CC BY
63
УДК 524.316-355/852
НЕ-ЛТР ЭФФЕКТЫ В ЛИНИЯХ Al I
©2012 В. С. Менжевицкий, В. В. Шиманский, Н. Н. Шиманская
Казанский (Приволжский) федеральный университет, Казань, 420008, Россия Поступила в редакцию 15 февраля 2012 г.; принята в печать 19 апреля 2012 г.
В работе выполнен теоретический анализ формирования линий Al I в спектрах звезд поздних спектральных классов при отказе от приближения локального термодинамического равновесия (ЛТР). Расчеты проведены для 39-уровневой модели атома Al I в предположении одномерных гидростатических моделей атмосфер в диапазоне параметров Teff = 4000—9000 K, log g = 0.0—4.5, и содержании тяжелых элементов — [А] = 0.0; —1.0; —2.0; —3.0; —4.0. Проведено тестирование модели атома и методики вычислений на основе анализа профилей линий Al I в спектре Солнца. Уточнены силы осцилляторов и константы ван-дер-ваальсовского уширения С6 исследуемых переходов. Показано, что для атома Al I имеет место эффект “сверхионизации”: основное состояние 3р недонаселено в области формирования исследуемых спектральных линий, что приводит к их ослаблению по сравнению со случаем ЛТР Эффект “сверхионизации” усиливается с ростом температуры звезды и уменьшением ее металличности. Показано, что использование разных данных о сечениях фотоионизации с нижних уровней Al I не меняет вывода о характере не-ЛТР отклонений, но существенно влияет на их величину. Для девяти исследуемых линий Al I рассчитаны сетки теоретических не-ЛТР поправок к содержаниям Al, определенным в предположении ЛТР: ДХ^те = log eNLTE — log eLTE. Не-ЛТР поправки положительны и существенны для звезд с температурой Teff > 6000 K, слабо зависят от log g, но возрастают с уменьшением металличности.
Ключевые слова: линии: формирование—линии: профили—звезды: атмосферы
1. ВВЕДЕНИЕ
Построение современной теории химической эволюции Галактики предполагает масштабное сравнение прогнозируемых содержаний химических элементов с данными, полученными из наблюдений. В результате такого сравнения происходит выбор механизмов ядерного синтеза исследуемых элементов, позволяющих наиболее адекватно описать современный химический состав звезд разного возраста, относящихся к различным подсистемам Галактики. Одним из основных методических требований, предъявляемых к используемым при сравнении наблюдательным данным, является точность определения химического состава одиночных звезд на уровне 0.1 dex. Применение на крупных и средних телескопах ПЗС-приемников излучения и эшелле-спектрографов позволяет получать спектры высокого разрешения (Л/АЛ > 20 000) с отношением сигнал/шум не менее Б/М = 150 в широком интервале длин волн для звезд до ту = 13т—14т. Точность измерения эквивалентных ширин линий в таких спектрах существенно зависит от их интенсивности, скорости вращения звезд, корректности проведения континуума и эффектов блендирования. Для большинства линий с > 20 тА в спектрах звезд с медленным
вращением (V sin i < 20 км/с) эквивалентные ширины могут быть измерены с ошибками не более 10%. Их последующий анализ с использованием стандартных программ моделирования (например, WIDTH) и одномерных стационарных моделей атмосфер позволяет получать содержания химических элементов, имеющих несколько наблюдаемых линий, с необходимой точностью 0.1 dex.
Значительная часть подобных определений химического состава проводится без учета отклонений от ЛТР, которые для холодных звезд долгое время считались несущественными. Однако современные расчеты равновесных состояний с использованием многоуровневых моделей атомов и блан-кетированных моделей атмосфер показали, что у ряда легких элементов (LiI [1], OI [2], NaI [3], Mg I [4], Mgll [5], Sil [6], SI [7], Ca II [8], KI [9]) и тяжелых элементов s- и r-процессов (RbI [10], Sr II [11], Ba II [12]) даже в звездах спектральных классов F—K могут существовать не-ЛТР поправки содержаний до 0.3 dex, а в ряде случаев до 1 dex. Необходимость учета столь больших отклонений от ЛТР обусловила появление в начале текущего столетия ряда работ [3, 4, 9], содержащих оценки не-ЛТР поправок содержаний отдельных элементов для сеток моделей атмосфер звезд поздних
спектральных классов различной металличности и светимости. Их широкое использование при анализе химического состава конкретных объектов позволяет быстро и эффективно учесть значимые не-ЛТР эффекты и повысить точность определения содержаний до 0.05—0.1 dex.
Проведенные к настоящему времени анализы отклонений от ЛТР в атмосферах А—К звезд показывают, что их характер и величина в значительной степени зависят от величины сечения фотоионизации с основных уровней исследуемых элементов. В частности, атомы К1 и Ыа1 с наименьшими значениями пороговых сечений (а = 0.012 МЬ и а = 0.14 МЬ [13] соответственно) практически не испытывают в звездной атмосфере ионизацию ультрафиолетовым излучением и оказываются в состоянии “сверхрекомбинации” [3, 9] с большим перезаселением основного уровня. Причиной формирования “сверхрекомбинации” этих атомов является сочетание процессов рекомбинации на высоковозбужденные уровни и последующих спонтанных переходов вниз. Одновременно атомы Б11 со значительными пороговыми сечениями (а = 32 МЬ[13]) интенсивно ионизуются ультрафиолетовым потоком и переходят в состояние “сверхионизации” [6] с недонаселенностью (до двух порядков) основного уровня. Поэтому для атомов А11 с экстремально высоким значением порогового сечения фотоионизации (а = 57.2 МЬ [13]) теоретически следует ожидать больших отклонений от ЛТР, обусловленных их “сверхионизацией” и приводящих к ослаблению оптических линий.
Однако в первых расчетах равновесных состояний А11 , проведенных Гереном и др. [14] с применением 26-уровневой модели атома и моделей атмосфер G-звезд солнечной металлично-сти, найдены незначительные отклонения от ЛТР в профилях всех резонансных и субординатных линий. Одновременно авторы показали, что населенность основного состояния 3р 2Р0 резко уменьшается в слоях, где оптическая толщина в континууме основного состояния тс становится меньше единицы. В результате было высказано предположение [15] о значительности не-ЛТР эффектов для А11 в атмосферах металлически бедных звезд, имеющих слабое бланкетирование ультрафиолетового потока. Поэтому Баумюллер и Герен, используя 51-уровневую модель атома, повторно исследовали формирование линий А11 в спектрах Солнца [15] и звезд с дефицитом металлов [16]. Ими установлено, что во всех металлически бедных F—G звездах с —3.0 < [Ре/И] < —1.0 не-ЛТР поправки содержаний, определяемых по резонансным линиям АЛ 3944.01, 3961.52 А, превышают
А[А1/Н] = 0.3 dex и должны учитываться при любых исследованиях химического состава. Однако не-ЛТР поправки для субординатного дублета Л 6696.03, 6698.68 А, используемого для анализа звезд солнечной металличности, оказываются менее А[А1/Н] = 0.08 dex, т.е. несущественны. Таким образом, содержания алюминия, определяемые в звездах солнечной и пониженной металличности с применением линий разных типов, имеют различия, возрастающие с уменьшением [Ее/Н]. Для их исключения в ряде исследований химического состава звезд [17—20] выполнялись прямые расчеты не-ЛТР поправок. Тем не менее отсутствие в настоящее время оценок не-ЛТР поправок для сеток моделей атмосфер приводит к существенным ошибкам в большинстве определяемых содержаний алюминия в звездах толстого диска и гало Галактики, а также в эмпирической эволюционной зависимости [А1/Ее]—[Ее/Н]. Поэтому в рамках данного исследования мы сформировали модель атома А11 , пригодную для не-ЛТР расчетов в атмосферах звезд А—К классов, уточнили на основе анализа спектра Солнца параметры всех наблюдаемых оптических линий и вычислили обширные сетки не-ЛТР поправок.
В разделе 1 представлены используемая модель атома, методика моделирования равновесных состояний и найденные атомные параметры линий А11 . Результаты изучения наблюдаемого спектра Солнца описаны в разделе 2. Раздел 3 содержит анализ физических процессов, формирующих отклонения от ЛТР в атоме А11 , а раздел 4 — сетки не-ЛТР поправок его содержаний для моделей атмосфер звезд различных температур, светимостей и металличностей.
2. МЕТОДИКА РАСЧЕТОВ И МОДЕЛЬ АТОМА
Все не-ЛТР расчеты выполнены нами с использованием метода полной линеаризации в версии Ауэра-Хисли [21], реализованного Н. А. Са-хибуллиным в рамках программного комплекса ШЫЬТЕЭ [22]. Вычисление коэффициентов поглощения в оптическом и ультрафиолетовом диапазоне проводилось с учетом всех источников непрерывного поглощения, эффективных для звезд спектральных классов А—К. Учитывались 34 молекулярные полосы для 13 наиболее важных молекул, полученных Я. Павленко [23] согласно теории Нерсисян и др. [24] и частично дополненных данными Куруца [25], а также около 500 000 линий элементов в 3 стадиях ионизации из списков [25]. При расчетах профилей водородных линий применялась теория ушире-ния Вайдела-Куппера-Смита [26], для остальных линий в качестве дополнительных уширяющих
>
0)
6.0
5.6
5.2
4.8
4.4
4.0
3.6
3.2
£
у
8 Г & б/7 4А
0.0
3Р
Рис. 1. Модель атома А11 . Показаны все учтенные радиативные переходы.
факторов использовались доплеровское уширение от теплового движения и микротурбулентности (принятой как ^игЪ = 2.0 км/с), естественное затухание, штарковское уширение, рассчитываемое по формуле [27], и ван-дер-ваальсовское уширение с константами С6, найденными по формуле [28] с масштабирующим коэффициентом Аіс^Сб = 0.7. Расчеты выполнены для сеток моделей атмосфер Кастелли и Куруца [29]. Модель атмосферы Солнца получена интерполяцией набора сеток моделей согласно методике, изложенной в [30]. Химический состав атмосфер вычислялся масштабированием солнечного [31] пропорционально заданной метал-личности.
В расчетах использовалась 39-уровневая модель атома, которая включает все уровни атома А11
со значением орбитального квантового числа I < 3 (т.е. с учетом Б, Р D, F-термов) и главного квантового числа п < 12. Кроме того, в модель включен уровень 3в2 :Я, соответствующий основному состоянию иона А1II . Возбужденное состояние 3р2 4Р А11 не имеет разрешенных переходов на другие уровни атома и для улучшения сходимости и точности расчетов было исключено из моделирования. Энергия ионизации последнего рассматриваемого возбужденного уровня (12/) составляет около 0.09 эВ, что позволяет использовать данную модель для анализа содержания А11 в атмосферах звезд с Тед- > 2000 К.
Диаграмма Гротриана принятой нами модели атома с указанием всех учтенных радиативных переходов приведена на Рис. 1.
В используемой модели атома учитывалась тонкая структура уровня 3p. При этом подуровни его тонкого расщепления 3р2 2Pi/2 и 3р2 2Р3/2 включены в модель атома как отдельные уровни, а линии дублетов, формирующиеся при переходах с них на все вышележащие состояния Al I , рассчитывались раздельно. Отклонения от ЛТР в каждой линии начинаются в слое, где оказывается возможным свободный выход из атмосферы фотонов, излученных в ее крыльях, т.е. где соответствующая оптическая толщина в них становится меньше 1. Глубина формирования отдельных линий мульти-плета больше, чем суммарной линии. Поэтому при учете тонкого расщепления уровня 3р детальный баланс в переходах с него на вышележащие состояния начинает нарушаться в более глубоких слоях, чем в случае использования обобщенного уровня. В результате не-ЛТР эффекты в заселении уровней и интенсивностях линий различны в этих двух случаях. Отметим, что важность учета тонкого расщепления низколежащих уровней при не-ЛТР расчетах уже была показана ранее в ряде работ по не-ЛТР моделированию (например, [4, 9, 32, 33]).
Энергии возбуждения уровней Al I рассчитаны нами с использованием лабораторных длин волн линий при переходах между ними, представленных Куруцем [25]. Энергия тонкого расщепления и энергия ионизации уровня 3р приняты согласно данным Радцига и Смирнова [34].
В модели атома учитываются 318 связанносвязанных переходов, из которых 47 принимались линеаризуемыми. Основной набор применяемых сил осцилляторов вычислен методом тесной связи в рамках Opacity Project и доступен в базе атомных данных TOPbase [13]. Их сравнение с данными, представленными в [25, 34—36] показало совпадение значений в пределах 5—20% для линий, соответствующих переходам между основными уровнями 3p, 4s, 3d, 4р, 5s и 4d. Силы осцилляторов для линий наиболее важных переходов на вышележащие уровни согласуются в пределах 50%, а для слабых линий различия достигают двух порядков. Однако, в целом нами не найдено значительных и систематических различий представленных в литературе значений сил осцилляторов, позволяющих заметно (более 10%) изменить не-ЛТР населенности уровней Al I .
Сечения фотоионизации со всех уровней Al I в основном варианте расчетов приняты согласно результатам моделирования, выполненного в рамках проекта Opacity Project [13]. Корректный учет ионизации ультрафиолетовым излучением с основного уровня 3p имеет большое значение при не-ЛТР расчетах для Al I , так как сечение данного процесса оказывается очень большим (57.2 Mb по данным Opacity Project [13], 65 ± 7 Mb по результатам измерений [37]) и качественно определяет
характер отклонений от ЛТР. Поэтому мы провели сравнение сечений фотоионизации с этого уровня (см. Рис. 2), полученных в четырех исследованиях: в работе Яковлева и др. [38] — методом Хартри-Фока; в работе Хоффсаеса [39] — методом квантовых дефектов; в Opacity Project [13] — методом тесной связи и в работе Кола и Паркинсона [37] — по экспериментальным измерениям. Их анализ показал, что значения пороговых сечений в первых двух источниках (10—12 Mb) оказываются в 5—6 раз меньше, чем в двух других (57—65 Mb). Поэтому нами выполнены специальные тестовые расчеты с альтернативным набором сечений из работы [39] для оценки влияния принятых величин а на величину не-ЛТР отклонений (см. ниже).
Расчет скоростей ударного возбуждения при столкновениях с электронами производился несколькими способами:
1) по двухпараметрическим зависимостям Парка [40] для большинства разрешенных и запрещенных переходов с n < 6;
2) по аппроксимационной формуле Регеморте-ра [41] для остальных разрешенных переходов;
3) по таблицам Вайнштейна и др. [42] для ряда переходов между высоколежащими уровнями;
4) по аппроксимационной формуле Кастора и Нус-сбаумера [43] для небольшого количества переходов, не имевших других данных.
При расчете скоростей ударной ионизации электронами с основного состояния 3р 2Р применялась четырехпараметрическая аппроксимация Вайнштейна и др. [42], для возбужденных уровней скорости рассчитывались с помощью приближения Лотца [44].
Для разрешенных переходов учитывалось ударное возбуждение и ионизация атомами водорода согласно теории Дравина [45]. В работах [45, 46] было показано, что формула Дравина имеет точность до порядка величины, поэтому мы применяли ее с масштабирующим коэффициентом кн, варьируемым в пределах кн = 0.1—1.0.
Для модели атмосферы Солнца было проведено сравнение результатов, полученных со значениями коэффициента кн = 0.1, 0.333, 1.0. Как показывают расчеты, теоретические профили линий и содержания, определяемые по исследуемым линиям, отличаются незначительно (в пределах
0.01—0.04 dex). Поэтому в окончательных расчетах было принято значение коэффициента кн = 0.333, при котором достигается наилучшее согласие теоретических профилей линий с наблюдаемыми в спектре Солнца.
Для исследования были отобраны 9 линий нейтрального алюминия в диапазоне длин волн
Рис. 2. Сечение фотоионизации с основного уровня AlI согласно данным Opacity Project [13] (сплошная линия), Хоффсаеса [39] (штриховая линия) и Яковлева и др. [38] (пунктирная линия).
Л = 3900—9000 A, доступных наблюдениям с помощью большинства современных куде-эшелле-спектрометров: две резонансные (ЛЛ 3944.01,
3961.52 A) и семь субординатных (ЛЛ 6693.03, 6698.68, 7362.29, 7835.32, 7836.13, 8772.87,
8773.90 A).
Данные о теоретических и эмпирических силах осцилляторов и параметрах уширения исследуемых линий Al I приведены в таблице. Их теоретические профили и эквивалентные ширины рассчитывались с учетом доплеровского уширения, обусловленного тепловым движением и микротурбулентностью {turb, естественного затухания (с константами, полученными по временам жизни, представленным в [32]), ван-дер-ваальсовского уширения, определяемого по формуле Грея с эмпирическими константами C6(pr), определенными нами из анализа спектра Солнца (см. ниже), и штарковского уширения согласно теории [47] с параметрами neff, вычисленными согласно аппроксимации [28]. При исследовании наблюдаемых профилей линий в Атласе Солнца [48] мы принимали во внимание дополнительное ушире-ние вращением с V sin i = 1.8 км/с, радиальнотангенциальной макротурбулентностью со скоро-
стью Vmacr = 1.0—3.0 км/с, индивидуальной для каждой линии, и инструментальным профилем, заданным гауссианой с полушириной, соответствующей спектральному разрешению.
Исходное солнечное содержание алюминия log £ai = 6.49 принято согласно данным Гревесса и Сейвела [31], полученным с использованием одномерных моделей атмосфер и соответствующих метеоритному содержанию. В расчетах для звезд с химическим составом, отличным от солнечного, содержание алюминия изменялось пропорционально их металличности.
3. АНАЛИЗ ПРОФИЛЕЙ ЛИНИЙ AlI В СПЕКТРЕ СОЛНЦА
Опыт предшествующих не-ЛТР исследований показывает, что неопределенности в используемых сечениях ударных и радиативных переходов, ошибки в моделях атмосфер и теоретических значениях сил осцилляторов не позволяют корректно воспроизвести наблюдаемые профили всех линий любого элемента при заданном едином содержании. Анализ наблюдаемых профилей максимального числа линий изучаемого элемента позволяет уточнить как их параметры, так и параметры модели атома в
Параметры линий All : лабораторные длины волн А, конфигурации переходов, теоретические (fl [13] и f2j [25]) и эмпирические (fTj и fH, см. текст) силы осцилляторов, константы естественного затухания yr и штарковского уширения neff, теоретические С6 и эмпирические C6(pr) константы ван-дер-ваальсовского уширения
А, А Переход f.1 Jl] f2 j ij fT-j ij fH Jij 7д/Ю7 «-eff log C6 log C6(pr)
3944.01 Зр 2р5/2 — 4s 2S 0.1215 0.119 0.120 14.45 2.19 -31.98 -31.70
3961.52 Зр 2Рз/2 _ 0.1215 0.119 0.120 14.45 2.19 -31.98 -31.70
6696.03 4s2S-5p2P°/2 0.0134 0.0225 0.0145 0.0137 14.82 3.70 -30.84 -28.55
6698.68 4s2S-5p2P°1/2 0.0067 0.0112 0.0072 0.0067 14.82 3.70 -30.84 -28.55
7362.29 7835.32 3d 2D5/2 — 7/ 2Fg/2 5/2 3d 2D3/2 — 6/ 2Fg/2 0.0279 0.0504 0.0312 0.0561 0.0300 0.0495 0.0298 0.0475 7.76 8.20 6.96 6.59 -29.49 -29.80 -27.59 -28.32
7836.13 8772.87 3d 2D5/2 — 6/ 2F3/2,5/2 3d 2D3/2 — 5/ 2Fg/2 0.0504 0.110 0.0561 0.121 0.0500 0.105 0.0480 0.099 8.20 8.32 6.56 6.13 -29.80 -29.88 -28.11 -28.70
8773.90 3d 2D5/2 — 5/ 2F3/2,5/2 0.110 0.121 0.099 0.092 8.32 6.13 -29.88 -28.70
целом. К сожалению, атом А11 в оптических спектрах имеет ограниченное число линий (около 15), более половины из которых оказываются сильно блендированными. Кроме того, все доступные изучению линии образуются только с двух нижних уровней 4в и М, что не позволяет наблюдательно проверить распределение атомов по энергетическим уровням. Поэтому в рамках моделирования и анализа наблюдаемых профилей линий А11 в спектре Солнца мы решали ограниченную задачу по определению их эмпирических сил осцилляторов и констант уширения. Выбор Солнца обусловлен высокой точностью определения параметров его атмосферы и содержания в ней алюминия, а также наличием наблюдательных данных высочайшего качества в очень широком спектральном диапазоне. Таким образом, для Солнца можно анализировать профили наибольшего числа линий, содержащих качественно больший объем информации, чем их эквивалентные ширины.
В работе использовался потоковый атлас Куру-ца [48] с характеристиками: ДА ~ 2900—13 000 А, А/ДА = 522 000. При согласовании теоретических и наблюдаемых профилей исследуемых линий мы варьировали значения их сил осцилляторов и константы ван-дер-ваальсовского уширения С6, а также скорость макротурбулентных движений в солнечной атмосфере (зависящую от глубины формирования линий и, следовательно, от их интенсивности). При этом учитывалось влияние разных причин уширения теоретических профилей линий, перечисленные в [9]. При уточнении констант ван-дер-ваальсовского уширения по возможности выбирались одинаковые значения
для обеих линий дублетов, чего не удалось добиться только для пары линий АА 7835.32, 7836.13 A. Из числа уточняемых параметров мы исключили константы естественного затухания, так как возможные ошибки для них несущественны и очень слабо влияют на результаты (см. [9]), а также константы штарковского уширения, неэффективного в условиях Солнца (см. [32]). Скорость микротурбулентности в расчетах всех линий была зафиксирована на уровне £turb = 1-0 км/с согласно результатам работы [3].
Анализ профиля линии А 7361.55 A в спектре Солнца указывает на его асимметрию, вероятно, обусловленную блендированием неизвестными линиями тяжелых элементов или теллурическими деталями. Поэтому мы отказались от ее использования при определении содержаний алюминия в атмосферах звезд. Одновременно мы исключили из изучения линию А 8828.90 A, имеющую в спектре Солнца эквивалентную ширину W\ = 5.6 mA и не позволяющую получить корректные оценки содержаний Al в других звездах. Резонансный дублет All АА3944.01, 3961.52 A находится в области сильного блендирования линиями тяжелых элементов, в том числе дублетом Ca II АА 3933, 3968 A. Поэтому мы не исправляли теоретические оценки gf для линий данного дублета, имеющие необходимый уровень точности в 3% [34], что подтверждает сравнение с теоретическими данными из таблицы. Значения констант С6 для них получены согласованием интенсивностей в теоретических и наблюдаемых крыльях линий на длинах волн с наименьшим блендированием. Расчеты с применением
двух вариантов сечений фотоионизации [13, 39] в целом не изменяют наблюдаемые профили всех субординатных линий. Однако при использовании сечений [39] линии оказываются глубже на 3%, что может быть полностью компенсировано изменением их сил осцилляторов. Поэтому мы получили представленные в таблице два набора значений gf для разных вариантов модели атома Al I.
На Рис. 3 представлены примеры согласования теоретических и наблюдаемых профилей семи исследованных субординатных линий. В целом, нам удалось добиться хорошего их согласия в областях, не искаженных блендированием: полного профиля линии А 8773.90 A; красного крыла и ядра линий АА 6698.68, 7836.13, 8772.87 A; синего крыла и ядра линий АА 7835.32, 6696.03 A, и только центральной части линии А 7362.29 A.
Эмпирические силы осцилляторов всех линий в двух вариантах расчетов различаются не более, чем на 6%, что может привести к незначительной (менее 0.02 dex) неопределенности при определении содержаний в атмосферах звезд. Их сравнение с теоретическими значениями из разных источников (см. таблицу) показывает хорошее согласие в пределах 6—8% для обоих наборов gf. Поэтому данное сравнение не позволяет сделать вывод о предпочтительности одного из вариантов сечений фотоионизации.
В целом, найденные эмпирические значения констант С6 для резонансных линий оказываются увеличенными относительно классических оценок [28] в два раза, для остальных линий — в 30—200 раз (см. таблицу). Для серии из пяти линий, образующихся с уровня 3d, поправка AlogCe неуклонно возрастает с уменьшением энергии ионизации верхнего уровня, что соответствует ранее найденной закономерности [3, 9] и косвенно подтверждает корректность наших результатов. Отметим, что набор определенных из анализа и представленных в таблице сил осцилляторов позволяет воспроизвести наблюдаемые профили линий Al I при едином солнечном содержании алюминия. Поэтому все оценки его содержания в атмосферах других звезд, полученные с данным набором, автоматически будут иметь дифференциальную привязку к солнечному значению.
4. АНАЛИЗ ФОРМИРОВАНИЯ ЛИНИЙ All В АТМОСФЕРАХ ЗВЕЗД
Нами были проведены расчеты населенностей уровней и линий Al I для сеток моделей атмосфер Кастелли и Куруца [29] в диапазоне параметров: Teff = 4000—9000 K (с шагом 250 К), logg = 0.0—4.5 (с шагом 0.5), и пяти индексов металличности [А] = 0.0; —1.0; —2.0; —3.0; —4.0.
Ионизационное равновесие различных химических элементов в атмосферах звезд поздних спектральных классов регулируется взаимодействием трех основных механизмов: ионизацией ультрафиолетовым излучением атомов с основного и низковозбужденных уровней, рекомбинацией на высоковозбужденные уровни и последующими спонтанными переходами на более низкие уровни. Как было показано ранее ([15, 16], см. также [49, 50]), для А11 характерен эффект “сверхионизации”, т.е. дополнительной по отношению к условиям ЛТР ионизации его атомов ультрафиолетовым излучением, выходящим из более глубоких слоев. Экстремально большое значение сечения фотоионизации с основного уровня 3р: а0 = 57.2 Мб [13] обеспечивает высокую эффективность данного процесса и его доминирование над спонтанными переходами с высоковозбужденных уровней. Резонансные линии А11 (АА 3944.01, 3961.52 А) находятся в ближней ультрафиолетовой области спектра и имеют небольшие значения сил осцилляторов /Т = 0.12, что ограничивает переходы атомов в основное состояние 3р, оказывающееся в результате сильно недонаселенным.
Важными характеристиками, используемыми нами при дальнейшем анализе отклонений от ЛТР, являются отношения не-ЛТР уровней к вычисленным в рамках ЛТР по формулам Больцмана-Саха населенностям Ь = щ мьте/п ьте и их распределение с оптической глубиной. Подобные распределения для моделей звезд с различными эффективными температурами и металличностью представлены на Рис. 4.
Отклонения от ЛТР начинаются в слоях, где среда становится оптически прозрачной для излучения за порогом ионизации с основного уровня,
т.е. на длинах волн А < 2070 А. На этих глубинах в атмосферах холодных звезд поток излучения в частотах ионизации всегда больше локального значения функции Планка Би(Те^), определяющей процессы рекомбинации. Следует отметить, что пороги ионизации со всех возбужденных уровней А11 находятся в оптическом и инфракрасном диапазонах спектра, где влияние ионизации незначительно или отсутствует. Таким образом, фотоионизация атомов А11 происходит исключительно с основного состояния 3р. Важным условием такой ионизации оказывается наличие достаточного ультрафиолетового потока. В спектрах звезд солнечной металличности с Тед- < 6000 К диапазон А < 2070 А оказывается бланкетирован многочисленными линиями нейтральных атомов тяжелых элементов, что обуславливает относительную слабость ионизующего излучения. При более высокой эффективной температуре или пониженной металличности быстрое уменьшение влияния бланкетирования должно
Л, А Л, А
Л, А ДА
Рис. 3. Согласование теоретических (пунктирные линии) и наблюдаемых в Атласе Солнца [48] (сплошные линии) профилей линий А11.
приводить к быстрому росту отклонений от ЛТР в атоме А11.
Населенности возбужденных уровней определяются цепочками спонтанных переходов с вышележащих состояний и рекомбинацией атомов из континуума. Высоковозбужденные уровни связаны ударными переходами со следующей стадией
ионизации А1II , поэтому их населенности слабо отличаются от случая ЛТР. Нижележащие уровни заселяются и опустошаются спонтанными переходами в линиях инфракрасного и красного диапазонов, приводящими в итоге к попаданию атомов в сильно недонаселенное основное состояние 3р. В результате на глубинах формирования линий насе-
1од тя 1од
1од тк 1од
Рис. 4. Изменение 6-величин уровней А11 в зависимости от росселандовской оптической глубины для моделей атмосфер с различными эффективными температурами и металличностью.
ленности всех уровней Al I оказываются меньше, чем в условиях ЛТР, т.е. величины b становятся меньше единицы.
Населенность нижних уровней (3p, 4s и 3d) всех исследуемых линий в атмосфере звезды с Teff = 6000 К, log g = 4.0, [А] = 0.0 (см. Рис. 4а) ниже равновесной (—0.5 < log b), и log b неизменно отрицательны в слоях с —4 < log tr < 0 (tr — росселандовская оптическая глубина) и заметно меньше величин b вышележащих уровней. Повышение температуры (см. Рис. 4b) и ослабление эффектов бланкетирования (Рис. 4c) приводит к росту “сверхионизации” основных уровней до log b = —0.9 в слоях с —3 < log tr < 0. Аналогичный эффект наблюдается при понижении ме-талличности моделей атмосфер ниже [А] = —1.0 (см. Рис. 4c). Следует отметить, что в атмосферах с низкой металличностью опустошение основных уровней Al I происходит на больших глубинах, что дополнительно усиливает эффект “сверхионизации”. При этом критически важной величиной для формирования населенностей оказывается сечение фотоионизации основного состояния 3p. При использовании набора сечений [39] (см. Рис. 4d) величины b нижних уровней возрастают на A log b & 0.3 и медленнее уменьшаются с глубиной, чем при использовании сечений [13]. Добавим, что при уменьшении поверхностной силы тяжести рост отклонений от ЛТР оказывается несущественным.
Описанные не-ЛТР отклонения в населенностях уровней приводят к уменьшению коэффициента поглощения в линиях по сравнению с ЛТР. Одновременно, для всех линий Al I , возникающих с уровней, где величины b меньше b-величин верхних уровней, функция источников Sv становится больше функции Планка. Таким образом, при учете не-ЛТР эффектов линии Al I в спектрах холодных звезд будут ослаблены, а поправки к содержаниям алюминия, полученным по ним в рамках ЛТР, — положительны.
5. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ НЕ-ЛТР ПОПРАВКИ СОДЕРЖАНИЙ ДЛЯ ЛИНИЙ All
Для девяти спектральных линий Al I (двух резонансных АА 3944.01, 3961.52 A и семи субор-динатных АА 6693.03, 6698.68, 7362.29, 7835.32, 7836.13, 8772.87, 8773.90 A) нами были рассчитаны не-ЛТР поправки содержания алюминия, определяемые в предположении ЛТР: AXnlte = log £nlte — log £lte . При расчетах применялись указанные выше сетки моделей атмосфер [29]. Содержание алюминия изменялось пропорционально общей металличности атмосферы, скорость микротурбулентности оставалась фиксированной на уровне {turb = 1.0 км/с. Отметим, что
при варьировании скорости микротурбулентности на 5({turb) = 1-0 км/с величина не-ЛТР поправки может изменяться на ^(AXnlte) = ±0^04 dex. Наиболее сильное влияние принятых значений log eLTE и £turb на величину не-ЛТР поправок наблюдается для линий, лежащих на участке насыщения кривой роста, а именно, у линий АА 8772.87,
8773.90 A для звезд солнечной металличности и линий АА 3944.01, 3961.52 A для звезд с дефицитом металлов.
На Рис. 5—7 представлены зависимости AXnlte от Teff для разных значений log g и металличности модели [А]. При их качественном анализе следует учитывать описанные выше закономерности в отклонениях от ЛТР для населенностей энергетических уровней Al I и положения изучаемых линий на различных участках кривой роста. В частности, для линий, находящихся на линейном участке, характерны умеренные величины не-ЛТР поправок и их прямая зависимость от b-величин нижнего и верхнего уровней переходов. Линии на участке насыщения имеют наибольшие отклонения от ЛТР, заметно зависящие от населенностей уровней и факторов, уширяющих доплеровское ядро: скоростей микротурбулентности и теплового движения. Линии на участке затухания обладают мощными крыльями и показывают наименьшие не-ЛТР поправки. Отметим, что линии АА 8772.87,
8773.90 A находятся на участке насыщения в спектрах звезд солнечной металличности при
Teff < 7500 К, а линии АА 7835.32, 7836.13 A — при Teff < 6000 К. В остальных звездах они переходят на линейный участок, где находятся также линии
АА 6693.03, 6698.68, 7362.29 A. Резонансный дублет АА 3944.01, 3961.52 A располагается на участке затухания в звездах с металличностью [А] = —2^0 при Teff < 7500 К, с металличностью [А] = — L0 при Teff < 6000 К, а во всех остальных звездах переходит на участок насыщения.
На Рис. 5 приведены не-ЛТР поправки к содержанию алюминия, определенного по суборди-натным линиям АА 6698.68, 7362.29, 7836.13 и
8773.90 A в предположении ЛТР, для моделей атмосфер звезд с солнечным содержанием тяжелых элементов [А] = 0^0. Выделим группы линий со сходным поведением зависимостей при изменении параметров моделей атмосфер.
Не-ЛТР поправки для дублета АА 6696.03, 6698.68 A, находящегося на линейном участке, возрастают с увеличением температуры моделей атмосфер, начиная с Teff = 6000 К, для всех log g: от AXnlte = 0Ю dex при Teff w 6000 K до ~0^3 dex при Teff 8000 K (см. Рис. 5a). Данные изменения полностью обусловлены ростом отклонений от ЛТР в населенностях уровней.
0.35
0.30
0.25
0.20
■а 0.15 &
<S 0,0 0.05 0.00 -0.05
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
X
а)
0.4
ь
^ 0.3 0.2
0.1
0.0 -0.1
Рис. 5. Не-ЛТР поправки к содержанию Al I по субординатным линиям для моделей атмосфер с нормальной металличностью [А] = 0.0.
X 8773.90 А
log д = 4.5
log д = 0.0 [А] = 0.00
4000 5000 6000 7000 8000 9000
т„, к
X 7362.29 А
9 = 4.5
[Л] = 0.00
4000 5000 6000 7000 8000 9000
Т„, К
7- , К
eff ’
Рис. 6. Не-ЛТР поправки к содержанию А11 по резонансной линии Л 3944.01 А для моделей атмосфер звезде различным содержанием тяжелых элементов.
0.8
0.7
0.6
0.5
X ф 0.4
тз
ІІ
с 0.3
<
0.2
0.1
0.0
---1---1----1---1---1---1---1---1----1---1---г
X 3944.01 А
Іод д = 4.5
Іодд = 0.0
(а)-
[А] = -1.00 -
_і_______________і____________і____________і_____________і____________і____________і_
4000 5000 6000 7000 8000 9000 Т К
ей ’
г К
е/Г ’
Рис. 7. Не-ЛТР поправки к содержанию А11 для моделей атмосфер с металличностью [А] = —1.0 по линии Л 3944.01 А (верхний ряд) и линии Л 8772.87 А (нижний ряд) для различных наборов атомных параметров.
Не-ЛТР поправки для линии А 7362.29 A (см. Рис. 5b) и дублета АА 7835.32, 7836.13 A (см. Рис. 5c) также возрастают с повышением температуры атмосферы, начиная с Teff w 6000 K, но зависят от log g. Зависимости поправок AXnlte растут от 0.0—0^1 dex при Teff w 6000 K для всех log g до 0J—0^9 dex для log g = L0 ^ 2Ю при Teff = 7500 + 8000 K и до 0^2—0^4 dex для log g = 4^0 ^ 4^5 при Teff = 7500 ^ 8000 K. В целом, величина не-ЛТР поправок для этих линий определяется значениями h-фактора уровня 3d на разной глубине в атмосфере звезды.
Не-ЛТР поправки для дублета АА 8772.87,
8773.90 A (см. Рис. 5d) имеют различный характер роста от значения AXnlte = 0Ю dex при температуре Teff < 6000 K в зависимости от значения поверхностной силы тяжести log g. Так, для моделей с log g = 0^5 + 2^0 поправки растут по закону, близкому к линейному, достигая величин 0^6—0J5 dex при Teff = 8250 ^ 8750 K. Для моделей с logg = 3^5 + 4^5 не-ЛТР поправки после достижения максимального значения 0^3—0^45 dex при Teff = 7250 + 7750 K при дальнейшем повышении температуры незначительно уменьшаются (на 0^05—0^1 dex), что объясняется переходом этих линий на линейный участок кривой роста.
На Рис. 6 и 7а приведены графики зависимостей не-ЛТР поправок для определения содержания алюминия по резонансной линии А 3944.01 A для моделей атмосфер звезд c различным содержанием тяжелых элементов (металличность моделей указана в правом нижнем углу каждой части рисунка). Изменения не-ЛТР поправок для линий резонансного дублета АА 3944.01, 3961.52 A имеют одинаковый характер при разных log g и характеризуются их возрастанием до максимального значения (0^5 + L1) dex при некотором значении Teff и последующим падением на 0^3—0^8 dex (в зависимости от металличности модели). Отклонения от ЛТР по мере уменьшения содержания тяжелых элементов начинают проявляться в атмосферах все более холодных звезд: от Teff = 6000 K при солнечной металличности ([А] = 0Ю) до Teff = 5250 K при [А] = —L0 (см. Рис. 7а) и Teff < 4500 K при [А] = —20 (см. Рис. 7b). В итоге, для звезд с металличностью [А] < —2^0 не-ЛТР поправки следует учитывать при всех значениях Teff и log g (см. Рис. 6b—d).
Таким образом, из анализа результатов, представленных на Рис. 5—7, следует, что не-ЛТР поправки AXnlte для звезд солнечной металличности несущественны для звезд классов F—K, возрастают для звезд с более высокими эффективными температурами с появлением зависимости от log g для некоторых линий и некоторых значений
Teff. Учет не-ЛТР поправок содержаний, полученных по субординатным линиям, оказывается необходимым при Teff > 6500 K. При анализе химического состава звезд пониженной металличности ([А] < 1.0) не-ЛТР поправки содержаний, найденных по резонансным линиям АА 3944.01, 3961.52 A, нужно учитывать в любом случае.
В связи с сильным влиянием значений сечения фотоионизации с нижних уровней атома Al I на величину отклонений от ЛТР нами были вычислены альтернативные не-ЛТР поправки содержаний с использованием сечений, полученных по данным Хоффсаеса [39]. На Рис. 7 для моделей атмосфер с металличностью [А] = —1.0 представлены зависимости не-ЛТР поправок содержаний алюминия, получаемых по резонансной линии
А 3944.01 A (верхний ряд) и субординатной линии А 8772.87 A(нижний ряд). Рис. 7а и 7с содержат значения AXnlte, рассчитанные с набором сечений Opacity Project [13], а Рис. 7b и 7d — с набором сечений из работы Хоффсаеса [39]. Из сравнения графиков следует, что использование альтернативного набора сечений [39] не меняет вывода о характере не-ЛТР отклонений: значения AXnlte остаются положительными и возрастают с увеличением температуры атмосферы. Однако использование набора сечений [39] приводит к существенному уменьшению величины не-ЛТР поправок.
Как видно из Рис. 7, различие в выборе применяемых сечений фотоионизации наиболее сильно проявляется для звезд с температурами в диапазоне Teff = 5500 ^ 7000 К. Поэтому для выбора верного набора сечений ионизации с низких уровней атома Al I представляется желательным одновременное определение содержания алюминия в атмосферах таких звезд по резонансным и субординатным линиям. Наилучшим вариантом представляется изучение звезд с металличностью, близкой к [А] = —1.0, так как для более бедных металлами звезд субординатные линии будут крайне слабы и не пригодны для анализа, а для звезд нормальной и повышенной металличности определение содержания алюминия с применением резонансного дублета All АА3944.01, 3961.52 A будет затруднено эффектом их сильного блендирования линиями тяжелых элементов, в том числе дублетом
Ca II АА 3933, 3968 A, искажающим уровень континуума и, соответственно, эквивалентные ширины линий.
Поэтому оптимальным для определения содержания алюминия в таких звездах (для сравнения с содержанием, определенного по резонансному дублету Al I АА 3944.01, 3961.52 A) является использование дублета наиболее сильных субординатных линий АА 8772.87, 8773.90 A.
6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В данной работе выполнено комплексное моделирование и анализ не-ЛТР эффектов в атоме Al I, по результатам которого можно сделать следующие выводы.
1. Проведено тестирование используемой для не-ЛТР расчетов модели атома Al I и методики вычислений на основе анализа профилей линий Al I в спектре Солнца. Уточнены силы осцилляторов и константы ван-дер-ваальсовского уширения С6 исследуемых линий.
2. Результаты расчетов показывают, что для Al I имеет место явление “сверхионизации”. Уровень 3р недонаселен в области формирования спектральных линий. Механизм недонаселения связан с доминированием процессов ионизации ультрафиолетовым излучением с основного состояния 3р над каскадными переходами с высоковозбужденных уровней, основной причиной чего является большое значение сечения фотоионизации основного состояния 3p. В результате на глубинах формирования линий населенности уровней оказываются меньше, чем при ЛТР. Таким образом, линии Al I будут ослаблены по сравнению с ЛТР, поэтому не-ЛТР поправки к содержанию Al будут положительными.
3. Для набора атомных параметров по данным Opacity Project [13] рассчитаны наборы не-ЛТР поправок к содержанию Al, определенного в предположении ЛТР ( AXnlte = log £nlte — log £lte ), для сеток моделей атмосфер в широком диапазоне параметров. Анализ полученных результатов показывает, что не-ЛТР поправки к содержанию Al несущественны для звезд спектральных классов F—K нормальной металличности, но резко возрастают с ростом температуры (Teff > 6000 K) и уменьшением металличности.
4. Использование набора значений сечений фотоионизации уровней нейтрального алюминия из [39] не меняет вывода о характере не-ЛТР отклонений, но существенно уменьшает величину не-ЛТР поправок. Проведенные тестовые расчеты не позволяют сделать однозначный вывод о предпочтительности одного из вариантов сечений ионизации. Тем не менее, близость величины сечения фотоионизации с основного уровня атома Al I по данным Opacity Project [13] и по результатам прямых измерений [37] позволяет рекомендовать для использования в качестве основного набора атомных параметров данные Opacity Project [13].
БЛАГОДАРНОСТИ
Авторы выражают искреннюю признательность
Н. А. Сахибуллину за полезные советы, высказанные им при разработке методики не-ЛТР моделирования. Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ 10-02-01145-a.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Y. V Pavlenko and A. Magazzu, Astronom. and Astrophys. 311, 961 (1996).
2. D. Kiselman, New Astron. Rev. 45, 559 (2001).
3. L. L. Mashonkina, V. V. Shimanskii,
N. A. Sakhibullin, Astron. Rep. 44, 790 (2000).
4. N. N. Shimanskaya, L. L. Mashonkina,
N. A. Sakhibullin, Astron. Rep. 44, 530 (2000).
5. N. Przybilla, K. Butler, S. R. Becker, and
R. P Kudritzki, Astronom. and Astrophys. 369, 1009(2001).
6. J. R. Shi, T. Gehren, L. Mashonkina, and G. Zhao, Astronom. and Astrophys. 503, 533 (2009).
7. Y. Takeda, O. Hashimoto, H. Taguchi, et al., Publ. Astronom. Soc. Japan 57, 751 (2005).
8. L. Mashonkina, A. J. Korn, and N. Przybilla,
Astronom. and Astrophys. 461, 261 (2007).
9. D. V. Ivanova and V. V. Shimanskii, Astron. Rep. 44, 376 (2000).
10. Ya. Pavlenko, M. R. Zapatero Osorio, and R. Rebolo, Astronom. and Astrophys. 355, 245 (2000).
11. E. V. Belyakova and L. I. Mashonkina, Astron. Rep.
41, 530 (1997).
12. L. I. Mashonkina and I. F. Bikmaev, Astron. Rep. 40, 94(1996).
13. M. J. Seaton, C. J. Zeippen, J. A. Tully, et al., Rev. Mex. Astron. Astrofis. 23, 19(1992).
14. T. Gehren, C. Reile, and W. Steenbock, Stellar Atmospheres Beyond Classical Models (Kluwer, Dordrecht, 1991), p. 387.
15. D. Baumuller and T. Gehren, Astronom. and
Astrophys. 307, 961 (1996).
16. D. Baumuller and T. Gehren, Astronom. and
Astrophys. 325, 1088(1997).
17. I. F. Bikmaev, T. A. Ryabchikova, H. Brunt, et al.,
Astronom. and Astrophys. 389, 537 (2002).
18. P J. D. Mauas, R. F. Borda, and M. L. Luoni, Astrophys. J. Suppl. 142,285(2002).
19. T. Gehren, Y. C. Liang, J. R. Shi, et al., Astronom. and Astrophys. 413, 104 (2004).
20. L. Mashonkina, L. Zhao, T. Gehren, et al., Astronom. and Astrophys. 478, 529 (2008).
21. L. H. Auer and J. Heasley, Astrophys. J. 205, 165 (1976).
22. Н. А. Сахибуллин, Труды Казанск. гор. астрон. обсерв. 48, 9 (1983).
23. Ya. V Pavlenko, Doctoral Dissertation in Mathematics and Physics (GAO, Kiev, 1996).
24. S. E. Nersisyan, A. V. Shavrina, A. A. Yaremchuk, Astrophysics, 30, 147 (1989).
25. R. L. Kurucz, SAO CD-ROMs (MA02138, Cambridge, USA, 1994).
26. C. R. Vidal, J. Cooper, and E. W. Smith, Astrophys. J. 25,37(1973).
27. R. L. Kurucz and I. Furenlid, SAO Special Rep. 387,
1 (1979).
28. A. Unsold, Physik der Sternatmospheren (Springer, Berlin—Gottingen—Heidelberg, 1955).
29. F. Castelli and R. L. Kurucz, IAUS 210, A20 (2003).
30. V. F. Suleymanov, Astron. Astrophys. Trans. 2, 197 (1992).
31. N. Grevesseand A. J. Sauval, Space Sci. Rev. 85, 161 (1998).
32. J. H. Bruls, R. J. Rutten, and N. Shchukina, Astronom. and Astrophys. 265, 237 (1992).
33. L. I. Mashonkina, N. N. Shimanskaya, and V. V. Shimansky, Odessa Astron. Publ. 9, 78 (1996).
34. А. А. Радциг, Б. М. Смирнов, Параметры атомов и атомных ионов (Энергоатомиздат, Москва, 1986).
35. E. Biemont and N. Grevesse, Atomic Data and Nuclear Data Tables 12,217(1973).
36. W. L. Wiese, M. W. Smith, and B. M. Miles, Atomic Transition Probabilities. II. Sodium through Calcium. A critical data compilation (NSRDS-NBS, Nat. Bur. Standarts, Washington, 1969).
37. J. L. Kohl and W. H. Parkinson, Astrophys. J. 184, 641 (1973).
38. D. G. Yakovlev, L. M. Band, M. B. Trzhaskovskaya, and D. A. Verner, Astronom. and Astrophys. 237, 267 (1990).
39. D. Hofsaess, Atomic Data and Nuclear Data Tables 24,285(1979).
40. C. Park, J. Quant, Spectrosc. Radiat. Transfer. 11, 7 (1971).
41. H. Van Regemorter, Astrophys. J. 132,906(1962).
42. Л. А. Вайнштейн, И. И. Собельман, Е. А. Юков, Возбуждение атомов и уширение спектральных линий (Наука, Москва, 1979).
43. J. I. Castor and H. Nussbaumer, Monthly Notices Roy. Astronom. Soc. 155, 293 (1972).
44. W. Lotz, Z. Physik 232, 101 (1970).
45. W. Steenbock and H. Holweger, Astronom. and Astrophys. 130,319(1984).
46. Y. Takeda, K. Kato, and Y. Watanabe, Publ. Astronom. Soc. Japan 48, 511 (1996).
47. C. Cowley, Observatory 91, 139(1971).
48. R. L. Kurucz, I. Furenlid, J. Brault, and L. Testerman, Solar Flux Atlas from 296 to 1300 nm (Nat. Solar Obs., Sunspot, New Mexico, 1984).
49. В. С. Менжевицкий, В. В. Шиманский, Н. Н. Ши-манская, Кинематика и физика небесных тел 26, 210 (2009).
50. В. С. Менжевицкий, В. В. Шиманский, Н. Н. Ши-манская, Ученые записки Казанского государственного университета 153, 95 (2010).
Non-LTE Effects in Al I Lines
V.S. Menzhevitski, V.V. Shimansky, N.N. Shimanskaya
We present the theoretical analysis of the All line formation in the spectra of late-type stars ignoring the assumption of local thermodynamic equilibrium (LTE). The calculations were based on the 39-level aluminum atom model for one-dimensional hydrostatic stellar atmosphere models with the parameters: Teff from 4000 to 9000 K, log g = 0.0—4.5, and metallicity [A] = 0.0; —1.0; —2.0; —3.0; —4.0. The aluminum atom model and the method of calculations were tested by the study of line profiles in the solar spectrum. We refined the oscillator strengths and Van-der-Vaals broadening constants C6 of the investigated transitions. We conclude that the Al I atom is in the overionization state: the 3p level is underpopulated in the line formation region. This leads to the line weakening, as compared with the LTE results. The overionization effect becomes more pronounced with increasing temperature and decreasing metallicity. We show that the use of various atomic data (ionization cross-sections) for the low levels of Al I does not change the behavior of non-LTE deviations, whereas the value of these deviations varies essentially. For nine selected Al I lines we calculated the grids of theoretical non-LTE corrections (AXnlte = log£nlte — log eLTE) to the Al abundances determined with the LTE assumption. The non-LTE corrections are positive and significant for the stars with temperatures Teff > 6000 K. These corrections weakly depend on log g, and increase with declining stellar metallicity.
Keywords: line: formation—line: profiles—stars: atmospheres
