理论计算表明，这个能量损耗约正比于温度的八次方。当星体内部温度达到一亿度时，光生中微子过程造成的能量损耗便成为星体演化的不可忽略的因素。同辐射中微子的其他过程比较，光生中微子在密度小于105克/厘米3、温度低于4×108度的范围内是主要过程（见电子对湮没中微子过程）。


等离子体激元衰变中微子过程

等离子体激元衰变中微子过程（ plasmon decay neutrino process ），等离子体中各种形式的波的量子叫作等离子体激元Γ（可看作准粒子）。等离子体激元衰变为一对正、反中微子的过程，称为等离子体激元衰变中微子过程。其反应为Γ→ve＋ῡe。式中右端的ve＋ῡe也可推广为vμ+ῡμ，vτ+ῡτ等，在真空中传播的自由光子，由于能量、动量守恒定律的限制(光子能量等于其动量和光速的乘积)，不可能衰变为正、反中微子对。但是对于在等离子体中传播的光子，这种形式的等离子体激元相当于一个具有静止质量的光子，却可以衰变为正、反中微子对。这是由等离子体激元湮没为正、负电子对的电磁作用和由中介玻色子传递的弱作用二者组合起来的过程。这一过程使系统的能量被中微子带走。因为中微子与星体物质的相互作用微弱，所以它们有很强的穿透力，能够迅速逃逸。星体温度愈高，高能量的等离子体激元所占的百分比愈大，由衰变过程损耗的能量也愈大。由于等离子体激元的静止质量随着介质密度增加而增大，所以，在高密度区域内，和其他的星体辐射中微子机制比较，等离子体激元衰变中微子过程是星体中能量损耗的主要过程。中微子过程引起的星体能量损耗对星体的演化有重要作用（见中微子天文学）。


尤卡过程

尤卡过程（ URCA process ），产生中微子的一种过程。由两步组成：第一步是原子核的β衰变（Z，A）→（Z＋1，A）＋e-＋ῡe；第二步是反β过程e-+（Z＋1，A）→（Z，A）+ve。式中(Z，A)表示质子数为Z，核子数为A的原子核；e-为电子；ve为电子中微子；ῡe为反电子中微子。这两个过程的总效果是，使体系的能量（电子的动能）转化为一对正反中微子的能量而被带走。这个过程首先由伽莫夫－舍恩贝格研究并命名。在星体环境中，这个过程在高温度、低密度的区域内比较重要。但是，和其他几种中微子损耗（见电子对湮没中微子过程、光生中微子过程和等离子体激元衰变中微子过程）相比较，它的能量损耗率低得多。这是因为在尤卡过程中中微子带走的能量是来源于电子的热运动动能。在几十亿度以下的星体温度范围内，这个能量损耗机制不会有显著的作用。尤卡过程也可以在原子核的激发态间进行，这叫作光β过程。
在中子星中还存在下列的辐射中微子的过程:n＋n→n＋p＋e-＋ῡe，e-＋n＋p→n＋n＋ve，或者π-＋n→n＋e-＋ῡe，e-＋n→n＋π-＋ve。式中n为中子；p为质子；π-为荷电π介子。这类过程和尤卡过程很相像，称为广义尤卡过程。广义尤卡过程对中子星的冷却有重要作用。


宇宙线

宇宙线（汉语拼音：Yuzhou Xian；英语：Cosmic Ray），来自宇宙空间的各种高能微观粒子以及它们进入大气层过程中产生的其他微观粒子构成的射线流，提供宇宙信息以及高能粒子反应信息的重要渠道。
发现
　　宇宙线是在研究大气的电导率时偶然发现的。早在1900年 J.艾尔斯特、H.盖特尔和C.T.R.威尔逊等人在使用验电器时就注意到无论如何绝缘，验电器总有些漏电，猜测可能是由某种未知的辐射源导致空气电离，这种源具有比当时已知的放射性有更大的穿透本领。1911～1912年V.F.赫斯利用气球将高压电离室带到5千米高空，发现随着气球的上升，电离度持续增加，推断这种射线来源于宇宙空间。通过其他人多方面的研究，排除了大气层和地球内部产生射线来源的可能性，更加证实了赫斯的结论，故称之为宇宙线。
组成
　　人们发现来自宇宙空间的宇宙线与地球上大气层以下探测到的这种射线在组成上是不同的。在地球大气层外尚未与大气发生相互作用的宇宙线称为初级宇宙线。初级宇宙线主要利用气球、火箭、卫星或宇宙飞船运载小型探测设备进行观测，其主要成分是氢的原子核质子，占87％，其次是氦核a粒子占12％，其他是各种元素几乎占据元素周期表中直到锕的所有元素的裸核，合起来约占1％，此外还有一些电子、中微子、X射线、γ射线和反粒子。初级宇宙线粒子的能量分布很广，从1×103电子伏特（eV）到1×1020eV。能量在  1×1014eV以下的宇宙线是各向同性的；能量＞1×1014eV，显示有些各向异性；能量＞1×1019eV几乎所有的宇宙线都来自高银纬。
　　初级宇宙线进入大气层逐渐被吸收，它们与大气中的原子核作用产生各种射线，称为次级宇宙线。其中大部分是核子，少部分是介子，有p,n和π0、η、π±、K±等介子，π0或η介子衰变为高能γ光子，γ光子又在大气中电磁级联簇射，构成次级宇宙线的电子、光子成分，它们容易被铅吸收，常称为宇宙线的软成分；π±、K±介子衰变产生次级宇宙线的μ子成分，μ子寿命较长，它在物质中运动损失能量较小，因而有很强的穿透力，故称为宇宙线的硬成分，此外还有上述作用中产生的中微子成分，主要是νμ。
起源和传播
　　宇宙线的起源和宇宙线在空间的运动（传播）彼此密切相关，相当一部分初级宇宙线的原子核产生于传播过程中。由于宇宙线带电粒子在运动过程中受到星际磁场的偏转和太阳风磁场的散射，而人们对于其中的过程的认识还不足，宇宙线的起源和传播的研究还有很多困难，尚属未解决的问题。宇宙线高能粒子应起源于各种高能天体或天体高能过程，太阳和其他恒星表面的高能活动、超新星爆发、脉冲星、类星体和活动星系等都可能是宇宙射线源。目前人们普遍认为大多数宇宙线粒子起源于银河系内；太阳耀斑爆发等高能过程伴随粒子发射，这种太阳活动只能产生宇宙线粒子中的一小部分，大部分宇宙线来自太阳系之外。银河系内普通恒星的粒子发射只能是宇宙线粒子的一个微不足道的部分，大部分宇宙线应产生于比普通恒星活动更剧烈的过程。超新星爆发是银河系内最猛烈的高能现象。这可能是宇宙线的一个重要来源。此外脉冲星也可能是高能宇宙线粒子的重要来源，而极高能宇宙线粒子可能起源于银河系外。
宇宙线物理学
　　研究主要集中在天体物理、高能物理和日地空间物理3方面：① 天体物理方面，研究包括宇宙线起源。加速机制、在星际间的传播，各种粒子成分的能谱，元素的化学成分、丰度，以及关于新的高能天体过程，它们提供了宇宙间的丰富而重要的信息。②高能物理方面，在高能粒子加速器问世以前，研究粒子的产生及其相互作用主要依赖于宇宙线的研究，从宇宙线中发现了π介子、K介子、  2,和Ξ-超子等；如今在高于已有加速器能量的能区，研究超高能宇宙线与物质的相互作用仍然是一个重要方面。③日地空间物理方面，研究宇宙线在太阳系中受到的调制、太阳宇宙线、宇宙线的地磁效应等等，使人们对于日地空间的了解更加深入（见日地关系）。


空气簇射

空气簇射（ air shower ），能量很高的初级宇宙线进入地球大气后，同空气中的原子核连续发生强作用和电磁作用，产生大量次级粒子的现象。能量高于1014电子伏的初级宇宙线可产生数万到上亿个粒子（绝大部分是电子和光子），它们分布在数百米距离内，几乎同时到达地面。这种大范围的空气簇射现象叫做广延空气簇射。粗略地说，落到地面上的空气簇射粒子总数，正比于初级宇宙线的能量。利用空气簇射现象，可以在地面上探测能量极高的初级宇宙线。能量愈高，宇宙线粒子流强愈弱。每平方米面积上，平均一个月才射入一个能量高于1016电子伏的初级宇宙线粒子。但是，利用散布在大范围内的多个探测器组成的阵列来记录空气簇射粒子，可以把观测超高能初级宇宙线粒子的有效面积扩大到一平方公里左右。有关极高能量初级宇宙线的知识（能谱、方向等），就是研究广延空气簇射得到的。对于能量高于1011电子伏的宇宙γ射线，可以在地面观测其空气簇射所产生的切连科夫辐射。目前全世界共有广延空气簇射阵列近三十个，面积最大的在澳大利亚悉尼。


福布希下降

福布希下降（ Forbush decrease ），银河宇宙线强度受太阳活动影响的一种突发性的短期调制现象，又称宇宙线暴，缩写为FD。1938年，美国物理学家福布希利用电离室首先发现这一现象，因而得名。
福布希下降的特点是：强度下降快，恢复慢，持续期从几小时到几天以上，大FD幅度可达背景强度的百分之十几。在第二十太阳活动周(1964～1975年)期间所进行的空间观测表明，FD是由耀斑和冕洞中的高速流在行星际空间所造成的强磁场区引起的，与行星际激波关系密切。
1963年，美国天文学家帕克提出行星际激波引起FD的概念。地球上观测到的FD的主要特点：①大FD常在大耀斑后24～60小时发生，全球可见，幅度随纬度减小而减小；②各向异性明显；③下降期能谱的形式为I∝E-r，其中γ为0.2～0.8，E为能量。恢复期强度I随时间t的变化可用" 描述；④ 下降幅度随耀斑日面位置的分布有明显的东、西不对称性，这多半是行星际激波的东、西不对称磁场结构所造成的；⑤存在有统计意义的暴前上升现象，这就有可能为研究行星际激波和磁暴预报提供信息。此外，在FD过程中常观测到短暂的小的上升和阶梯形 下降，这都与磁暴主相环电流引起的粒子刚度 下降和激波结构有关。FD前后伴有广泛日地物理现象发生，如耀斑、冕洞、Ⅳ型 太阳射电爆发、 磁暴、电离层通讯干扰、强能暴粒子事件(ESP)以及可能的天气现象出现等。因此，它是人们研究太阳活动、 行星际磁场的结构、电离层电讯条件变化等的有力手段之一。


费密加速

费密加速（ Fermi acceleration ），解释宇宙线粒子加速的一种可能机制。1949年由费密提出因而得名。
恒星际极稀薄的电离气体带动强度约10-6高斯的磁场运动，其速度V约为每秒30公里的量级，速度为v的荷电粒子就在这非均匀磁场间来回运动(往返线度约1光年)：粒子在磁镜上反射或沿弯曲磁力线返回（也可以说粒子同磁场发生“碰撞”）。如果磁场静止，那末粒子能量不变；如果磁场是运动的，就出现两种情况。①迎头碰撞:磁力线和粒子相迎运动，V·v₁＜0（v₁是v的平行于磁力线的分量）。②追赶碰撞：和①相反，V·v₁＞0。在①情况下粒子获得能量，在②情况下则丧失能量。由于│V│《│v│，所以迎头碰撞的次数多于追赶碰撞，平均而言，每次迎头碰撞粒子能量有净增量 。能量 ω= 109电子伏的粒子，碰撞一次后约增加δ ω＝10电子伏。粒子在多次碰撞后就变成高能的宇宙射线粒子。
因此，费密加速是一种统计加速（随机 加速）。在每次相互作用中，粒子可获得能量，也可丧失能量。如果增益作用次数大于衰减作用次数，那么粒子平均能量将有系统增长。 费密加速在天体物理学、太阳物理学和地球磁层研究中有广泛的应用。通常把激波中和磁流体力学低频湍动中的粒子 加速机制都泛称为统计费密型加速。


脉冲星

脉冲星（汉语拼音：mài chōng xīng），（pulsar），发射短周期脉冲信号的一类天体。1967年英国剑桥大学A.休伊什领导的一个小组，用他们专门设计的射电望远镜研究射电点源发出的射电波通过太阳风所发生的快速变化。休伊什的研究生S.J.贝尔注意到一种奇怪的信号每夜同样的恒星时出现，这表明信号源来自太阳系以外，和恒星一起移动；这种信号的另一特点是，它是一组均匀隔开的脉冲，周期为1.33733秒。已知天体中没有哪一个脉动如此快和如此规则。休伊什、贝尔等人排除了地外文明世界发出的信号的可能性以后，宣布发现了脉冲星。1968年美国T.戈尔德指出脉冲星实质上是快速自转的中子星。中子星有很强的磁场，其自转轴与磁轴不重合，产生灯塔效应，从而观测到规则的脉冲信号。
　　已发现脉冲星约500个，脉冲周期从0.0015 秒到接近4秒。蟹状星云脉冲星周期为0.033秒，它不仅发射射电脉冲，也发射光学脉冲，而且其X射线和γ射线发射也是脉冲式的。观测表明，脉冲星的周期都在增长，这意味着中子星自转在减慢，转动能转变成辐射。

2022年5月3日，澳大利亚联邦科学与工业研究组织发布公报说，该机构参与的一个国际研究团队，使用澳大利亚平方公里级射电望远镜阵列发现了一颗亮度极高的银河系外脉冲星。该团队认为，这是已知最亮的银河系外脉冲星。

 澳大利亚科研机构说发现亮度极高的银河系外脉冲星。这张澳大利亚联邦科学与工业研究组织5月3日提供的照片显示了MeerKAT射电望远镜视野中的那颗新发现的脉冲星。新华社发（澳大利亚联邦科学与工业研究组织供图）
 这张澳大利亚联邦科学与工业研究组织5月3日提供的照片显示了星空下的位于南非的MeerKAT射电望远镜。新华社发（澳大利亚联邦科学与工业研究组织供图）
 这张澳大利亚联邦科学与工业研究组织5月3日提供的照片显示了在黎明时拍摄的澳平方公里级射电望远镜阵列。新华社发（澳大利亚联邦科学与工业研究组织供图）


脉冲星自转突快

脉冲星自转突快（ glitch of pulsar ），脉冲星通常有非常准确的脉冲周期。有时个别脉冲星周期在短时期内突然变短，或者说旋转磁中子星的转速突然变快，这种现象叫作脉冲星自转突快，也叫脉冲星频率突增。
1968年以来，已经在两个转动得最快的脉冲星──蟹状星云脉冲星 PSR0531+21 和船帆座脉冲星PSR0833-45中，观测到了这种周期突然变短的现象。例如，周期为0.08920930095秒的船帆座脉冲星，在1969年2月24日至3月3日，周期突然缩短0.000000134秒。它在1971年8月21日至9月4日又一次突然缩短0.000000179秒。第三次缩短发生于1975年10月。蟹状星云脉冲星也有类似情况，先后发生在1969年9月和1975年2月。它们的转速相对变化量级ΔΩ/Ω，前者约为2×10-6，后者约为5×10-9（Ω为转动角速度）。
解释脉冲星自转突快的理论大致有三种。第一种涉及中子星外部的现象，如中子星磁球等离子体向外抛射或者外部物质与中子星碰撞等。第二种涉及中子星内部角动量的重新分布。这种理论认为，在中子星内部存在超流中子，它们在靠近星核附近比外部转动得更快，因而有负的角动量梯度。在这种条件下，流体不稳定性可以引起不同部分之间的流体交换，使具有较大角动量的超流中子进入外部区域，从而引起角动量转移，产生自转突快。第三种属于中子星本身的突然变化，如星震的发生等。星震说认为，脉冲星的自转突快是中子星星壳的弹性应力的突然释放而引起的。在中子星旋转速度减慢过程中，这种弹性应力逐渐积聚在原子核晶格所组成的固态星壳内。应力突然释放导致星壳局部破裂，产生星震，并使星体转动惯量突然减小。为保持星体角动量守恒，中子星转速突然增加。关于脉冲星自转突快的理论，目前还没有一种确定的倾向性意见。相对来说，星震说稍占优势。