Radiative Processes in
Astrophysics
林田 清
http://wwwxray.ess.sci.osakau.ac.jp/~hayasida
レポート課題 締め切り8/8(水）
F503の林田まで提出すること
Radiative Processes in Astrophysicsの１章
の章末問題の中から２題を選び解答せよ。
天体あるいは輻射に多少ともかかわる問題
を自分で設定し、自分で解答あるいは解説を
つくれ。
文献、web、授業の資料などを参考にしてもいい
が、その場合は参考文献として明記すること
自分で疑問に思ったこと、わからなかったことが
問題設定のヒント。
Synchrotron Emission
磁場中で荷電粒子が運動するとローレンツ力
を受けてらせん運動をする
加速度は磁場に比例するので、その二乗に
比例する輻射が放射される。
粒子の速度が遅いときは回転周波数と同じ
振動数をもつサイクロトロン放射。
粒子の速度が相対論的になるとスペクトルは
幅が広がる＝シンクロトロン放射。
Spectrum2
3
3qB 2
x = ω / ωc , ωc = γ 3ωB sin α =
γ sin αとして
2
2mc
∞
F ( x) ≡ x ∫ K 5/ 3 (ξ )d ξ ( K : Modified Bessel)
x
3q 3 B sin α
P (ω ) =
F ( x)
2
2π mc
∞
F ( x) ≡ x ∫ K 5/ 3 (ξ )d ξ
x
Radiative Processes in
Astrophysicsより
電子のγがPower Law 分布している場合
N (γ )d γ = Cγ − p d γ , γ 1 < γ < γ 2
γ2
Ptot (ω ) = C ∫ P(ω )γ
γ1
−p
d γ ∝ ∫ F (ω / ω c )γ − p d γ
γ1
x ≡ ω / ωc , ωc ∝ γ からγ ∝ x
2
Ptot (ω ) ∝ ω
− ( p −1) / 2
∫
x2
x1
γ2
dγ
1 −3/ 2 1/ 2
∝− x ω
ω ,
dx
2
−1/ 2
1/ 2
F ( x)x ( p−3) / 2 dx
x1 ≈ 0, x2 ≈ ∞の場合Ptot (ω ) ∝ ω − ( p−1) / 2
p −1
(energy) spectral index s =
2
Radiative Processes in Astrophysicsより
Total Power
dv q
= v×B
dt c
dv
dv
q
v⊥ × B
= 0, ⊥ =
dt
dt γ mc
mγ
circular motion ⊥ B : ωB =
qB
γ mc
2q 2 4 2
2q 2 4 q 2 B 2 2 2 2 2 2 2
2 2
P = 3 γ (a⊥ + γ a ) = 3 γ 2 2 2 v⊥ = r0 cβ ⊥γ B
γ mc
3c
3c
3
PitchAngle( Bとvのなす角）αとするとβ ⊥ = β sin α
速度の方向が等方であればαについて平均をとって
β⊥
P=
2
β2
2β 2
2
sin α d Ω =
=
4π ∫
3
4 2 2 2 2 4
r0 cβ γ B = σ T cβ 2γ 2U BここでU B = B 2 / 8π
9
3
磁場の強さの二乗とγの二乗に比例する
Compton 散乱
光子の（自由）電子による散乱
断面積はトムソン散乱の断面積でエネルギーによら
ずにほぼ一定。 ただし、光子のエネルギーがmec2
程度になるとKlein-Nishina式に従い断面積が減少
する。
（衝突前の）電子の運動エネルギーが光子のエネル
ギーに比べて大きい場合、衝突によって光子はエネ
ルギーを得る。 （逆コンプトン散乱）
Compton Scattering
Pγ i = (ε / c)(1, ni ),
ε1 =
Pγ f = (ε1 / c)(1, n f )
1+
ε
ε
2
(1 − cos θ )
Pei = (mc,0)
mc
λ1 − λ = λc (1 − cos θ )
Pef = ( E / c, p )
λc ≡ h / mc = 0.002426nm
Pγ i + Pei = Pγ f + Pef
ε
Klein-Nishina cross section
ε1
θ
dσ r ε ε ε 1
( + − sin 2 θ )
=
d Ω 2 ε ε1 ε
2
0
2
1
2
Scattering from Electrons in Motion
ε ' = εγ (1 − β cosθ )
ε1 = ε1 ' γ (1 + β cosθ '1 )
ε'
ε1 ' ≈ ε '[1 − 2 (1 − cos Θ)]
γ 2 − 1 >> hν / mc 2 ,
γε << mc 2のとき
ε : ε ' : ε1 ∼ 1: γ : γ 2
Inverse Compton
mc
cos Θ = cos θ '1 cos θ '+ sin θ 'sin θ '1 cos(φ '− φ '1 )
θ'
θ
θ1 ε1
ε
Observer's Frame
Electron Rest Frame
ε'1
θ'1
ε'
Total Power
Pcompt
4
= σ T cγ 2 β 2U ph
3
ここでU ph ≡ ∫ ε vd ε
vd εはd ε の範囲のエネルギーをもつ光子の密度。
電子の進行方向の断面積σ T 長さcβの円柱に存在する
光子に衝突し、衝突によってエネルギーがγ 2倍される。
4
2 2
c. f .Psynch = σ T cγ β U B
3
Pcompt / Psynch = U ph / U B
Synchrotron vs Inverse Compton
高エネルギー電子が磁場と相互作用してシンクロト
ロン放射を低エネルギー光子（例えばマイクロ波背
景放射）と相互作用して逆コンプトン散乱を起こす
例：Electrons γ=104
B=10-6Gaussに対しシンクロトロン放射
Cosmic Microwave Background ( ν~1.6x1011Hz)
に対し逆コンプトン
ωc=26 γ2~3x109Hz …Radio
γ2ν∼ 1.6x1019Hz … X-ray,gamma-ray
両者の強度の比は（磁場のエネルギー密度）/(低エ
ネルギー光子のエネルギー密度）
電波銀河ローブでの逆コンプトン散乱
Fornax A (Tashiro et al., 2001, ApJ,546,L19)
Synchrotron Self Compton
Synchrotron放射の光子が逆コンプトン散乱を受ける
Synchrotron ComponentとInverse-Compton
Components
AGN(特にBlazar）の輻射モデル
(H.Kubo et al., 1998, ApJ,504, p.693)
Y-parameter
(Energy-Transfer for Repeated Scattering)
y ≡ (average fractional energy change per scattering) ×
(mean number of scatterings)
(Δε ) NR =
ε
2
(4kT − ε )
mc
4 2
kT 2
(Δε ) R = γ ε ∼ 16ε ( 2 )
3
mc
4kT
2
max(
τ
τ
y NR =
es , es )
2
mc
kT 2
yR = 16( 2 ) max(τ es ,τ es2 )
mc
Compton散乱：
光子と電子のエネル
ギー交換
Sunyaev-Zeldovich Effect
マイクロ波(2.7K)背景放射の光子が視線方
向にある銀河団の高温プラズマ電子によって
コンプトン散乱される。
マイクロ波光子のエネルギー増加割合
~y~(4kT/mec2)τ∼ (4kT/mec2)neL
高エネルギー側での強度増加、低エネルギー側
での強度減少
マイクロ波放射の変形
Birkinshaw, 1999,
Physics Report, 310, p.97
y=0.1の強調した例
色温度増加
高周波数側での
強度増加、低周
波数側での強度
減少
SZ効果の応用：
銀河団の距離の推定～Hubble定数の決定
X線Flux~ne2L3 / D2
Lをプラズマの（横方向の）拡がりに等しいとする
と、X線観測、マイクロ波観測から銀河団の(光
度）距離Dが求まる。
銀河団の赤方偏移と比較しHubble定数を決める
但しマイクロ波光子（低周波数側での）強度減少
は、Brightness Temperature で1mK程度
（1/1000以下）と微小。
２章以降の全体像
z２章
z３章
z４章
z５章
z６章
z７章
z８章
電磁場、電磁波
運動する荷電粒子からの放射
特殊相対論
制動放射
連続スペクトル
シンクロトロン放射 加速度を受けた荷電粒子は放射を出す
•加速度の２乗荷比例したパワー
コンプトン散乱
•加速度をつくり出す力としては、
原子核のクーロン力、
原子の構造
磁場中のローレンツ力、
量子力学 線スペクトル
入射電磁波による振動。
•荷電粒子としては、陽子に比べて
2000倍軽い、電子がきく。
エネルギーの低いのはどっち？
H原子で2s(l=0)と2p(l=1)
H原子で2p(j=1/2)と2p(j=3/2)
平行
H2分子でスピン反平行と平行
2s
He原子でスピン反平行と平行
j=1/2
アルカリ原子で2sと2p
むしろjによる
反平行
H-like Fe ion の1sとHe-like Fe ion の1s
H-like Fe ion
量子力学 前段階１ 光とは何か？
プランク関数、プランク定数
(Einsteinの）光量子仮説
黒体輻射
光のエネルギーはとびとびの値、hν,2hν,3hν,…
光電効果
光はエネルギーhνをもった粒子
コンプトン効果
エネルギー変化：光が粒子として振舞う証拠
量子力学 前段階２ 原子の模型
バルマーの公式
ボーア模型
ν=(1/22-1/n2)Rc
量子条件L=mrv=nh/2π
エネルギー準位E~me4/h2n2
ドブロイ波長
λ=h/p
量子力学の定式化
波動関数
確率波という解釈
シュレディンガー方程式
（エルミート）演算子、時間に依存する解、しない
解
交換関係
ハイゼンベルグの行列力学
不確定性関係
Schrodinger Equation
Schrodinger equation
∂Ψ
i
= HΨ
∂t
Ψ (r , t ) = ψ (r )eiEt / , Hψ = Eψ
2
1
e
H =−
∇ − Ze ∑ + ∑
∑
2m j
j rj
i > j rij
2
j
Bohr radius a0 ≡
2
2
/ me 2 = 0.529 ×10−8 cm
e 2 / a0 = 4.36 × 10−11 erg = 27.2eV = 2 Ry
を長さとEnergyの単位に使うと
⎛1
1
1
2
⎜⎜ ∑ ∇ j + E + Z ∑ − ∑
j rj
i > j rij
⎝2 j
⎞
⎟⎟ψ = 0
⎠
One Electron in a Central Field
ψ (r ,θ ,φ ) = r −1 R(r )Y (θ ,φ )
Angular part Y = Ylm (θ , φ )
L Ylm = l (l + 1)Ylm , LZ Ylm = mYlm
2
l = 0,1, 2,3, n − 1
→ s, p, d , f
m = −l , −l + 1,...., l
Radial Part R (r ) = Rnl (r )
V (r ) = − Z / rのとき、
En = − Z 2 / 2 n 2
Orbitals
n:主量子数
ｌ：方位量子数
ｍ：磁気量子数
ｍｓ：スピン量子数
（ｊ：全軌道角運動
量量子数）
Bohr Model
エネルギー準位E=-Z2/n2はBohr Modelから
も導出される。
mv2/r＝e2Z/r2
量子条件 mvr2π=nh
ドブロイ波長λ=p/hのn倍が2πrいう捉え方もできる
Radial Distribution
nが大きい程、外
側にいる確率が
高い。
原子核近傍（~数
a0)にいる確率は
p,d軌道に比べて
s軌道の方が高
い。
Radiative Processes, by
Rybicki & Lightman
エネルギーの低いのはどっち？
H原子で2s(l=0)と2p(l=1)
H原子で2p(j=1/2)と2p(j=3/2)
アルカリ原子で2sと2p
He原子でスピン反平行と平行
H2分子でスピン反平行と平行
H-like Fe ion の1sとHe-like Fe ion の1s
エネルギーの低いのはどっち？
H原子で2s(l=0)と2p(l=1)
H原子で2p(j=1/2)と2p(j=3/2)
平行
H2分子でスピン反平行と平行
2s
He原子でスピン反平行と平行
j=1/2
アルカリ原子で2sと2p
むしろjによる
反平行
H-like Fe ion の1sとHe-like Fe ion の1s
H-like Fe ion
Fine Structures
in the Energy Levels of H-atom
α=e2/2εhc~1/137（微細構造定数）の二乗のオーダー
Spin-Orbit Interaction
軌道角運動量とスピン角運動量の向きが反平行(jが小さい）
方がエネルギーが低い。
Relativistic Effect
ｌが小さい方がエネルギーが低い。
Dirac の近似式 En , j
量子力学入門II,フレンチ
＆テイラー著、培風館
⎡ α2 ⎛ 1
3 ⎞⎤
= En ⎢1 +
− ⎟⎥
⎜
n ⎝ j + 1/ 2 4n ⎠ ⎦
⎣
L-S coupling
多電子系の電子状態を全軌
道書角運動量Ｌと全スピン角
運動量Ｓで記載する（スピン軌道角運動量相互作用を無
視する）=L-S 結合(coupling)
中心場近似では縮退してい
るエネルギーは、静電相互
作用の中心場近似からのず
れにより分裂する。
S,Lが大きい～電子のスピン、
軌道が重なっている～電子
間の反発力によって距離が
広がる～エネルギーレベル
は低くなる。 → Hund’s rule
Spectroscopic Terms の表記
左上：２S+1
文字：L 0,1,2,…に対応してS,P,D,….
右下：J
右上：Parity oddのときにO
2S+1
3
LJ
Parity
O
S1 , S0 , P1 , D2 ,P 等
1
1
1
1
(Hyper) Fine Structures in Energy
Levels of H
原子核の影響
Jが同じでもレベルが異なる：ラムシフト
量子力学入門II,フレンチ
＆テイラー著、培風館
H-like
Atoms
sの方がr=0での存
在確率高い。
原子核の電場を遮
蔽する電子の効果
を受けにくい。
エネルギーは低い
（深い）
量子力学入門II,フレンチ
＆テイラー著、培風館
Two-electron Systems
＆ Pauli exclusion principle
同種粒子２個の波動関数
ψ (q1 , q2 ) = ψ (q2 , q1 ) より
2
2
ψ (q1 , q2 ) = +ψ (q2 , q1 )対称かψ (q1 , q2 ) = −ψ (q2 , q1 )反対称
電子の場合、反対称のみが許される ⇔ パウリの排他律
一体近似ψ (q1 , q2 ) = φa (q1 )φb (q2 )で
パウリの排他律はφa (q1 )φa (q2 ) = φa (q2 )φa (q1 ) = 0で表される
これはφa (q1 )φa (q2 ) = −φa (q2 )φa (q1 ) （反対称）であれば
自動的に満たされる
Symmetry vs Anti-symmetry
空間に関する波動関数
対称 ψ s (r1 , r2 ) = 1/ 2 {φ A (r1 )φB (r2 ) + φ A (r2 )φB (r1 )}
反対称ψ a (r1 , r2 ) = 1/ 2 {φ A (r1 )φB (r2 ) − φ A (r2 )φB (r1 )}
対称な波動関数は２粒子が同じ場所に存在する確率が高い。
互いの重なろうとする傾向。
反対称の場合は、２粒子が離れている場所にいる確率が高い。
互いに反発するような傾向。
Triplet ＆ Singlet
スピンに関する波動関数
対称 χ s = α(1)α(2), 1/ 2 {α(1)β(2)+α(2)β(1)} , β(1)β(2)
S=1に属する３つの状態 ⇒ 3重項(triplet)
反対称 χ a = 1/ 2 {α(1)β(2)-α(2)β(1)}
S=0に属する1つの状態 ⇒ 1重項(singlet)
2電子系に対して全波動関数は反対称
3重項 S=1 スピン対称（平行）
空間反対称
１重項 S=0 スピン反対称（反平行） 空間対称
Exchange Energy
電子間の相互作用は斥力でH12 = e 2 / r12は正
H12 = ∫∫ ϕ H12ϕ dV1dV2 = J12 ± K12
(+はϕが対称、− はϕが反対称）
J12 = ∫∫ φ A (r1 )φB (r2 ) H12φ A (r1 )φB (r2 )dV1dV2
K12 = ∫∫ φB (r1 )φ A (r2 ) H12φ A (r1 )φB (r2 )dV1dV2
一般にK12 > 0
空間に関して反対称な状態
（スピンに対しては対称)の方がエネルギーが低い。
3重項の方がエネルギーが低い。
He-atom
量子力学入門II,フレンチ
＆テイラー著、培風館
参考）H2分子の交換エネルギー
K12<0
空間関数が対称（2個
の原子核の重心で、
波動関数がゼロでな
い）である１重項の方
がエネルギーが低い
同極分子の結合力の
源。
量子力学,山内著、培風館
Semi-Classical Theory of
Radiative Transitions
1/ 2
H = ⎡⎣(cp − eA) 2 + m 2 c 4 ⎤⎦ + eφ
nonrelativistic limit, Coulomb gauge
p2
e
e 2 A2
−
H=
A⋅ p +
2m mc
2mc 2
ここで第２項と第3項の比
epA / mc
3
≈
(
n
a
ph 0 ) >> 1 (ほとんどの場合）で
2
2
e A / 2mc
第３項は無視できる。
η≡
H = H 0 + H 1と分離する。H 0は時間不変。H 1は摂動。
H 0φk = Ekφkというゼロ次の固有関数を使って、求める解を
ψ (t ) = ∑ ak (t )φk exp(−iEk t / )と展開して解く。
Transition Probability
2
4π
1
w fi = 2 H fi (ω fi )
T
T
H 1fi (ω fi ) ≡ (2π ) −1 ∫ H 1fi (t ')eiωt ' dt '
0
H (t ) ≡ ∫ φ H φi d x, ω fi ≡
1
fi
*
f
1
3
E f − Ei
A(r , t ) = A(t )eikrという形をとるとすると...
4π 2 e 2 j (ω fi )
ik ⋅r
w fi = 2
f
e
l ⋅ ∑∇ j i
2
m c ω fi
2
ここでl はA=Al の単位ベクトル。
*)ここではCoulombGageを利用しているので
∂A
= −c ∇φ + E = −cE つまりAは偏光方向
∂t
(
*)j (ω ) =
)
ω2
cT
A (ω )
2
Dipole Approximation
* ik ⋅r
3
φ
e
I
⋅
∇
φ
d
∑ j i x ∫ f
1
eik ⋅r = 1 + ik ⋅ r + (ik ⋅ r ) 2 + ...
2
最も低次の項だけとるのが双極子近似
d ≡ e∑ rj
j
4π 2
w fi = 2 (l ⋅ d ) fi
c
2
j (ω fi )
4π 2
無偏光ならw fi = 2 d fi
c
2
j (ω fi )
電気双極子
モーメントが０
になったとき電
気４重極輻射、
磁気双極子輻
射が効く可能
性がある
Einstein Coefficients and
Oscillator Strength
wlu = Blu Jν ul
32π 4
Blu =
dul
2
3ch
j (ωul ), Bul = Blu
64π ν ul dul
4
Aul =
2
3
2
3c3 h
Oscillator Strength flu
4π 2 e 2
Blu =
flu = Bluclassical flu
hν ul mc
Selection Rules
Dipole近似のもとで、遷移確率が0になる遷移＝禁制遷移
(forbidden)。 ０でないもの許容遷移(permitted)
禁制遷移でも高次の多重放射、2光子放射の確率は０では
ない。
許容遷移の満たす初状態、終状態の条件＝選択則
(selection rule)
Δl=±1,Δm=0, ±1
ΔS=0,ΔL=0, ±1, ΔJ=0, ±1 (except J=0 to J=0)
Laporte's rule
parity ( ∑ l i の偶奇)は遷移の前後で変化しなければいけない。
∵ dfi ≡ e ∫ φf∗ ∑ r j φi d 3 x は座標の反転∑ r j → −∑ r j に対して同
j
じ値になる。すなわち積分は０でなければいけない。
One-electron jump rule
1個の電子に関するorbitalだけ変化し、
それ以外のorbitalは変化しない。
Density dependence of transition in ionized gas
radiative de-excitation + collisional de-excitation
= collisional excitation
N 2 A21 + N 2 N eσ 21 = N1 N eσ 12
( N eは自由電子密度、N1 , N 2はそれぞれの準位にいる原子密度）
−1
⎞
N 2 σ 12 ⎛ A21
1
=
+
⎜
⎟
N1 σ 21 ⎝ N eσ 21 ⎠
N e−crit ≡ A21 / σ 21 (許容遷移に対し大、禁制遷移に対し小）
⎞
N 2 σ 12 ⎛ N e−crit
1
=
+
⎜
⎟
N1 σ 21 ⎝ N e
⎠
2
1
−1
−1
j21 = N 2 A21 E21 = N1 A21 E21
σ 12 ⎛ N e−crit ⎞
σ 12 ⎛ N e−crit ⎞
1
+
=
E
+ 1⎟
XN
A
⎟
⎜
e 21 21
σ 21 ⎜⎝ N e
σ
N
e
21 ⎝
⎠
⎠
(ここでN1 =XNeと記述）
N e << N e−critのときj21 = XN e 2 E21σ 12
N e >> N e−critのときj21 = XN e A21 E21σ 12 / σ 21
−1
Forbidden Transition（禁制遷移）
N e−crit ≡ A21 / σ 21
(許容遷移に対し大、禁制遷移に対し小）
N e << N e−critのときj21 ∝ N e 2
Ne-crit
j21
N e >> N e−critのときj21 ∝ N e
許容遷移
禁制遷移
Ne-crit
電子密度の高いときには許容
遷移に比べて無視できるよう
な禁制遷移が、密度の低いと
きには効いてくる
電子密度の推定に利用される
Ne
水素原子のエネルギー準位の微細構造
21cm Radio Wave
禁制線の一種
水素原子の陽子、電子のスピンの向きによる
エネルギー準位の違い
銀河系内のガスの分布、渦巻き構造の解明
に利用された
[OIII]輝線
禁制線の代表的
な例
（図はInterpreting
Astronomical Spectra by
Emersonより）
活動銀河核の（可視、
紫外、赤外）輝線
Broad Line (輝線幅100010000km/s）
Permitted only
Density High N>10^8 /cc
Narrow Line(1000km/s以下）
Permitted＋Forbidden
Low Density N~10^3-10^6/cc
図はActive Galactic Nuclei,
by Blandford, Netzer,
&Woltjer, Springer-Verlag
Emission from Thin Thermal Plasma
熱的平衡にある光学的に薄いプラズマ。
連続成分は熱制動放射
強度はneniV(=Emission Measure)に比例する
Vが推定できれば密度がわかる。
スペクトルからプラズマ温度が推定できる
Recombination (radiative, dielectric)に起因
する輝線が生じる
温度、元素組成、電離度に関する情報
Ionization Equilibrium
1 dni
= qi−1ni−1 − (qi + α i )ni + α i+1ni+1
n e dt
qi : ionization rate coefficient
α i : recombination rate coefficient
Radiative Recombination
A+ i + e − → A+ i−1 + hν
Dielectic Recombination
A+ i + e − → A+ i−1 (2e− =excited states)
A+ i−1 (2e − =excited states) → A+ i−1 + hν '
The Saha
Equation
( ( ) )
⎡ χ I + 1/ 2 me v 2
dN 0+ (v) g
= exp ⎢ −
N0
g0
kT
⎢⎣
χ I :ionization potential
どんな電離状態にどれだ
けの数のイオンが存在す
るか。
⎤
⎥
⎥⎦
dN 0+ (v) : number of ions in the ground level with free electrons (v~v+dv)
N 0 : number of atoms int he ground level
g=g ⋅ g e , g e =
+
0
2dxdydzdpx dp y dpz
h3
8π me3v 2 dv
=
N e h3
Integrate over all v,
3/ 2
+
∞
N 0+ N e 8π me3 g 0+ − χ I / kT ⎛ 2kT ⎞
⎛ 2π me kT ⎞ 2 g 0 − χ I / kT
− x2 2
e
e
= 3
⎜
⎟ ∫0 e x ds = ⎜
⎟
2
N0
h g0
m
h
g
⎝
⎠
0
⎝ e ⎠
The number of atoms or (1st ionization stage) ions in any state, using the Boltzmann laws
+
N0
g0 N 0
g
=
, + = +0
N U (T ) N
U (T )
3/ 2
, U (T ) = partition_function = ∑ gi exp(− Ei / kT )
N + N e 2U + (T ) ⎛ 2π me kT ⎞
=
Saha's equation
⎜
⎟
N
U (T ) ⎝ h 2 ⎠
For j,j+1th ionization stages
N j +1 N e
Nj
3/ 2
e − χ I / kT
2U j +1 (T ) ⎛ 2π me kT ⎞3 / 2 − χ j , j +1 / kT
=
e
U j (T ) ⎜⎝ h 2 ⎟⎠
W49B
超新星残骸
ASCA・SISによ
る観測
Fujimoto et
al.,1995
電離度があがる
と輝線エネル
ギーがあがるの
は、クーロン遮
蔽が小さくなる
ため
ガス温度と電離パラメータに対する
輝線強度比の依存性
Einstein 衛星FPCSによるCygLoopの観測
Vedder et al., 1986, ApJ307,p.269
Line profiles
FeXXVI (H-like)
2S
2
1s - 2p
1/2 - P3/2
2S
2
1/2 - P1/2
5a
5b
6.977 keV
6.956 keV
Resonance line
Resonance line
FeXXV (He-like)
1s2 - 1s2p
1s2 - 1s2s
1S
- 1P
w
6.702 keV
Resonance line
1S
- 3P2
x
6.683 keV
Intercombination line
1S
- 3P1
y
6.669 keV
Intercombination line
1S
- 3S
z
6.638 keV
Forbidden line
FeXXIV (Li-like)
1s22p - 1s2p2
2P
3/2
- 2D5/2
j
6.645 keV
Satellite line
2P
1/2
- 2D3/2
k
6.655 keV
Satellite line
6.679 keV
Satellite line
2P
1s22s - 1s2p2s
- 2S1/2
m
2S
1/2
- 1P3/2
q
6.664 keV
Inner-shell excitation
2S
1/2
- 1P1/2
r
6.653 keV
Inner-shell excitation
2S
1/2
- 3P1/2
t
6.677 keV
Inner-shell excitation
Highly
Ionized
Iron
http://www-x.phys.metro-u.ac.jp/~furusho/emissionline/line.html より
Energy level diagram of H-like, He-like, and Li-like ions.
http://wwwx.phys.metrou.ac.jp/~furusho/
emissionline/line.
html より
MEKA model による鉄輝線
X-ray Spectrum
from Plasma
High resolution
spectrum
Stellar Coronae
Capella
observed with
Chandra LETG
Mewe et al., 2001,
A&A,368,p.888
Photo-Ionized Plasma
電子による衝突に加えて(かわって）、光による電離
（光電効果）がガスの電離を引き起こしているプラズマ
ガスの温度に比べて高階電離のイオンが存在する
電離パラメータξ＝（L/nR2 )によって記述される
例
AGNのBroad Line Region
白色矮星のまわりの惑星状星雲
X線連星系パルサーの周辺の星風ガス
Ionization Structure
Kallman &
Mcray,1982,
ApJ,,50,p.263
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