河外星系NGC 0925中氢二区的光谱观测研究

王舒婷，吴啟明，袁 淇，郑映慧，方凤娜，毛业伟*

（1.广州大学a.天体物理中心；b.物理与材料科学学院，广东 广州 510006；2.中国科学院国家天文台，北京 100101；3.中国科学院大学天文与空间科学学院，北京 100049；4.中国科学院高能物理研究所粒子天体物理重点实验室，北京 100049）

天体的电磁辐射携带着许多重要的物理信息，是天体信息主要的载体。天体的电磁辐射从天体发出，经过星际介质和地球大气，再被地球观测者的接收设备接收。在这个过程中，天体的辐射被气体吸收或散射，可能使得天体辐射的强度和成分发生改变。地球大气对天体辐射的方向、强度以及辐射成分都会有影响。天体辐射会受到地球大气的吸收和散射，即大气消光，不同波段的电磁波受大气消光的影响也不尽相同，其中可见光和射电波段受影响最小。因此，地面观测主要以射电观测和光学观测为主。

可见光观测主要包括成像观测、偏振观测和光谱观测。成像观测是通过望远镜和探测器对天体直接成像以获取天体的二维空间信息，包括天体的分布、动态变化和形态结构等。成像观测往往需要追求更多的细节，这要求设备有较高的空间分辨率。空间分辨率对于望远镜来说，一般是望远镜的成像衍射极限，通过瑞利判据确定最小的分辨角。在地面观测中，空间分辨率往往还受大气视宁度的影响。偏振观测是对天体电磁辐射偏振特性的观测研究，在观测上通常以斯托克参数讨论偏振问题。偏振观测可以获取天体的电磁场环境、天体的辐射机制等物理信息。光谱观测是认识天体物理性质的核心研究手段。通过对天体的光谱观测，可以获得天体的许多信息，如天体的表面温度、压力、元素种类和元素丰度、天体的电磁场等物理信息［1］。

天体光度测量也叫测光，是通过望远镜和探测器对天体某一特定波段的电磁辐射流量的测量。对天体的光度测量可以得到天体星、色指数、光谱能量分布和尘埃消光等信息。目前，光学观测中的辐射探测器主要为电荷耦合器件（Charge-Coupled Device，简称CCD）。CCD主要有量子效率高、线型响应好等优点。CCD是由硅二极管组成的阵列，这些二极管在受到光照时，光子的能量使其产生光电子。光电子被储存、转移，经过电荷放大器转化为电压输出，最后转化为数字信号。在这个过程中，这些光电子成比例转化为以模数转换单元（Analog-Digital Unit，ADU）的数字信号（counts）输出，而这个比例系数称为增益（gain）。CCD收集的信号在转移、放大等过程中都会引入噪声，这类噪声称为读出噪声（read noise）［2－3］。以CCD为辐射探测器的观测是将天体辐射转化为数字信号，这些数字信号还要通过一系列的数据处理将数字信号定标为真实的天体辐射强度等信息。

天体分光测量是应用光谱分析的方法研究天体的物理性质。天体分光测量的基本器件是光谱仪，光谱仪主要由准直系统、分光系统和成像系统组成。在分光系统中，基于色散原理的光谱仪分光器件主要有棱镜光谱仪和光栅光谱仪，而基于干涉原理的光谱仪主要有傅里叶变换分光仪和F-P干涉仪等。长缝－光栅光谱仪主要由狭缝、准直器与光栅组成。天体的复色光辐射进入望远镜后先通过狭缝再经过准直器再到光栅，此时，由于衍射现象发生色散分光，最后被终端的CCD接收。光栅光谱仪的色散系统是衍射光栅，衍射光栅是单缝衍射和多缝衍射组合的综合效果。衍射光栅主要包括平面光栅和定向光栅（又称闪耀光栅）。平面光栅的能量主要集中在没有色散的零级光谱上，色散的效率低。定向光栅是具有许多确定形状刻槽的反射面，定向光栅可以将90%以上的能量集中在应用的那一级的波段范围内。光栅光谱范围是指相邻两个光谱级次之间重叠的波长差，但实际的光谱工作范围还受CCD尺寸大小和大气窗口等因素限制。光谱的分辨率定义为λ ／Δλ，其中，λ为光谱中的某一波长位置，Δλ为最小可分辨波长间隔，实际的Δλ受光栅刻度、采用的光谱级数、入缝宽度以及CCD像元尺寸等影响［4－5］。

在天文光谱观测中，天体复色光通过光谱仪后色散在CCD上，此时，波长信息储存在CCD像素坐标上，光谱的流量转化为数字信号。天体的信号在被探测时也携带了许多噪声。这些噪声主要来源于天体的背景辐射、天体辐射在到达探测器时经过的介质以及探测器本身的噪声。介质的影响主要包括星系内部的消光、银河系消光、地球大气的消光、宇宙线噪声、天光背景的污染及望远镜收集辐射带来的消光和其他影响等。作为探测器的CCD在接收天体辐射时的噪声来源主要有本底、暗流电和平场。本底噪声是由于CCD工作时的偏置电压影响，在无曝光时也会储存一些电子噪声；暗电流噪声是CCD工作时产生的热电流，这类噪声与温度有关，在天文上可以通过制冷来降低这类噪声；平场噪声又称空间噪声，这类噪声主要是由于CCD每个像元之间的量子效率不同引起［6］。因此，要获取天体的光谱信息，往往还需要对接收的信号进行处理，这些处理包括对各种噪声的扣除和对波长与流量的定标。

电离氢区（氢二区）有非常明显的光学波段的光谱发射线特征，这些谱线主要来自被电离的激发气体。当H离子俘获电离的光电子时，这些电子会发生一系列的级联辐射，最终返回基态。在发生级联辐射过程中将辐射出H的复合线，这些复合线在光学波段为Hα、Hβ、Hγ等巴尔默线系的谱线。若电离电子与离子发生碰撞相互作用，则会使得O、N、S等元素的离子发生碰撞激发。在氢二区的低密度条件下，这些被激发的离子在被下一次碰撞激发前已经发生辐射衰变，辐射出一系列如［OII］λ3727、［OIII］λλ4959，5007、［NII］λλ6549，6583、［SII］λλ6717，6731等禁线。通过对氢二区的光谱观测，能得到氢二区电离气体的一些性质，如电离态、尘埃消光、化学元素丰度、恒星形成率等物理／化学参数［7－9］。

本研究使用国家天文台2.16 m望远镜［10］对河外星系NGC0925的一个氢二区观测原始光谱数据进行数据处理和光谱测量，利用测量得到的谱线流量进一步计算氢二区的一些物理／化学参数。NGC 0925是一个晚型（late-type）SABd型的棒旋星系，该星系的长轴方位角为102°，正对视向方向的倾角为i＝57°，位于赤道坐标赤经02h27m16.8s，赤纬 ＋33°34′45.0″，到地球的距离为9.12±0.17 Mpc［11－13］。

本文的第一部分将介绍观测的数据以及观测情况；第二部分将展示原始光谱数据的处理；第三、第四部分将对一维的光谱进行银河消光改正、谱线证认、谱线流量测量以及一些物理／化学参数的计算；第五部分对本工作进行讨论；第六部分将对本文的工作进行总结。

1 光谱观测

本工作中NGC 0925的氢二区光谱观测数据是由国家天文台兴隆观测站2.16 m望远镜于2007年到2008年间观测获得［14］。观测时选用的光谱仪是Optomechanics Research Inc（OMR）卡焦低色散长缝－光栅光谱仪，它安装在2.16 m望远镜卡塞格林焦点上。在本次观测中的光栅为300刻线／mm，色散分辨率约4.8 Å／pix，狭缝出缝宽度为2.5″，狭缝长度为4′，光栅的闪耀波长为5 500Å，观测波长覆盖在3 600～8 000 Å［10，14］。对NGC 0925氢二区观测的狭缝曝光时间为1 800 s×2或1 800 s×3。

本底是在CCD关闭快门下0秒曝光的图像，圆顶平场的观测是在关闭天文圆顶时，由望远镜对平场灯漫反射制造的均匀光源观测得到。本底和平场图像在当晚的观测开始前和观测结束后各拍摄5份。为提高光谱的观测效率，在观测时尽量调整狭缝方位角（北偏东），使狭缝同时覆盖多个氢二区。目标源观测结束后，在不改变望远镜指向和狭缝方位角的情况下，对He－Ar灯拍摄标准灯谱图像。由于OMR的CCD在工作时采用液氮制冷，暗流很小，因此，在观测时通常不再拍摄暗流图像。标准星和标准星的标准灯谱的观测也是在不改变狭缝方位角的条件下观测得到。流量定标中标准星的光谱来自国际参考星库（Internation Reference，简称IRS）［15］中的光谱。

本文展示的是笔者对NGC 0925中的一个氢二区进行的工作。这个氢二区在星系中的位置和对其进行光谱观测的狭缝位置见图1。对该氢二区的观测于2007年10月13日进行。该氢二区的赤经为02h27m00s，赤纬为＋33°34′34″，狭缝的方位角为49°，观测曝光时间为1 800 s×2。观测时选用的标准星为HD19445（赤经03h08m26.42s，赤纬26°2′34.9″），对标准星进行观测的曝光时间为300 s。对标准灯进行观测的曝光时间为30 s，对平场灯进行观测的曝光时间为120 s。观测当晚的视宁度约为3.0″。图2从上至下展示了目标源、标准星HD19445、目标源的标准灯、其中一张本底和平场的原始观测数据。每幅图的横向为色散方向，纵向为空间方向。

图1 基特峰天文台2.1 m望远镜观测得到的NGC 0925 Hα窄带图像Fig.1 Hαnarrowband image for NGC 0925 obtained with the 2.1 m telescope at the Kitt Peak Observatory

2 对原始数据的处理

2.1 CCD二维数据的改正

观测得到的原始光谱数据是二维的FITS文件，使用PyRAF①PyRAF是基于PYTHON的脚本语言编写的用于代替IRAF CL的命令语言。PyRAF自1999年起由太空望远镜科学研究所（STScI）开发。IRAF是用于天文数据处理与分析的通用软件系统，这个软件是由亚利桑那州的图森的国家光学天文台编写的。对原始数据进行标准化的处理。对于OMR光谱仪观测的光谱，原始数据的处理主要包括减本底、平场改正和宇宙线的剔除［16－17］。光谱CCD二维数据的改正由下式进行：

在进行原始数据处理之前，先对数据进行预处理。预处理包括裁减图像边缘、图像检查和头文件的添加。通过DS9②SAO Image DS9是一款天文成像和数据可视化应用程序。它支持FITS图像和二进制表读取、多帧缓冲区、区域操作以及多尺度算法和色彩表。和PyRAF检查图像，对目标源和标准星的FITS文件添加名字、坐标、观测时间、大气质量等头文件③本工作使用兴隆观测站提供的readlog.cl脚本文件执行批量添加。。

2.1.1 本底改正

对观测的本底图像进行maxmin的平均值合并，获得一个主本底文件，再对目标源、标准星、标准灯和平场的二维图像进行本底改正。PyRAF中的zerocombine和ccdproc任务包用于进行本底图像的合并和本底的改正。

2.1.2 平场改正

圆顶平场灯谱呈现近似黑体辐射的光谱，由于圆顶平场灯的漫反射光在狭缝的空间方向上可能存在比较大的照明梯度，因此，还需要消除平场灯照度不均匀性。平场改正的整个流程包括对平场文件进行合并；对合并后的平场图像进行色散方向的拟合和归一化，如图3（a）；将色散方向的归一化生成的图像分成5个bin并分别进行空间方向的拟合和归一化如图3（b）左；将两幅归一化的平场相除，以消除平场灯照度不均匀性，生成一幅标准的平场文件［18］（图4）。最后对目标源、标准星和标准灯进行平场改正，消除不同像元之间的量子效率不同带来的响应不均匀性。

图3 圆顶平场轮廓Fig.3 Dome flat-field profiles

图4 色散和空间方向均归一化后的标准平场图像Fig.4 Image for the standard flat-field image after normalization in both of dispersion and spatial directions

平场图像合并、色散方向归一化、空间方向归一化和平场改正通过使用PyRAF中的twospec下的flatcombine、response、illumination和ccdproc任务包实现。

2.2 宇宙线的去除

由于观测目标的曝光时间比较长，一些随机的宇宙线会不可避免地打到CCD上，从而被错误地记为观测信号。被记入观测数据的每一个宇宙线在二维图像中表现为随机分布的一个占据2～3个像素的亮点。宇宙线的剔除可以通过合并图像自动完成，也可以手动去除。在去除宇宙线的过程中，通常使用周围几个像素强度的平均值代替宇宙线噪声的点。

2.2.1 合并图像

通过观测得到了两张目标源的图像，先采用图像合并的方式去除宇宙线。两张目标源图像使用PyRAF中incombine包的minmax拒绝算法（rejection）合并成一个假图像；将假图像头文件修改ncombine＝0，exposure＝0；在imcombine包上设定以曝光时间为权重和avsigclip的拒绝算法方式选择合并方式将两张目标源和假图像合并成一副图像。在此过程中自动去除了包括大部分宇宙线在内的无效信号。

2.2.2 手动去除宇宙线

合并图像过程中去除了大部分宇宙线，但还存在小部分宇宙线需要手动去除。这一过程在PyRAF中的cosmicrays任务包下反复进行，图5为PyRAF交互图上显示的宇宙线的直方图。宇宙线去除的二维图像见图6（b）。图6见封二。

图5 PyRAF交互界面上的宇宙线直方统计图Fig.5 Cosmic-ray histogram on the PyRAF interface

图6 一维光谱的抽取Fig.6 Extraction of one-dimensional spectra

2.3 一维光谱数据的抽取和定标

为了获取天体的光谱信息（即色散数据），需要对二维空间－色散数据进行光谱的抽取（以下简称抽谱），即获得特定空间位置的一维色散数据。抽谱过程中需要确定抽谱孔径，包括孔径位置、孔径大小、光谱的色散轨迹（对色散轨迹进行追踪）。抽谱后的一维色散数据还需要进行波长定标和流量定标。波长定标是将像素坐标转换成波长，流量定标是将光谱的CCD的电子计数转化为标准单位的辐射流量。这一节将展示一维光谱数据的处理，内容包括抽谱、波长定标和流量定标［19］。

2.3.1 标准星、目标源、标准灯光谱的抽取

先对标准星进行抽谱并获得其光谱在CCD图像上的轨迹。抽谱的孔径的中心位置选择在光谱的峰值，孔径大小约25 pixels。选择标准星周围的天光背景采用2阶的切比雪夫多项式（Chebyshbv）拟合作为标准星的天光背景并扣除（具体操作可参见下面氢二区光谱的抽取）。光谱的色散轨迹采用3次样条插值拟合，拟合合结果见图6（e）。

氢二区的光谱具有非常明显的发射线特征，尤其是Hα谱线，而连续谱通常比较弱，因此，在二维数据上依照Hα发射线的空间位置设定孔径进行抽谱，这样抽谱界面信噪比高，从而使孔径误差最小。抽谱孔径的位置设为二维数据上的Hα发射线的像素坐标。图6（a）和6（b）分别展示了抽谱孔径在星系图像和观测得到的空间－色散二维数据中的位置和大小，在图6（b）中同时标出了Hα和［NII］λλ6548，6584发射线的位置。孔径的尺度需要不小于观测台站所在地的视宁度。对于这个氢二区，笔者设定的孔径大小为20″×2.5″。在抽谱前还需要测量背景，采用二阶的切比雪夫多项式（Chebyshbv）对孔径周围没有发射线的区域进行拟合得到。拟合得到的背景用于对光谱进行背景扣除。图6（d）展示了对背景区域的拟合。由于氢二区的连续谱相比于发射线来说比较弱，容易受到背景以及同一狭缝中其它氢二区的影响而不利于对色散轨迹进行追踪，因此，在抽取氢二区的光谱时，参照标准星的色散轨迹对目标氢二区的色散轨迹进行追踪。目标源的抽谱结果展示在图6（f）中，横坐标为像素代号（尚未波长定标），纵坐标为CCD电子计数（尚未流量定标）。

本工作的目标源和标准星都已通过观测得到相应的标准灯谱，在数据处理时也需要分别对目标源和标准星的标准灯谱进行抽取。标准灯谱的孔径位置、大小以及光谱轨迹参照相应的目标源或标准星的孔径。对于标准灯来说抽谱时不进行背景扣除。

光谱的抽取通过PyRAF中的twospec-apextract-apall任务包完成。

2.3.2 波长定标

如图6（f）所示，通过抽谱得到目标源的一维光谱中，色散方向的坐标为像素代号，还需要进行波长定标，将其转化为波长。波长定标是通过确定的波长－色散关系将观测的光谱的像素代号转化为波长。这里的波长－色散关系由He－Ar标准灯谱得到。

（1）灯谱谱线标识

在波长转化前需要分别对标准星和目标源的标准灯谱进行波长证认标识。采用兴隆观测站提供的He-Ar灯谱图［20］对标准灯谱进行证认。通过证认并手动标识部分谱线后再自动标识其他谱线。图7（a）为观测得到的标准灯谱示意图，其中的谱线已经证认表示完成，图中黄色短线代表标识的谱线。

图7 波长定标图解Fig.7 Illustration of wavelength calibration

标准灯谱的证认标识利用PyRAF中的onespec-identify任务包完成。

（2）波长－色散关系拟合

在证认标识谱线完成后，需要对波长－色散关系（波长－像素关系）进行拟合。本工作中采用spline3 3次样条函数进行插值拟合，拟合中需要剔除残差大于0.5。图7（b）展示了拟合得到的波长－色散关系，通过这个关系，可以把上面抽谱得到的目标源和标准星的一维光谱数据的横坐标由像元坐标转化为波长（单位为Å），从而完成波长定标。

波长定标利用PyRAF中的onedspec-refspectra任务包完成。

2.3.3 流量定标

（1）大气消光

地球大气对天体辐射具有消光（吸收和散射）作用。在不同的地点，大气消光往往是不同的。对于完成波长定标的目标源和标准星的光谱需要进行大气消光的改正。

大气消光定义为消光前后天体的某个波段的星等差，由辐射波长和大气质量决定，数学表达式为

其中，mλ和mλ0分别为某天体在λ波长处大气消光后的星等和大气外（大气消光前的）星等；Kλ为λ波长处的Bouguer消光系数；M（z）为天定距z处的大气质量［21］。

本工作的大气消光曲线（消光－波长关系曲线）由兴隆观测站提供［22］（图8）。

图8 国家天文台兴隆观测站大气消光曲线Fig.8 Atmospheric extinction curve at the XingLong station of the National Astronomical Observatories

（2）响应函数的生成和光谱流量改正

为了获得光谱的辐射流量，需要使用大气消光曲线和当晚观测得到的标准星光谱（以电子计数为单位）与从标准星库（International Reference，IRS［15］）中得到的标准星光谱（以标准流量为单位）进行对比，结合大气消光曲线，从而得到观测当晚的光谱响应函数，见图9。这个光谱响应函数用来把目标源的光谱单位由电子计数转化为标准流量，这样就完成了流量定标。图9橙色实线光谱展示的是流量定标后目标氢二区的光谱，横坐标是波长（单位为Å），纵坐标为标准流量密度（单位为erg s－1cm－2Å－1）。

图9 光谱流量响应函数Fig.9 Sensitivity function of Spectrophotometric flux

响应函数的生成借助PyRAF中onedspec-standard和sensfunc任务包完成；标准流量单位的转化借助PyRAF中的onedspec-calibra任务包完成。

3 光谱数据的进阶处理和测量

3.1 银河消光改正

定标后的氢二区光谱需要进行银河消光改正。银河消光是银河系内星际介质（包括气体和尘埃）对目标天体辐射的减弱作用，主要由星际介质的吸收和散射造成。对于光谱来说，消光程度随波长减小而增大。消光程度随波长关系的量化就是消光曲线。

本工作采用Cardelli等［23］得到（后文简称CCM）的消光曲线对NGC 0925的氢二区光谱进行银河消光改正。银河系的消光比率为RV＝A（V）／E（B－V）＝3.1，NGC 0925在V 波段的银河消光为A（V） ＝0.208 mag［24］。CCM消光曲线的数学表达式为

式中，A（λ）是波长为λ处的银河消光；ɑ（x）和b（x）是由CCM中与波长相关的系数。其中，x＝1／λ，令y＝（x－1.82），在1.1μm－1＜x＜3.3μm－1时，

图10展示的是银河消光改正前后的光谱比较。

图10 氢二区银河消光改正前后光谱比较图Fig.10 The comparison of the spectra for the target HII region before and after the correction for Galactic extinction

从图10可见，银河消光改正后的光谱与银河消光改正前的光谱比较，改正后的光谱流量密度变高了，连续谱的整体斜率变得更陡了。通过PyRAF中的deredden任务包完成。

3.2 光谱发射线测量

3.2.1 谱线证认

银河消光改正完成以后，就可以测量光谱中的发射线了。在测量发射线之前，对光谱发射线进行了证认。如图11，目标氢二区的光谱中，包含Hα、Hβ、Hγ等氢元素的复合线，HeIλ5877等氦元素的复合线，以及［OII］λ3727、［OIII］λλ4969，5007、［N II］λλ6549，6583、［SII］λ6717、［SII］λ6731等金属元素的碰撞激发线。

图11 目标氢二区光谱Fig.11 The spectrum for the target HII region

3.2.2 谱线轮廓拟合和流量估计

发射线的流量是发射线轮廓包围的光谱区域的面积。谱线的轮廓由谱线的自然宽度、粒子间的碰撞以及粒子热运动相对于观测者的速率不同而发生的多普勒效应共同决定。理论上的谱线轮廓是由洛伦兹轮廓（自然线宽和碰撞致宽的合成效应而产生的轮廓）和多普勒轮廓（多普勒效应产生的轮廓）卷积得到的沃伊特轮廓［25－26］。实际工作中，高斯分布函数通常能够很好地刻画观测到的谱线轮廓。本工作中，采用高斯分布函数拟合的方法来估计光谱发射线的流量。

对于氢二区，因为光谱中包括连续谱，所以发射线并不是以零流量水平为基础。在发射线附近的连续谱可以近似地视为线性函数。因此，在拟合某一条发射线的轮廓时，采用一个高斯分布函数加一个线性函数进行拟合。高斯分布函数的数学表达式为

式中，λ为波长；λ0为高斯分布的中心（峰值）处的波长；σ是高斯分布函数的方差；A为常数。

发射线的流量为高斯分布函数轮廓包围区域的面积：

在PyRAF的splot包中采用高斯核函数对谱线两边拟合时会自动采用高斯核函数加一次函数的模型。除了谱线的流量，还测量了谱线的线心波长（central wavelength）、谱线的半高全宽（Full Width at the Half Maximum，FWHM）、谱线的等值宽度（Equivalent Width，EW）等信息。谱线的线心波长是高斯分布函数轮廓的中心位置，FWHM是高斯分布函数轮廓最高点的一半对应的轮廓高度，等值宽度是与谱线和连续谱所包围的面积相等但长度为1的矩形宽度（谱线流量与相应波长范围的连续谱流量的比值）。

测量的发射线包括［OII］λ3727、Hβ、［OIII］λ4959、［OIII］λ5007、［NII］λ6548、Hα、［NII］λ6583、［SII］λ6717、［SII］λ6731，其中，［NII］λ6548、Hα、［NII］λ6583以及［SII］λ6717、［SII］λ6731由于相距较近而出现位置耦合，分别采用三高斯轮廓拟合和双高斯轮廓拟合来解开谱线位置耦合。图12作为示例展示了单高斯轮廓拟合和三高斯轮廓拟合的结果。

图12 发射线轮廓拟合示意图Fig.12 Emission-line profile fitting

3.2.3 测量误差的估计

对于测量得到的发射线流量还需要估计测量误差。发射线流量的测量误差由下式得到：

其中，σline是发射线流量的测量误差；σcon为发射线附近连续谱的标准偏差（即连续谱涨落噪声）；Npix是发射线覆盖的像素数目；EWline为发射线的等值宽度；Δλ为光谱数据的色散分辨率（Å／pixel）［27－28］。其中，Npix可以用拟合的高斯轮廓覆盖像素数目代替：

式中，σ＝FWHM／2.355，是高斯轮廓的方差；6σ为高斯轮廓的宽度。对式（7）进行换算得到最终的发射线流量估计公式：

式中，σ是高斯轮廓的标准偏差；EWline是发射线的等值宽度。其中，σ＝FWHM／2.355，FWHM和EWline在拟合高斯轮廓时输出。

使用DS9软件在NGC 0925的Hα窄带图像和狭缝放置图确定该氢二区的赤经2h27m10.5s，赤纬＋33°36′12.5″。谱线的测量结果见表1。

表1 NGC 0925中一个氢二区的谱线流量测量结果Table 1 Spectral line flux measurements in the HII region of the NGC 0925 erg s－1cm－2

3.3 星系内消光改正

观测得到的河外星系氢二区的光谱还受星系内部当地尘埃消光（星系内消光）的影响，因此，还需要对光谱发射线流量的测量值进行星系内消光改正。本工作中，采用“巴尔默减幅”（Balmer Decrement）的方法改正星系内消光。

“巴尔默减幅”的消光改正方法基于光致电离的Case B假设。在Case B中，电离气体产生的Hα与Hβ发射线的本征流量比（（Hα／Hβ）int）在一定的电子温度和电子密度条件下是定值。当电子温度Te＝10 000 K、电子密度为ne＝100 cm－3时，（Hα／Hβ）int＝2.86［8，29，30］。当观测到的（Hα／Hβ）obs＞2.86时，被认为是由尘埃消光造成，这时对光谱进行尘埃消光改正；当观测到的（Hα／Hβ）obs≤2.86时，则不进行尘埃消光改正。

根据（Hα／Hβ）int＝2.86结合CCM消光曲线得到Hα／Hβ的改变与尘埃消光的关系为

由E（B－V）可以得到消光改正后的发射线流量：

式（11）中，E（B－V）是色余值；F（λ）int为消光改正后的发射线流量；F（λ）obs为观测到（消光改正前）的发射线流量；kλ＝RVɑ（x）＋b（x）（其他参数定义见第4.1节）。对于本工作中研究的氢二区，由式（10）得到E（BV）＝0.207±0.007 mag，再由式（11）得到各条发射线消光改正后的流量。表1列出了消光改正前后每条发射线的流量值。

4 氢二区物理参数的计算和结果呈现

从第3节中得到的光谱发射线的流量可以获得氢二区的一系列物理参数，包括星系内消光、恒星形成率、氧元素丰度等。这一节呈现的是如何通过发射线流量计算这些物理参数，以及对这些物理参数的分析。

4.1 星系内消光

由第3.3节中的式（10），可以得到色余E（B－V）＝0.207±0.007 mag，再利用消光比率RV＝3.1得到V波段的消光AV＝0.641±0.023 mag，说明这个氢二区约55% 的V波段辐射被星系NGC 0925中的尘埃介质吸收或散射了。

4.2 恒星形成率

氢二区是恒星形成的场所，恒星形成活动的强弱是氢二区的重要性质。反映恒星形成活动强弱的参数是恒星形成率（Star Formation Rate，简称SFR），它指每年形成的恒星质量，通常以太阳质量为单位（M⊙yr－1）。SFR的大小与Hα发射线的光度（L（Hα））相关。利用L（Hα）与SFR的定标关系就可以通过Hα发射线获得SFR的数值。在本工作中，采用如下定标关系计算SFR［31］，这个定标是被最广泛应用的SFR定标关系：

式中，L（Hα）的单位是ergs－1它与Hα发射线的流量之间的关系如下：

式中，D为NGC 0925到地球的距离（以cm为单位），F（Hα）是Hα发射线的流量。

由上式得到本工作中研究的氢二区的恒星形成率SFR＝0.019±0.001 M⊙yr－1。这个结果表示该氢二区每年产生0.019个太阳质量的恒星。

SFR的大小与测量面积相关。为方便比较不同天体，人们通常把SFR归算到单位测量面积，即恒星形成率面密度∑SFR＝SFR／Areɑ，Areɑ指测量的面积（单位为Kpc）。本工作中，计算了所研究氢二区的恒星形成率面密度，其中的测量面积为抽谱孔径的面积（对应星系NGC 0925当地的实际面积。该区域在NGC 0925上的面积可以近似用平面几何投影改正并计算［32－33］：

式中，Areɑproject是NGC 0925在天球投影面积大小；sl、sw、i分别是狭缝中抽谱时的孔径长度、狭缝的宽度、星系的倾斜角（角度的单位均取弧度制）。由以上算式计算得到氢二区∑SFR＝0.104±0.006 M⊙yr－1kpc－2。也就是说，每年该氢二区1 000平方秒差距里约产生0.104个太阳质量的恒星。

4.3 氧元素丰度

在天文学中，氢和氦以外的元素都称为金属元素。宇宙中，氧元素的含量相比于其他金属元素占比更高，所以星系与星际介质的金属元素通常是指氧元素丰度。氧元素丰度是氧的数密度相对于氢的数密度之比，即12＋log（NO／NH），记为12＋log（O／H）。

在观测上，通常是通过测量电子温度来确定氧元素丰度，这也是目前最直接的方法。确定电子温度，需要同时测量到极光线和较低激发态的碰撞激发线，如［OIII］λ4363极光线和［OIII］λ4959，5007碰撞激发线，通过它们之间的关系确定电子温度。但随着金属丰度的升高，［OIII］λ4363的辐射通量会衰减，甚至无法被观测到。因此，还需要其他的方法来计算氧丰度——强线法，强线法是通过H的复合线以及O、N、S等较强的碰撞激发线来确定氧的金属丰度［9］。对于太阳，Asplund等［34］得到太阳光球层的氧丰度为12＋log（O／H）⊙＝8.69±0.05 dex。Dopita等［35］基于光致电离模型提出N2S2Hα的强线法计算氧丰度，该方法几乎不依赖电离参数和尘埃消光。本文也将以Dopita等提出的N2S2Hα方法计算氧丰度。Dopita中的N2S2Hα：

其中，N2S2Hα＝log（［NII］λ6583／［SII］λλ6717，6731）＋0.264log（［NII］λ6583／Hα）。

由上式得到该氢二区的氧元素丰度为12＋log（O／H）＝8.337±0.014 dex。该氢二区的氧元素丰度低于太阳丰度，约为太阳丰度的0.44倍。

5 讨 论

在以上结果中，除了已经量化的误差，在观测、数据处理、计算过程中还可能引入额外误差未被记入量化结果的情况。现对这些额外误差进行如下讨论：

（1）观测当晚的实测视宁度约3″，而狭缝宽度约2.5″（狭缝宽度设为观测台址平均视宁度），这可能将会对观测目标的辐射流量造成一定的损失。

（2）选择氢二区狭缝中的一些弱信号部分作为背景，这一部分背景可能涵盖其他比较暗弱的氢二区，扣除这样的背景将导致发射线流量和流量比的额外误差。然而在抽谱时，背景区域在Hα空间轮廓图上没有明显可见的突出信号，猜测是由于背景区域的选取而产生的误差小于已经量化的误差的原因。

（3）抽谱时的色散追踪选用了标准星的色散轨迹，由于不是同一次观测，望远镜的指向和狭缝的转角都发生了变化，因此，标准星的色散轨迹可能并非与目标源的色散轨迹一致。然而参照标准星对于当前数据来说是唯一适合并可用的对目标源的色散轨迹进行追踪的方法。这一额外误差（如有）很难估计其影响，但是不采用这种方法，产生的误差只会更大。

（4）星系内消光改正采用的“巴尔默减幅”方法是假定了一定的电子温度和密度下（Hα／Hβ）int＝2.86而进行的，但实际的氢二区中的电子密度和温度可能并不与假设完全一致，在这种情况下（Hα／Hβ）int不一定为2.86，如果仍然用（Hα／Hβ）int＝2.86就会产生额外误差。这一点可能广泛存在于很多工作中，尤其是大样本研究。在未来的工作中，将深入、细致研究这种传统的尘埃消光改正方法在河外星系光谱学研究中产生的额外误差究竟有多大。

（5）本工作的氧元素丰度的误差小于1%。采用了van Zee等［36］测量的该氢二区发射线流量用相同的方法计算的氧元素丰度为8.238±0.030 dex，结果相差约0.1 dex。该结果之间的差异可能来自于观测条件不同和数据处理过程中存在的差异。而观测条件的不同主要包括望台址的大气消光、观测设备、观测当晚视宁度、天光背景、观测狭缝的大小和观测时狭缝覆盖氢二区的位置等。数据处理过程中存在的差异包括光谱背景选取、孔径大小和位置的选择、光谱色散轨迹的追踪以及消光曲线的选择等因素。

6 总 结

本文呈现的工作是利用国家天文台2.16 m望远镜对河外星系NGC 0925中的氢二区进行的光谱观测，以及对观测得到的原始数据进行的处理、测量、分析。对原始数据的处理包括本底改正、平场改正、宇宙线的剔除、一维光谱的抽取、波长定标、流量定标以及银河系消光改正。对于处理完成的氢二区的光谱，测量了一系列光谱发射线的流量，这些发射线包括Hα、Hβ、Hγ等氢元素的复合线，以及［OII］λ3727、［OIII］λ4959、［OIII］λ5007、［NII］λ6549、［NII］λ6583、［SII］λ6717、［SII］λ6731等金属元素的碰撞激发线。通过采用“巴尔默减幅”的方法，估计了氢二区的星系内消光，并对谱线流量进行了星系消光改正。

基于观测光谱，本工作获得了该氢二区的星系内消光、恒星形成率、氧元素丰度等物理参数的值。在V波段的星系内消光AV＝0.641±0.023 mag；恒星形成率SFR＝0.019±0.001 M⊙yr－1，恒星形成率面密度∑SFR＝0.104±0.006 M⊙yr－1kpc－2；氧元素丰度12＋log（O／H）＝8.337±0.014 dex，为太阳丰度的0.44倍。

截至目前，已经观测了NGC 0925中近30个氢二区，接下来将用同样的数据处理和测量方法获得谱线流量，进一步研究光谱特征和物理参数在星系中的空间分布，以及氢二区的性质在星系中的空间变化，并由此推断星系的形成和演化过程。

致谢：感谢兴隆2.16 m望远镜全体工作人员的支持。本文部分工作得到中国科学院光学天文重点实验室开放课题资助。