2024 年第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽・恒星 分科会

集録集

■ 謝辞
202420242024 年度天文・天体物理若手夏の学校
は、基礎物理学研究所を始め、国立天文台、公益社団法人 伊勢志摩観光コンベンション機構、
光学赤外線天文連絡会、理論天文学宇宙物理学
懇談会、宇宙線研究者会議 (CRC)、天文教育普及研究会、及び複数名の方々*からのご支援により成り立っております。
事務局一同厚く御礼申し上げます。
*協賛 (個人、敬称略):青山 尚平、長峯 健太郎、
西村 淳、牧島 一夫、三浦 均、水村 好貴、その他匿名希望 6 名
(CRC) からのご支援により成り立っております。事務局一同厚く御礼申し上げます。
太陽・恒星 分科会

2

■ index
太恒 a01

白石

祐太

TESS サーベイ・Gaia カタログを用いた恒星-コンパクト天体探査

太恒 a02杉村風曉

散開星団の中性子捕獲過程元素の存在度

太恒 a03

藤森愛梨沙「ひので」極域データベースを用いた太陽極域磁場の緯度依存性の検証

太恒 a04廣瀬維士

太陽 X 線集光撮像分光観測ロケット実験 FOXSI-3 を用いたフィラメント消失領域の詳細温度解析

太恒 a05佐藤慶暉

FOXSI-4, Hi-C フレアキャンペーンの紹介とフレア規模予測に向けた取り組み

太恒 a06

近藤勇仁

SOLAR-C 衛星搭載の超高精度太陽センサ UFSS の性能評価

太恒 a07

内藤由浩

GREGOR/GRIS による近赤外面偏光分光観測: 黒点暗部の光球・彩層を伝播する MHD 波の多波長解析

太恒 a08長島汀

RS CVn 型星 UX Ari の可視連続光長期間モニター太恒 a09井上峻

RS CVn 型連星 IM Peg における Fe XXV He α輝線の高速青方偏移

太恒 a10市原

晋之介

せいめい望遠鏡と TESS の同時測光分光観測で迫る M 型星フレアの可視連続光
時間発展と温度変化

太恒 a11

永田晴飛

磁気活動性の高い K 型星 PW And の H α線と近赤外 Ca 三重輝線での分光観測

太恒 b01

古塚

来未

恒星の高分散分光観測による r プロセス元素組成の調査

太恒 b02

広瀬暖菜

磁気リコネクションにおけるプラズモイド不安定性の効果

太恒 b03徳野鷹人

太陽型星の光度曲線から復元した黒点領域の性質

太恒 b04夏目純也

４つの彩層ラインを用いたポストフレアループ等のスペクトルの比較

3

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太恒 a01TESS サーベイ・Gaia カタログを用いた恒星-コンパク
ト天体探査
白石

祐太

4

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

TESS サーベイ・Gaia カタログを用いた恒星-コンパクト天体探査
白石 祐太 (東京大学大学院 理学系研究科・ビッグバン宇宙国際研究センター)

Abstract
TESS 衛星の光度曲線をもとに、ブラックホールなどのコンパクト天体と恒星の周期 1-10 日の連星の候補天体を選定し、西はりま天文台のなゆた望遠鏡・MALLS 分光器を用いて視線速度追観測を行った。周期の短い恒星-コンパクト天体連星系では、コンパクト天体の潮汐の効果などで恒星が軌道と同期した変光を示す。
本研究では TESS 衛星の全天光度曲線サーベイの全 107 天体のデータを解析し、一部 Gaia 衛星による視線速度の情報も活用してこの変光を探索した。得られた候補天体の一部を、西はりま天文台のなゆた望遠鏡・

MALLS 分光器で視線速度追観測を行った。その結果、これまでに 1 天体の恒星ーコンパクト天体連星を発見し、2 つの候補天体の視線速度変動を検出した。今後も同様の探索を継続し、ブラックホールなどコンパクト天体の典型的なサンプルを大量に発見し、その性質を明らかにすることを目指していく。

1• 位置天文観測: 恒星の天球面上での軌道運動をIntroduction

観測する。
数 10M⊙ より重い恒星は一生を終えるとブラック
ホール (BH) になると考えられており、恒星質量 BH• 視線速度法: Doppler 効果を用いて、恒星の軌は普遍的に存在すると予測されている。例えば、最道運動に伴う視線速度の変動を測定する。

も近い BH は O(10)pc 以内にあるとされている。

• 測光観測: 連星系に特有の光度変動を検出する。

観測的には、恒星質量 BH は X 線連星や重力波

これらの手法自体は昔から知られているが (e.g.,を伴うコンパクト連星合体など多様な宇宙物理現象

Guseinov et al. 1966)2010 年代まではこれらの手法として発見されてきた。しかし X 線や重力波で観測による BH 探査は非現実的であった。発見可能な BH

される BH は BH の中でも極めて稀な種族で、X 線は稀な天体で、発見のためには非常に多くの天体をで約 20 個 (Remillard & McClintock 2006)、重力観測する必要があったためである。近年は Gaia(Gaia

波で約 100 個程度 (e.g., LIGO Collaboration et al.

Collaboration 2023) や TESS(Ricker et al. 2014) な2021) しかこれまで発見されていない。最も近い X 線

どのサーベイ観測が発展し大量の天体の観測が可能と連星 BH は V616 Mon(Cantrell et al. 2010) や BWなった。その結果、位置天文観測で 3 つ (El-Badry etCir(Gandhi et al. 2019) で、太陽から約 1 kpc ほど離れている。これらよりはるかに大量にあるはずの、
通常の大質量星進化によって形成される「典型的な」

BH の種族はほぼ明らかにされていない。

al. 2023)(Tanikawa et al. 2023)(Gaia Collaboration2024)、視線速度法で 4 つ (Mahy et al. 2022) (Shenar
et al. 2022)(Giesers et al. 2019) の BH が新たに発見された。

本研究は、通常の大質量星進化によって形成される
典型的な BH を可視光で探索する試みの 1 つである。

21.1

恒星-コンパクト天体連星の光度変動

BH Search by Optical Light

BH は自ら光を発しないため、BH を可視光で発見

本研究では、BH-恒星連星系を TESS による測光

するには、重力レンズ効果による背景星の増光を検サーベイ観測で検出することを目指した。

出するか、BH と恒星の連星系を発見するかのどち

BH などコンパクト天体と恒星の連星系は、主にらかしかない。本研究では BH と恒星の連星系を探(1)Ellipsoidal Variation (および相対論的ビーミン

索した。

グ)、(2) 潮汐ロック+黒点といった機構で軌道運動とBH と恒星の連星系を探索する方法は 3 つある。

同期した変光を示す。

5

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2.1

Ellipsoidal Variation

コンパクト天体の潮汐力で恒星が変形することで、軌道周期の半分の周期で変光する (図 1)。その振幅の大きさはsEV = αEV

M•
M∗

(

R∗
A

)3
図 2: 相対論的ビーミングの様子

sin2 i= 2 × 10−2 αEV sin2 i
)−2 (
)−1
(
)−1 (
ρ∗
P
M∗
.
×
1+
1 day
1 g cm−3
M•度、あるいは黒点の方が大きくなる場合が多く、相対論的ビーミングは検出しにくい。さらに、黒点による変光が混入するために EV やビーミングの変光であることが知られている (Masuda & Hotokezakaの大きさを誤り、コンパクト天体の質量を正確に推2019)。ここで αEV ∼ O(1) は limb darkening と定できない、という問題がある。

gravity darkening で決まる係数である。

2.2

Tidal Lock + Spots

自転している恒星に黒点が 1 つ (2 つ) あれば、自flux

転周期と同じ (半分の) 周期で変光する。周期数日程
度以下の連星系では、潮汐ロックの効果で自転周期と公転周期が同期する場合が多く、この場合は軌道time

周期と同じか、その半分の周期で変光する (図 3)。変光の大きさは黒点の大きさによるが、数%から 0.1%

図 1: Ellipsoidal Variation (EV) の様子 (Jackson et程度のことが多い。

al. 2012, を加筆)

2.1.1

Relativistic Beaming

運動する光源から発せられる光は、特殊相対論の効果で運動方向前方に集中する。そのため軌道運動

図 3: 潮汐ロック+黒点の変光の様子に伴い、恒星が近づいてくるときに増光し、遠ざかるときに減光する (図 2)。その振幅は

本研究では、これらの変光を TESS 光度曲線の中から探索し、BH などコンパクト天体の発見を試み

Kc−3= 3 × 10 αbeam sin i()−1/3 ()−2/3 ()
P
M∗ + M•
M•
×
.
1 day
M⊙
M⊙

sbeam = 4αbeam

た。TESS は全天 107 個もの天体を精度 0.1%程度で、各天体 1ヶ月間測光観測している人工衛星である。こ
れらの観測天体数・測光精度は BH-恒星連星の変光を探索するのに十分で、周期 10 日以下の BH-恒星連星が O(100) 個発見できると予測されている (Masudaと計算できる (Masuda & Hotokezaka 2019)。ただ& Hotokezaka 2019)。

し αbeam ∼ O(1) は星のスペクトルで決まる係数である。
この効果と EV を合わせると、原理的にはコンパ

3

クト天体の質量と軌道傾斜角の縮退が解ける。しかCandidate Selection
本研究では以下の 2 通りの方法でコンパクト天体-

し実際には、恒星が自転・黒点でも変光している場合

恒星連星の候補天体を探索した。

も多い。ビーミングにと黒点は変光の大きさが同程

62024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.1

TESS 光度曲線のフィッティング

4

TESS 光度曲線を全て、Ellipsoidal Variation (EV)

Follow-up observation
2m なゆた望遠鏡に搭載された可視光分光装置+ Relativistic Beaming のモデルでフィッティングし MALLS の中分散モードで、恒星-コンパクト天体連た。フィッティングできた天体は 105 個に及んだ。こ 星候補天体の視線速度追観測を行なった。概要を表 1
れは TESS で発見が期待される BH の数よりも 2-3 に示す。得られたデータの S/N は 15-30 程度である。
桁多く、BH-恒星連星以外の天体を多く誤検出していると考えられる。そこで、(1)γ Dor や δ Sct といった脈動星の誤検出を周期光度関係から除去した。ま

望遠鏡

表 1: 観測の概要
西はりま天文台 2m なゆた望遠鏡

た B・A・early F 型星は Slowly Pulsating B Stars と観測装置

可視光分光装置 MALLS

思われる脈動星を誤検出していたので、全て候補天

観測モード

中分散モード (スリット幅 1.2 秒)

体から除外した。(2)TESS は多くの天体を数ヶ月-数観測波長域

4800 Å–5200 Å

年程度のインターバルで複数回観測しているが、そ

波長分解能∼ 7500の複数回の観測の間に変光の周期や振幅が変化している天体がある。EV+beaming のモデルでは変光のデータ処理は IRAF(Tody 1986) の標準的な処理

周期・振幅は時間変化しないので、変光の周期や振を行った。画像からスペクトルを抽出し、Th-Ar 較

幅が変化している天体を候補天体から除外した。

正スペクトルを用いて波長を較正を行った。視線速
最終的に、全天で約 200 天体が候補天体に残った。 度は、Coelho et al. (2005) の合成スペクトルモデルを用いてガウス過程回帰で推定した。

3.2

Gaia DR3 RV-variable stars

5

Gaia DR3 では Gaia が測定した各恒星の視線速度(RV) の情報が公開されている。特に RV に周期的変Results
観測した天体のうち、2 つ目の方法で選出した 1 天動が検出されていれば、それらの天体は分光連星と体の軌道決定に成功し、他にも各選別方法で 1 つず

して報告されている。しかし、Gaia の観測頻度が低つの天体の視線速度変動を検出した。ここでは軌道

いため, 本提案のターゲットとなる短周期連星はほと決定に成功した天体 Gaia DR3 211... (以下 G211)

んど分光連星として検出できていない。

の観測結果を詳報する。

分光連星と検出されていなくても、Gaia が測定した RV に変動があり、その変動の大きさ RV amp が公開されている天体も多くある。本研究ではこの Gaia

5.1

RV の変動を軌道運動によるものと考えてコンパクト

G211

G211 は Gaia G バンドで 10 等 (Gaia Collaboration 2023)、有効温度約 6500K の F 型星 (Cui et al.

天体を探索した。まず Gaia DR3 と TESS で観測されている主系列星の全サンプルの中から、Gaia DR3の RV のばらつき RVamp が大きく (>100 km/s)、

TESS 光度曲線で軌道運動に伴う周期変動が検出さ2012) である。1.2M⊙ 程度 (Paegert et al. 2021) の主系列星と考えられる。TESS の変光周期 0.73 日、Gaia

RV amp 250 km/s で、mass function 0.14 M⊙ と推れたものを特定した。さらに、これらについて変光

定され、明るさのわりに mass function が大きかった周期から軌道周期を推定し、Gaia DR3 の RVamp を軌道運動による RV 変動の大きさの 2 倍と近似して、ため follow up 観測を行った。過去に LAMOST (lowresolution; Cui et al. 2012) と APOGEE(Abdurro
spectroscopic mass function を計算し た。さらに主uf et al. 2022) でも 1 度づつ視線速度が測定されて星の質量を色・絶対等級から推定し, 見えていない伴おり、今回の観測で新たに測定した視線速度と合わ星が仮に主系列星であれば主星よりも重い（そのた
せて軌道をフィッティングした。その結果を図 4, 表め伴星が主系列星である可能性が棄却できる）と推2 に示す。
定された連星を観測するべき候補天体とした。

7

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校された。ただし、光度曲線は EV 以外にも黒点・自転の影響を受け、大きな系統誤差を含むと考えられる。

6.2

Selection Criteria の有効性

G211 は伴星が白色矮星の連星である可能性が高
く、他にも複数の天体で視線速度の変動を検出した。
図 4: G211 の視線速度曲線

このことから、本研究の手法は恒星-コンパクト天体
連星の探索に有効な可能性が強く示唆された。今後

表 2: G211 の軌道要素 (速報値)
軌道周期0.73 日も候補天体の follow-up 観測を続け、BH や中性子星などのより重いコンパクト天体の発見を目指す。

視線速度振幅

127+8−5 km/s

離心率0.05+0.08−0.04

重心の視線速度−17+2−2 km/s

Referencemass function

0.15+0.03−0.02 M⊙

Abdurro uf et al. 2022, ApJS.

伴星の最小質量> 0.8M⊙

Cantrell, A. G., Bailyn et al. 2010, ApJ.
Coelho, P. et al. 2005, A&A.
Cui, X.-Q. et al. 2012, Research in Astronomy and Astrophysics.
El-Badry, K. et al. 2023, MNRAS.
Gaia Collaboration 2023, A&A.
Gaia
Collaboration
arXiv:2404.10486.

2024,

arXiv

e-prints,

Gandhi, P. et al. 2019, MNRAS.

図 5: G211 の TESS 光度曲線と、EV モデルによる

Giesers, B. et al. 2019, A&A.

フィッティング線

Guseinov, O. K., & Zel dovich, Y. B. 1966, SvA.

6

Discussion & Conculusion

6.1

G211 の伴星の正体

Jackson, B. K. et al. 2012, ApJ.
LIGO Scientiﬁc Collaboration et al. 2021, arXiv eprints, arXiv:2111.03606.

G211 の TESS 光度曲線を図 5 に示す。G211 が食 Mahy, L. et al. 2022, A&A.
を起こしていないことから軌道傾斜角に制限をつけ

Masuda, K. & Hotokezaka K. 2019, ApJ.

ることができ、伴星が 0.95M⊙ より軽い主系列星でPaegert,M. etarXiv:2108.04778.

ある可能性は棄却される。

al.

2021,

arXiv

e-prints,

伴星が 0.95M⊙ より重い主系列星であれば、スペ

Remillard, R. A., & McClintock, J. E. 2006, ARA&A.

クトルには主星 G211 と伴星の両方の吸収線が見つ

Ricker, G. R. et al. 2014, in Space Telescopes and Instrumentation 2014: Optical, Infrared, and Millimeter Wave, ed. J. M. O. Jr.et al., International Society
for Optics and Photonics (SPIE).

かる可能性が高いと考えているが、伴星の吸収線は検出されていない。そのため、G211 の伴星は白色矮星または中性子星であると考えている。これは今後

Sablowski, D. P., Järvinen, S. & Weber, M. 2018, A&A.

Spectral Disentangling(e.g., Sablowski et al. 2015)

Shenar, T. et al. 2022, Nature Astronomy.

などの詳細な解析を行い確定させる予定である。

なお、G211 の TESS 光度曲線を EV モデルでフィッ Tanikawa, A. et al. 2023, ApJ.
ティングすると (図 5)、伴星の質量は 1.0M⊙ と推定

Tody, D. 1986, Proc. SPIE 0627, Instrumentation in
Astronomy VI.

8

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太恒 a02散開星団の中性子捕獲過程元素の存在度
杉村

風曉

9

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散開星団の中性子捕獲過程元素の組成
杉村風曉 (兵庫県立大学大学院 物質理学研究科)

Abstract
鉄より原子番号の大きな元素は中性子捕獲過程によって生成される。中性子を捕獲する時間が β 崩壊より長い s 過程は、漸近巨星分枝星 (AGB 星) で起きていることが分かっている。一方で、中性子を捕獲する時
間が β 崩壊より短い r 過程は中性子星合体で起きると考えられている。また、数値シミュレーションでは r過程元素の空間的な分布は不均一だと予測されている。そこで本研究では、Keck 望遠鏡のエシェル分光器

HIRES で撮られた可視光高分散スペクトルを用いて、プレアデス星団とヒアデス星団、プレセぺ星団で 10
種類の中性子捕獲過程元素 (Y, Zr, Ba, La, Ce, Pr, Nd, Sm, Eu, Gd) の存在度を調べた。まず、スペクトルにある鉄の吸収線の等価幅からモデル大気計算プログラム TGVIT を使って有効温度、表面重力、微小乱流速度を求めた。次に、これらのパラメータを用いた合成スペクトルを作成し、観測スペクトルとフィッティ
ングすることで元素の存在度を求めた。その結果、ヒアデス星団とプレセぺ星団は元素の s 過程や r 過程の割合によらずほぼ同じ組成を示すことが分かった。一方で、プレアデス星団はほか 2 つの星団とは異なる組成を示すことが分かった。

1

イントロダクション

1.1

元素合成と銀河の化学進化本研究では式 (1)2 の形で元素の存在度を求め、
式 (2) で結果の比較を行った。
。

log ε(X) = log(

元素の合成方法は主に 3 つある。1 つ目のビックバンでは H、He、少しの Li が合成された。その後原[X/H] = log

子番号が鉄までの元素は恒星内部の核融合反応、原子番号が鉄より先の元素は中性子捕獲過程で合成さ( nnXH )star( nnXH )⊖nX) + 12nH= log (

(1)nX
nX
)star log ( )⊖
nH
nH
(2)

れる。そのため、ビックバン直後の恒星は主に H とHe で構成されており、恒星内部で作られた重元素1が超新星爆発等で星間空間に放出されると星間空間

1.2

中性子捕獲過程元素に含まれる重元素が増加する。そして新しく誕生す

中性子捕獲過程元素とは中性子の捕獲と β 崩壊

る恒星内部の重元素が増加する。このように恒星のを通して元素を作る中性子捕獲過程によって作られ進化を通して星間空間や恒星内部に重元素が増えてる元素を指す。中性子捕獲過程には中性子を捕獲す

いくことを銀河の化学進化と呼ぶ。

る時間が β 崩壊より長い s 過程と、捕獲する時間が短い r 過程がある。中性子を捕獲する時間がβ崩壊より長い s 過程は、漸近巨星分枝星 (AGB 星) で起
きていることが分かっている。一方で、中性子を捕獲する時間がβ崩壊より短い r 過程は中性子星合体(NSMs) で起きると考えられている。s 過程の割合とr 過程の割合は元素ごとに異なる。

図 1: 銀河の化学進化の概略図

1 本研究では H と He 以外の元素を重元素と呼ぶ

2 n と n はそれぞれ単位体積当たりの元素 X の原子数と水
X
H
素の原子数を表している。

10

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ミュレーションして 32 回発生) であることが原因でEu の組成が空間に依存していることを示していると考えられる。

図 2: 各元素の s 過程と r 過程の割合
青いバー:s 過程、赤いバー:r 過程。

(Spina et al. 2018)

表 1: s 過程と r 過程の割合(Spina et al. 2018)

図 3: Fe と Eu の空間分布の数値シミュレーション

元素名s-process (%)

r-process (%)

Y

71.9

28.1

Zr

66.3

33.7

Ba

85.2

14.8

La

75.5

24.5

Ce

83.5

26.5

Pr

49.9

50.1

Nd

57.5
31.4

42.5

Sm
Eu
Gd

6.0

68.6
94.0

15.4

84.6

上図：銀河系を横からみた図。下図：銀河系を上からみた図。Eu の空間分布が 100 pc のスケールで一様ではないことがわかる(Kolborg et al. 2023)

1.3.2

散開星団での化学組成の比較

銀河系のフィールドに存在する恒星と異なり、散開星団に属する恒星は生まれた場所や時代を容易に特定することができる。そのため、散開星団で化学組成を調べることは星団が生まれた時の環境を調べるための重要な役割を担う。Blanco-Cuaresma et al.

(2015) は複数の散開星団の属する主系列星に対して中性子捕獲過程元素を調べることで、恒星の生まれた環境で s 過程の寄与が大きかったのか、r 過程の寄与が大きかったのかを調べることができる。

17 種類の元素の組成を調べて比較を行った。その結果、星団による化学組成の違いはあまり見られないことが分かった。一方で、組成が異なる度合いは元素によって異なることが分かった。特に Ba の組成の1.3

先行研究とその課題

1.3.1

r 過程元素の空間分布違いは顕著である。

Kolborg et al.(2023) は Fe は重力崩壊型超新星
爆発 (cc-SNe) で、Eu は中性子星合体 (NSMs) で合成され、合成された元素は乱流と銀河風で広がると仮定のもと、r 過程元素 (Eu) の空間分布を 1000 ×1000 pc の範囲で 125 Myr 間数値シミュレーションした。その結果、Fe の空間分布がほぼ一様であることに対し、100 pc のスケールで Eu の空間分布が一様でないことを示した (図 3)。これは、NSMs がレ
アなイベント (1000 × 1000 pc の範囲を 125 Myr シ

図 4: 11 の散開星団の化学組成を比較した図(Blanco-Cuaresma et al. 2015)11

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
数値シミュレーションの結果をもとにすると、

表 3: 各星団に属する恒星の大気パラメータ

NSMs は 100 pc3 の範囲では 300 Myr に 1 回程度起きると考えられる。そのため、距離が 100 pc 以上離

プレアデス

ヒアデス

プレセぺ

れている星団や年齢が 300 Myr 離れている星団では

Teﬀ (K)

4500-6000

5400-6300

5500-6100

中性子捕獲過程元素の組成が異なることが予想されlog g (dex)

4.4-4.7

4.4-4.9

4.3-4.6

る。しかし、このような観点で複数の散開星団を対

ϵt (km/s)

0.7-1.9

1.0-1.3

1.0-1.3

象に中性子捕獲過程元素 (特に r 過程元素) を調べた

[Fe/H] (dex)-0.4-0.1

0.2-0.3

0.2-0.3

研究はない。
その後、各元素 1-4 本の吸収線に合成スペクトルをフィットさせることで元素の組成を求めた。

2

解析
Keck 望遠鏡のエシェル分光器 HIRES で撮られた可視光高分散スペクトルを用いて、年齢が約7.8 × 107 歳のプレアデス星団の GK 型主系列星 16天体と年齢が約 7.9 × 108 歳のヒアデス星団の GK型主系列星 12 天体、約 6.8 × 108 歳のプレセぺ星団の GK 型主系列星 10 天体を対象に 10 種類の中性子捕獲過程元素 (Y, Zr, Ba, La, Ce, Pr, Nd, Sm, Eu,

Gd) の組成を調べた。プレアデス星団とヒアデス星

図 5: 合成スペクトルでフィッティングしている様子

団の距離は 83 pc であり年齢差は約 7.1 × 108 歳でプレアデス星団に属する恒星 (HII2462) の Ba 5853あるため、プレアデス星団とヒアデス星団を比較すÅの吸収線。青線：吸収線の中心波長。

ることで、年齢によって組成が異なるかどうかを調べることができる。またヒアデス星団とプレセぺ星団の距離は 164 pc であり年齢差は約 1.1 × 108 歳であるため、ヒアデス星団とプレセぺ星団を比較する

3ことで、星団の位置によって組成が異なるかどうかを調べることができる。

結果
各星団の組成を比較した結果、ヒアデス星団とプレセぺ星団は元素の s 過程や r 過程の割合によらずほぼ同じ組成を示すことが分かった。ヒアデス星団

表 2: 各星団の年齢 (year) と星団間の距離 (pc)とプレセぺ星団は年齢差が約 1.1 × 108 歳で距離が(Cantat-Gaudin et al. 2020)

179 pc であることから、星団間の距離が数百 pc のス
ケールでは組成が変わらないことを示唆する。一方

年齢

距離で、プレアデス星団はほか 2 つの星団とは異なる組

プレアデス

ヒアデス

成を示すことが分かった。プレアデス星団とヒアデ

プレアデス

7

7.8 × 10--ス星団は年齢差が約 7.1 × 108 歳で星団間の距離が

ヒアデス

8

7.9 × 1083-

83 pc であることから、年齢が離れると星団の位置がプレセぺ

6.8 × 10179164

近い場合でも組成が異なることを示唆する。よって

8

本研究では、年齢によって化学組成が異なることを最初に、各恒星の大気パラメータ (有効温度示唆する結果となった。

(Teﬀ )、表面重力 (log g)、微小乱流速度 (ϵt )、[Fe/H])を求めた (表 3)。

122024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
Cantat-Gaudin, Anders, Castro-Ginard, Jordi, RomeroGomez, Soubrian, Casamiquela, Tarricq, Moitinho,
Vallenari, Bragaglia, Krone-Martins, & Kounkel
2020, A&A, 640, A1

図 6: 各星団の化学組成の比較
ヒアデス星団とプレセぺ星団はほぼ同じ組成を示すのに対し、プレアデス星団はほか 2 つの星団とは異なる組成を示す。

4

結論
Keck 望遠鏡のエシェル分光器 HIRES で撮られた可視光高分散スペクトルを用いて、年齢が約7.8 × 107 歳のプレアデス星団の GK 型主系列星 16天体と年齢が約 7.9 × 108 歳のヒアデス星団の GK型主系列星 12 天体、約 6.8 × 108 歳のプレセぺ星団の GK 型主系列星 10 天体を対象に 10 種類の中性子捕獲過程元素 (Y, Zr, Ba, La, Ce, Pr, Nd, Sm, Eu,

Gd) の組成を調べた。その結果、ヒアデス星団とプ
レセぺ星団は元素の s 過程や r 過程の割合によらずほぼ同じ組成を示すことが分かった。一方で、プレアデス星団はほか 2 つの星団とは異なる組成を示すことが分かった。よって本研究では、年齢によって化学組成が異なることを示唆する結果となった。

Reference
Kolborg, Ramirez-Ruiz,Martizzi, Macias, & SoaresFurtado 2023, ApJ, 949, 100
Blanco-Cuaresma, Soubrian, Heiter, Asplund, Carraro,
Costado, Feltzing, Gonzalez-Hernandez, JimenezEsteban, Korn, Marino, Montes, San Roman,
Tabernero, & Tautvaisiene 2015, A&A, 577, A47
Spina, Melendez, Karakas, Santos, Bedell, Asplund,
Ramirez, Yong, Alves-Brito, Bean & Dreizler 2018,
MNRAs, 474, 2580

13

——–index へ戻る

太恒 a03「ひので」極域データベースを用いた太陽極域磁場の緯度依存性の検証
藤森

愛梨沙

14

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校「ひので」極域データベースを用いた太陽極域磁場の緯度依存性の検証
藤森 愛梨沙 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
太陽の黒点数は約 11 年周期で増減を繰り返し、極域磁場の極性も 11 年周期で反転する。赤道から極へ向かう子午面還流により、極域の極性と逆の磁束が運ばれることで極性反転が起こると考えられている。太陽の極域磁場の高精度観測は、子午面還流が高緯度でどう変化するかを理解する手がかりにもなる。極域の平均磁束密度は平均 5 G 程度で活動領域より小さく、射影の効果で磁場構造が潰れて見えるため、構造を空間的に分解することが難しい。しかし、「ひので」衛星に搭載された SOT/SP のベクトル磁場観測では、0.3”の高空間分解能で極域の小さな磁場構造を捉えられる。Petrie(2017) は、「ひので」衛星を用いて緯度 80◦ 以上の領域で、高緯度ほど平均磁束密度が減少することを示した。本研究では、平均磁束密度の減少が本当に緯度に依存するのかを、名古屋大学 ISEE で公開されている「ひので」衛星の極域磁場観測 (HOP206) データ
ベースを用いて検証した。HOP206 は極域が見える時期に限定して、約 20 データを取得することで全経度をカバーしている。極性反転が完了した後の 2017 年から 2021 年の北極域のデータを用いて、緯度 70 度以上の領域で平均磁束密度の緯度依存性を調べ、過去の研究と同様に緯度 80◦ 付近から減少する結果を得た。
次に、同じデータに対してリムからの距離依存性を調べると、リムから 40”付近から平均磁束密度の減少が見られた。同じ緯度でもリムに近付くにつれて、平均磁束密度が減少する傾向が見られた。この結果は、極域での平均磁束密度の減少が緯度ではなくリムからの距離に依存することを示唆する。幾何学的要因による減少は装置や解析手法に起因する。ISEE のデータベースでは Ito et al.(2010) の方法での 180◦ 不定性の選択をしているが、選択ができなかったピクセルは値が０になるマスクがかかる。また、ストークス IQUV のノイズが大きいピクセル、ﬁlling factor が小さいピクセル、ドップラー速度が大きいピクセル、磁場強度のエラーが大きいピクセルについてもそれぞれマスクをかけて値を 0 にしている。そこで、値が 0 になっているピクセルの割合を各距離範囲内で導出すると、リムに近づくほど値が 0 のピクセルの割合が大きなってい
ることがわかった。

1

られた「ひので」衛星搭載の SOT/SP は 0.3”の高いIntroduction

空間分解能を持ち、極域の磁場分布を高い精度でを
太陽内部から浮上した磁束が黒点を形成し、黒点捉えられる。

を含む活動領域から拡散した磁束が子午面環流によって極域に運ばれる。極域磁場の極性は約 11 年周期で反転しており、黒点数の増減と逆相関している。こPetrie(2017) は、2007 年のひので SOT/SP の極域
磁場のデータから平均磁束密度を緯度の関数としてプロットし、緯度 80◦ 以上の領域で、高緯度ほど平のことから、極域磁場は周期性の生成機構であるダ均磁束密度が減少することを示した。 この結果の原

イナモ機構の理解に関わる。

因として、太陽のリム付近で信号が弱くなることがまた、極域磁場は開いた構造をしており、極域か挙げられたが、実際にリムからの距離と平均磁束密

ら惑星間空間へ高速太陽風が磁力線に沿って吹き出度の関係について検証は行われていない。

している。そのため、高速太陽風の加速機構を解明

そこで本研究ではリムからの距離と平均磁束密度

する上でも、極域磁場観測が重要な役割を果たすとの関係について検証し、幾何学的な要因がある場合考えられている。

にはその影響を軽減する方法を探る。

極域磁場は平均 5 G 程度 (Petrie 2015) であり、活動領域の磁場に比べて非常に弱い。また、射影の効
果で磁場構造が潰れて見えるため、構造を空間的に分解することが難しい。しかし、2006 年に打ち上げ

15

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校の値は同じ値であり、区別できない。これが 180◦ 不定性である。ISEE で公開されている平均磁束密度のデータは Ito et al.(2010) に掲載される方法で 180◦不定性を解いている。まず、導出された２つの太陽表面に対する傾き角を図 3 のように鉛直、水平、中間に分類し、表 1 に従って選択する。

図 1: 2007 年３月 14 日の南極の動径方向の磁束密度分布。(Petrie 2017)

図 3: 太陽表面に対する傾き角の分類。動径方向を0◦ としている。

図 2: 図 1 をもとに平均磁束密度を緯度の関数としどちらも鉛直より鉛直な方てプロットしたもの。実線は正味、破線は正、点線

どちらも水平より水平な方

一方が鉛直, もう一方が中間

鉛直な方

一方が水平, もう一方が中間

水平な方

上記以外

判別不可

は負の平均磁束密度を表す。(Petrie 2017)

2

Methods
本研究では名古屋大学 ISEE で公開されている「ひ表 1: 傾き角の 2 つの解のうち、どちらを採用するかので」衛星の極域磁場観測キャンペーン (HOP206)

Ito et al.(2010) の方法で判別不可となったピクセのデータを使用した。HOP206 では観測時期を北極域が見える 8-9 月と南極が見える 2-3 月に限定し、2、3 日おきに約 20 データをとって自転１周分を観測している。本研究では極域磁場が大きくなる 2017 年

ルはマスクをかけ、値を 0 にしている。また、ストー
クス IQUV のノイズが大きいピクセル、ﬁlling factor
が小さいピクセル、ドップラー速度が大きいピクセ
ル、磁場強度のエラーが大きいピクセルについてもから 2021 年の北極域の各年約 20 データを使用してそれぞれマスクをかけて値を 0 にしている。

いる。
ここで、ISEE のデータがどのようにできるか説明する。磁場はゼーマン効果を利用して観測される。視線方向は円偏光ストークス V、視線方向と直交する磁3Results

場は直線偏光ストークス Q,U で測定される。ストー

図 4 は 2017 年 9 月 22 日の動径方向の平均磁束密

クス IQUV のデータから、Milne-Eddington 大気を度のマップに等高線を重ねたものである。白線は緯仮定した MILOS コード (Orozco Suárez & del Toro度の等高線で、それぞれ緯度 70◦ , 75◦ , 80◦ , 85◦ を表

Iniesta 2007) を用いてインバージョンをかけ、観測す。赤線は距離の等高線で、それぞれ太陽面中心かを最もよく再現する磁場ベクトルを導出している。 らの距離 850”, 875”, 900”, 925”, 950”を表す。
ストークス QU から求められる方位角 χ と χ + 180◦16

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 2017 年 9 月 22 日の動径方向の平均磁束密度のマップに緯度の等高線 (白) と太陽面中心からの距離の等高線 (赤) を重ねたもの。
図 6: 平均磁束密度を太陽面中心からの距離の関数と◦まず、各年約 20 データについて緯度 70 から 1◦

してプロットした。

ずつ区切って平均磁束密度を導出し、すべての年で平均した。図 5 に平均磁束密度の緯度依存性の検証

つ区切り平均磁束密度を導出した。そして、各距離◦結果を示す。緯度 80 あたりから高緯度に行くほど範囲内での傾きを導出し、距離範囲を限定していな

平均磁束密度が減少しており、Petrie(2017) の結果

い時と比較した。図 7,8 に距離範囲を限定した時とと整合している。

限定していない時の平均磁束密度の緯度依存性の検証結果と、導出された各線の傾きを示す。傾きについて距離範囲を限定したものと限定していないものを比較すると前者の方が傾きが小さいことがわかる。
これより、極点付近で平均磁束密度が減少する原因として緯度依存性は支配的ではなく、リムからの距離が関係していると言える。

図 5: 平均磁束密度を緯度の関数としてプロットした。
次に、高緯度に行くほど平均磁束密度が減少して見えるのは本当に緯度依存性があるからなのか、リムに近づくことによるのか判別するために幾何学的な要因について検証した。各年約 20 データについて
太陽面中心からの距離を 840”から 5”ずつ区切って平図 7: 距離範囲を限定し、平均磁束密度を緯度の関数

均磁束密度を導出し、すべての年で平均した。図 6 にとしてプロットした (青)。距離範囲を限定していな

平均磁束密度の幾何学的要因の検証結果を示す。太い時 (オレンジ) と比較している。

陽面中心から 900あたりからリムに近づくほど平均磁束密度が減少している。図 5, 6 より、どちらに幾何学的な要因で平均磁束密度が減少する場合、太も減少傾向が存在し、緯度依存性と幾何学的要因の陽そのものの磁場の分布が原因ではなく、装置や解切り分けができていない。

析手法が原因と考えられる。そこで、各距離範囲内

そこで、緯度依存性と幾何学的要因を切り分ける
ため、太陽面中心からの距離 860 -950

で、先述のマスクや 180◦ 不定性の判定不可により 0の範囲をになっているピクセル数の割合とリムからの距離と10 ずつに限定し、各距離範囲について緯度を 1◦ ずの関係を調べた。結果を図 9 に示す。その結果、850”

17

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
でピクセル数がリムに近づくにつれてが増加することがわかった。今後は値が 0 になっている各ピクセ
ルが何の要因で 0 になっているのか区別したり、値が 0 でないピクセルについて値の大きさや正負とリムからの距離の関係を調べたりすることで、各要因が平均磁束密度の減少にどれくらい影響しているか
定量的に評価し、幾何学的要因による過小評価をどの程度改善できるのか調べる。

Reference

図 8: 図 7 の折れ線を直線近似して求めた傾き

Petrie, G.J.D. 2015, Living Rev. Solar Phys., 12, 5辺りでは 25%程度だが、920”あたりから増加し始め、 Petrie, G.J.D. 2017, Solar Phys., 292:1
最終的に 65%程度にまで増加していることがわかった。これにより、リムに近づくと 0 になっているピ

Orozco Suárez, D., & del Toro Iniesta, J. C. 2007, A&A,
462, 1137

クセル数が増大していることが判明し、平均磁束密
Ito, H., Tsuneta, S., Shiota, D., et al. 2010, ApJ,
719:142

度が減少する原因の１つではないかという可能性が示された。

図 9: マスクで 0 になっているピクセル数の割合を各
距離範囲内で求めた

4

Conclusion
過去の研究では太陽極域の平均磁束密度の緯度依存性が見えたが、本研究で平均磁束密度の減少がリ
ムからの距離に依存していることを示唆する結果を得た。幾何学的な要因での平均磁束密度の減少は装置や解析手法に起因する。ISEE のデータベースでは180◦ 不定性の選択がうまくいかなかったピクセルに対し、値を０にするマスクをかけている。また、ストークス IQUV のノイズが大きいピクセル、ﬁlling

factor が小さいピクセル、ドップラー速度が大きいピ
クセル、磁場強度のエラーが大きいピクセルについてそれぞれマスクをかけて値を 0 にしている。そこ18

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太恒 a04

太陽 X 線集光撮像分光観測ロケット実験 FOXSI-3 を用いたフィラメント消失領域の詳細温度解析
廣瀬

維士

19

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽 X 線集光撮像分光観測ロケット実験 FOXSI-3 でとらえたフィラメン
ト消失領域の詳細温度解析
廣瀬 維士 (総合研究大学院大学 先端学術院天文科学コース)

Abstract
フィラメントは約 100 万 K の太陽コロナ中に存在する約 1 万 K の雲のような構造である． FOXSI-3 は 2018
年 9 月 7 日に打ち上げられた太陽 X 線観測ロケット実験である．太陽観測衛星ひのでに搭載されている X
線望遠鏡などの既存の X 線撮像装置と異なり，X 線での集光撮像分光観測を世界で初めて実現した．そのため，空間分解されたスペクトル情報から各構造における詳細な温度診断を行うことができる．FOXSI-3 の観測時間の数時間ほど前に，GONG の Hα 線（1 万 K 程度のプラズマに感度がある）画像や SDO/AIA304Å
（10 万 K 程度に感度）の画像からフィラメントが消失していた．一方で SDO/AIA193 Å（150 万 K 程度に感度）の観測からは，AIA304Å で消失した時間とほぼ同じ時刻に付近の領域でわずかに増光していることが確認できた．その領域を FOXSI-3 でスペクトル観測すると，周囲の静穏領域だけでなく離れた場所に存在した活動領域よりも温度が高いということがわかった．H α線でフィラメントが消失した後，X 線でその領域が明るく光ったという報告は過去にも存在する（Singh et al. 2001）．1974 年の Skylab/ATM での観測では，フィラメント消失領域の温度は 6MK 以上まで上昇し，その後何日か継続してループのような構造を形成していることが報告されている (Sheeley et al. 1975)．しかし，これらの報告は 20 年以上も前のものであり，X 線スペクトル情報を用いたフィラメント噴出領域の精密温度診断を行った例はない．そこで本講演では，FOXSI-3 や SDO/AIA のデータを用いて詳細な温度診断を行い，その領域の温度構造ならびに加熱機構について議論する．

1

加熱については多く研究されている一方で，静穏領

Introduction

域でのフィラメント噴出に伴うコロナの加熱につい太陽の表面には約 6000K の光球があり，その上空ての研究例は少ない．以下に先行研究の例を示す．

に約 10000K の彩層があり，さらにその上空に約 100
万 K のコロナが存在する．上空にいくほど温度が上がっていく問題をコロナ加熱問題といい，太陽物理学における重要問題の一つになっている．コロナ加熱問題については，これまでに多くの研究がなされている．定常的なコロナ加熱に関しては，波動による加熱とナノフレアによる加熱の，主に 2 つの加熱メカニズムが提唱され，研究されている．
そのような高温のコロナ中には，フィラメントと呼ばれる約 1 万 K の雲のような構造が存在することがある．太陽フィラメントは，磁気不安定性や太陽フレアなどによって噴出・消失する．太陽フレアに伴うフィラメント噴出などでは，大規模なコロナ質量放出 (CME) が発生し，地球に影響を与えることもある．したがって，フィラメント噴出は宇宙天気的にも重要な現象になっている．太陽フレアや CMEなどの突発現象が活動領域で発生した際のコロナの1974 年の Skylab/ATM での観測は，軟 X 線と紫外 (284Å) で Hα 線でフィラメントが消失した領域を観測した．その領域の増光が，紫外線では微かにしか見えなかったが，軟 X 線でははっきりと見えたと報告されている．また，その時の温度はおよそ 6MKであった (Sheeley et al. 1975)．Singh et al. 2001
は Hα 線と，Yohkoh/SXT での軟 X 線でフィラメントを観測した．その結果，Hα 線でフィラメントが消失する直前，もしくは消失後にその付近の領域が軟X 線で明るく光っていることが観測された．
以上に挙げた 2 つの研究例で用いられた観測機器
は，いずれもエネルギー分解能がない観測機器であった．X 線領域でエネルギーを詳しく見るためには，新たな観測機器が必要であり，そこで FOXSI-3 が登場した．Focusing Optics X-ray Solar Imager(FOXSI)は，太陽を X 線で観測する日米共同の観測ロケット実験であり，FOXSI-3 はその 3 回目である．FOXSI-3

20

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
ではこれまでの硬 X 線だけでなく，新たに軟 X 線の観測も行った．FOXSI-3 は，軟 X 線の光子を一つずつ検出する光子計測を行い，軟 X 線では世界初の集光撮像分光観測を実現した．これによって高いエネ
ルギー分解能と，高い時間・空間分解能を同時に満たすことができた．
そこで本研究では，FOXSI-3 で捉えることができたフィラメント消失領域の温度解析を行い，フィラ
メント噴出領域でどのように加熱されたかについて

図 1: GONG の Hα 線 (a) と AIA の 304Å(b) で見議論する．

たフィラメントの時間変化光子を用いて描いた太陽全面の画像であり，中心付

2

Observations

近には減衰期の活動領域が確認でき，太陽の北西方

今回の観測では，FOXSI-3 と NASA の太陽観測衛星である Solar Dynamics Observatory(SDO)，日本の太陽観測衛星ひので，複数の地点で絶え間なく太向には明るく光った雲のような構造が確認できる (図2 の青枠)．図 2 右はエネルギー領域を高エネルギー側の 2keV 以上に絞った太陽全面の画像である．ここでは高温であることが知られている活動領域や X 線

陽を地上観測する望遠鏡ネットワークである Global

輝点だけでなく，北西方向の雲状の構造も確認でき

Oscillation Network Group(GONG) を用いた．

る．つまり，この雲状の構造は高温になっていることがわかる．

2.1

Target Event

今回観測したフィラメントの消失は，2018 年 9 月
7 日 10:30 11:30(UT) にかけて発生した．図 1(a) は

GONG の Hα 線で観測したフィラメントの時間変化であり，図 1(b) は SDO 衛星に搭載されている At-

mospheric Imaging Assembly(AIA) の 304Å で観測したフィラメントの時間変化である．Hα 線ではフィラメントがほとんど見えないので，詳しい時間変化を追うことはできなかった．一方で，AIA304Å 画像では，フィラメントが少しずつ噴出していく様子が確認

図 2: FOXSI-3 で観測した太陽全面画像 (左：0.5keVから 4keV，右：2keV 以上)

できる．Hα 線では消失したように見えたが，AIA の画像から噴出しているように見えたので，以降は噴出という言葉を使う．フィラメント噴出は 10:30 ごろに

2.3

始まり，11:30 には 304Å では完全に見えなくなった．

SDO/AIA および Hinode/XRT での観測

図 3 に，AIA とひのでの X-Ray Telescope(XRT)で観測したフィラメント噴出前後の画像を示す．AIA

2.2

FOXSI-3 での観測

での観測波長は 94Å から 335Å までの極端紫外線で

FOXSI-3 は X 線の集光撮像分光観測ロケット実験
であり，2018 年 9 月 7 日 17:21(UT) から約 5 分間，
太陽全面の観測を行った．この時間は，フィラメン
トが噴出してからおよそ 6 時間後である．図 2 左は

FOXSI-3 で観測した 0.5keV から 4keV までの X 線

ある．XRT は thin-Be フィルターを用いて軟 X 線で観測した．XRT の画像で赤く囲った部分が FOXSI-3
で確認された加熱領域である．この領域での増光は

AIA の EUV 画像では微かに見られるものもあるが，
XRT の軟 X 線画像ほどはっきりは確認できない．

21

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: AIA のレスポンス関数 (点線は 6MK)
成分がはっきりとは見えなかったが，フィラメント
噴出領域の高温成分以外の温度の時間変化を求める
ために，DEM 解析を行った．DEM は以下の式で求図 3: AIA および XRT で観測したフィラメント噴

出前後の比較 (左：フィラメント噴出 6 時間前，右： められる温度の関数である．
∫ ∞フィラメント噴出 7 時間後)
DEM (T )dT =n2e (T )dz

(1)

0

3

Results

3.1

FOXSI-3 での解析

ここで ne は電子数密度である．また，DEM を温度積分すれば emission measure (EM) が求まる．図 5 にフィラメント噴出領域の 0.6MK から 2.5MK までの各
FOXSI-3 で得られたスペクトルの解析を行った． 温度における EM の時間変化を示す．これによると，

まだキャリブレーションが足りていないので誤差は大きいが，観測したスペクトルをフィッティングして温度を算出した．その結果，フィラメント噴出領域

フィラメント噴出が発生した付近の時刻で 0.6MK のEM が減少し，1MK 以上の EM が増加していた．また，0.6MK の EM は噴出後すぐに減少した一方で，の温度はおよそ 6MK であることがわかった．X 線

1MK 以上の EM は 5 時間ぐらいかけてゆっくりとで明るく光っていない静穏領域の温度は 1MK ぐら

増加していることがわかった．このことは，フィラいであったので，フィラメント噴出領域では加熱がメント噴出を境として加熱が数時間のスケールで起起こったと言える．さらに，減衰期の活動領域の温こっていることを示唆している．

度は，およそ 4MK であったので，活動領域よりも高温になっていることもわかった．図 4 に AIA のレス
ポンス関数を示す．これからわかるように，6MK という温度は，AIA のすべての波長で感度が弱い温度領域であり，AIA ではこの加熱領域の構造がはっきり見られなかったことと整合的である．

3.2

DEM 解析FOXSI-3 の観測は 5 分間しか行っておらず，数時間という時間スケールの温度変化がわからない．そこで，
AIA の画像を用いて Diﬀerential Emission Measure(DEM) の時間変化を求めた．DEM は Cheung et al.
2015 にしたがって求めた．AIA では加熱領域の高温22

図 5: DEM の時間変化

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

じとした．ne については，静穏領域よりも密度が低Discussion

いと考えて，n ∼ 108 cm−3 とした．以上の物理量を加熱するためのエネルギーと，熱伝導・放射によ代入すれば，H ∼ 3 × 1027 erg s−1 となり，((2) の右るエネルギー損失の比較を行い，エネルギー収支が辺) ∼ 6 × 1027 erg s−1 となった．このように，同じ釣り合うかを見る．エネルギーの釣り合いの式は

H=

dEth
+ Lr + Lc
dt

オーダーとなり，磁気リコネクリョンによってフィラ
メント噴出領域が加熱されたという考えに矛盾はな(2)

いことが確認できた．しかし，いくつかのパラメーと書ける．H は加熱するためのエネルギーであり， タは典型的な値などの推定値を用いているので，こEth は熱エネルギーで，Lr は放射によるエネルギー損 れらについても観測量から値を見積もり，精度を上失，Lc は熱伝導によるエネルギー損失であり，それぞげる必要がある．

れEth = 3ne kB T V

[erg]

(3)

5

Conclusion

Lr = n2e Q(T )V ≈ 10−17.73 T − 3 n2e V [erg s−1 ] (4)()
7
FOXSI-3 の観測を通して，AIA の EUV 画像ではdT2
d
κ T V ≈ 9.0 × 10−7 2 V [erg s−1 ] 見えなかったフィラメント噴出に伴うコロナ加熱領
Lc =
ds
ds
s
(5) 域を見ることができ，その温度はおよそ 6MK というと書ける．ne は電子数密度，kB はボルツマン定数 結果を得られた．DEM 解析からは，数時間という時，V は観測領域の体積，T は温度である．また，Q(T ) 間スケールで加熱が起こっていることも確認できた．
2は放射損失関数であり，106.3 < T < 107 の温度に対さらに，エネルギーの見積もりからリコネクション

しての表式を用いている (Rosner et al. 1978)．κ はによって加熱しているという仮説に矛盾がないこと

Spitzer 熱伝導係数であり，s は磁場に沿った方向のがわかった．

領域の長さである．

今回のフィラメント噴出のイベントはフレアに伴次に加熱のエネルギーについて考える．太陽フレ

わないもので，CME の規模も小さく，静かなフィラ

アなどのシナリオから類推して考えると，フィラメ

メント噴出であったが，太陽半径程度の長さを持っント噴出によって磁力線が引き延ばされ，繋ぎ変わた領域で加熱が発生しており，興味深い現象であっるという現象が発生していると考えられる．したがっ た．このようなフィラメント噴出に伴うコロナ加熱て，ここでは加熱のエネルギーをすべて磁気リコネク

は，見過ごされてきただけで過去にも多く発生してションが担っていると考える．H を磁気エネルギー

いるかもしれない．今後の研究ではその頻度を調査の解放率だとすると,し，フィラメント噴出がコロナ加熱にどの程度寄与

H=2

B2 V
B2
vin Ar ≈ 2
4π
4π t

しているかを調べたい．

[erg s−1 ](6)と書ける．ここで B は磁束密度，t は噴出から観測までの時間とする．

Reference(2) 式は，加熱のエネルギー源がリコネクション

Sheeley et al. 1975, SoPh, 45, 377

によるものだとした時に得られるエネルギーと，対Singh et al. 2001, BASI, 29, 193

流や放射によるエネルギー損失とのエネルギーの釣Cheung et al. 2015, ApJ, 807, 143

り合いの式である．まず H について，SDO 衛星の

Rosner et al. 1978, ApJ, 220, 643

Helioseismic and Magnetic Imager(HMI) を用いて磁場のエネルギーを算出した．その結果 B = 6G であった．また T = 6MK とし，V は噴出領域の高温成分の領域の面積を XRT 画像から見積もり，高さ方
向をスケールハイト (h = 3 × 103 T cm) から求め，

V ≈ 3 × 1030 cm3 とした．s もスケールハイトと同23

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太恒 a05FOXSI-4, Hi-C フレアキャンペーンの紹介とフレア規模予測に向けた取り組み
佐藤

慶暉

24

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

FOXSI-4, Hi-C フレアキャンペーンの紹介とフレア規模予測に向けた取り組み佐藤慶暉 (総合研究大学院大学・物理科学研究科・天文科学専攻)

Abstract
2024 年 4 月、日米共同観測ロケット実験 FOXSI-4(Focusing Optics X-Ray Solar Imager) は Hi-C(HighResolution Coronal Imager Flare Mission) と共に、太陽フレアをロケット実験で観測する世界初の試み（フレアキャンペーン）を実施した。科学的観点から両ロケット実験ともに大規模なフレア観測を目指していたが、ロケット観測の時間は 5 分に限られることに加え、太陽フレアの正確な発生予測が現状不可能なことから、この試みは極めてチャレンジングであった。そこで米国チームは、打ち上げ可能状態でロケットをスタンバイさせ、太陽からの X 線フラックスをリアルタイムでモニタし、閾値を超えるフレアの発生とともに打ち上げを行う枠組みを構築した。一方我々日本チームは、この枠組みに、κ スキーム（Kusano et al. 2020）に基づくフレア規模予測を加えることで、ロケット実験における大規模フレア観測確度の向上を目指した。κ
スキームでは、太陽光球磁場データから各活動領域が蓄えている磁気的フリーエネルギーと磁気的不安定度を算出することで、フレアの規模を予測する。
キャンペーンの期間は 4/5〜4/19 の 2 週間設けられ、各日、射場での南中時刻を挟んだ 4 時間（アラスカ標
準時で 12 時〜16 時の間）、打ち上げを待機した。期間中の κ スキーム解析結果は、規模予測としてだけでなく、観測ターゲットリストの作成や共同観測を行う領域の選定、フレア検出の閾値設定などに活用された。
スタンバイ中にフレアが発生しない状況が続いたが、 キャンペーン最終日前日、M1.1 クラスフレアが発生した。この領域は、当日朝の κ スキーム解析から、M クラスフレアの発生確率が高いと判断した領域の一つであった。フレアの検出後、FOXSI-4 と Hi-C は直ちに打ち上げられ、両ロケットともに大規模フレアを観測することに成功した。

1

序論

ト実験では、太陽フレアをターゲットとした観測が非常に困難なため、ロケット実験でフレアを観測す

太陽フレアは、太陽大気中の爆発現象であり、短る試みは今までなかった。主な原因として、打ち上

時間（数分から数十分）で莫大なエネルギー（最大げ待機期間 (従来は ∼ 1 h) にフレアが発生する確率
1032 erg）を解放する。解放されたエネルギーは、プ が低いことに加え、5 分と限られる観測時間で数十
ラズマの運動・熱エネルギーや非熱的な粒子の運動 分スケールの現象であるフレアを捉えなければならエネルギーなどに変換される。このようなフレアにないことが挙げられる。

伴うエネルギーの変換・解放過程を定量化することこうした問題を解決し、太陽フレア観測用の新しは、フレア中の粒子加速のメカニズムの特定やコロい機器の開発と成熟を促進するために提案されたのナの主要な加熱メカニズムの解明といった太陽物理が、フレアキャンペーンである。フレアキャンペー

学における重要な科学課題の解決につながり得る。

ンは、NASA のサウンディングロケットプログラム

フレアによるエネルギーの動態の定量化のためにオフィス（SRPO）に対して提案された、2023 年かは、従来のフレア観測よりも高い時間・空間分解能

ら 2026 年の太陽活動最大期に少なくとも隔年で、既と広帯域のスペクトル観測が可能な、新しい観測機

存の発射場を利用した定期的な太陽観測を行う計画

器や技術が必要となってくる。
観測ロケット実験は、これらの新しい観測機器やである。世界で初めての試みとなる 2024 年のフレア
キャンペーンは、歴史的に太陽観測ロケットの打ち技術をテストし、将来の衛星ミッションに向けて成上げが行われてきたホワイトサンズミサイルレンジ
熟させる役割を持っている。しかし、通常のロケッ (WSMR) ではなく、WSMR と比較して柔軟かつ長252024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
期にわたる打ち上げスケジュールを設けられるポー

ようにループの足元で磁気リコネクションが発生す

カーフラットリサーチレンジ (PFRR) で 4/5〜4/19

る状況を想定する。すると、繋ぎ変わった磁力線はの 2 週間に渡り実施された。キャンペーン期間の各

ダブルアークを形成し、C に示したような磁気張力

日、南中時刻を挟んだ 4 h（アラスカ標準時で 12 時

由来のダブルアークの上昇が、D のような上部に存〜16 時）の間、打ち上げ可能状態でロケットをスタ在する磁気ループ同士のさらなる磁気リコネクショ

ンバイさせるシステムが構築された。スタンバイ中ンを誘起する。具体的には、不安定化の条件を満たは、太陽全球からの X 線フラックスをリアルタイム

すために必要な PIL 上の磁気リコネクション領域のでモニタし、閾値を超えるフレアの発生とともにロ最小半径 rc とダブルアーク不安定性によって解放可ケットを打ち上げる。これらの取り組みにより、打

能なエネルギー Er を各活動領域で求める。そして、ち上げ待機期間にフレアが発生する確率を高め、か

その結果から大型フレアを予測する。

つ限られた観測時間でフレアを捉えられる確率の向上に努めた。
参加したプロジェクトは、FOXSI-4 (Focusing Op-

tics X-ray Solar Imager) と Hi-C Flare (High Resolution Coronal Imager Flare mission) の二つである。FOXSI は、太陽の X 線観測を行うロケット実験
である。4 度目の飛翔実験となる FOXSI-4 では、世界初となる太陽フレアに対する X 線集光・撮像・分光観測を目指した。科学目標としては、フレアを駆動する磁気リコネクションに伴う磁気エネルギーの解
放とその変換機構の解明を挙げている。一方、Hi-C

図 1: ダブルアーク不安定性に基づいたフレアモデル

Flare は、太陽紫外線・X 線に対する高解像度撮像を行うロケット実験である。Hi-C プロジェクトとして、

我々はこの κ スキームに基づくフレアの規模予測

これまで 2 度打ち上げに成功しており、高解像度の手法を、米国チームのフレアアラートシステムと組

太陽コロナ観測を実現させてきた。Hi-C Flare では、 み合わせることで、ロケット実験における大規模フフレアに伴うエネルギー輸送メカニズムの解明と太レア観測確度の向上を目指した。具体的な規模予測

陽圏へと放出される非熱的な粒子源の同定などを目手法を 2 に、キャンペーン中の予測結果と結果の用標としている。

途を 3 に、まとめを 4 に述べる。

両プロジェクトの科学目標にとって、規模の大きいフレアを観測することは共通の望みであった。な2

ぜなら、規模が大きいと磁気エネルギーの解放量が多い上に、エネルギーの変換時間も長くなることがダブルアーク不安定性の不安定度合いの表す指標

期待されることから、科学的に価値の高いデータをとして、κ = Tw Φrec /Φover を定義する。ここで、Tw ,取得する可能性が高まるためである。
そこで我々は、κ スキームと呼ばれる大型フレア予
測手法 (Kusano et al., 2020) を用いて、フレアキャ
ンペーン中にフレアの規模を予測する試みを実施した。κ スキームは、Ishiguro & Kusano (2017) の提唱する「ダブルアーク不安定性」に基づいたフレア

手法

Φrec , Φover は、それぞれダブルアークの磁気的捻れ、
ダブルアーク内の磁気フラックス、ダブルアーク上の
磁気フラックスである（詳細は Kusano et al., 2020を参照されたい）。Ishiguro & Kusano (2017) によると、不安定化の条件は次の関係式で表される。

モデルを仮定し、大型のフレアを予測する。ダブルκ ≥ κ0 (= 0.1)

(1)

アーク不安定性に基づくフレアモデルついては、図1 を参照されたい。まず、図 1A のように、磁力線に κ スキームにおける臨界半径 rc は、(1) の条件を満沿って流れる電流を持ち、磁気中性線 (PIL) 上に存 たす磁気リコネクション領域の最小半径として定義
在する２つの磁気ループを想定する。そして、B の

される。

26

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
また、磁気的フリーエネルギー Er は次のように計算される。

合であっても C クラス程度の小規模なフレアに留まっ

1/2 ∫

Sr
Er =
8π

は非常に静穏であり (図 3 参照)、フレアが発生した場

2
Bnp
ds

ていた。この規模予測結果も受け、FOXSI-4, Hi-C

(2)

Flare チームは 4/5∼4/9 までの期間を打ち上げの準

ここで Bnp = |Bh − Bp |, Bh は観測光球面磁場デー

備やメンテナンスにあて、4/10 から打ち上げウィン

タの水平成分, Bp は鉛直方向の観測磁場データ Bz

ドウに入ることとなった。

から求めたポテンシャル磁場の水平成分, Sr はダブル
アーク上部の磁気ループの光球面での断面積を表す。
我々は観測光球面磁場データとして、太陽観測衛星

SDO（Solar Dynamics Observatory）の HMI（Helioseismic and Magnetic Imager) (Scherrer et al.
2012）データに基づく Space-weather HMI Active
Region Patch (SHARP) データセット (Bobra et al.
2014) を用いた。
規模の予測については、臨界半径 rc と磁気的フリーエネルギー Er に図 2 のような規模ごとの基準値を設定した。具体的には、M クラスフレアの基準は、

rc ≤ 1 Mm かつ 1032 erg ≤ Er ≤ 1033 erg、X クラ
スフレアの基準は、rc ≤ 1 Mm かつ Er ≥ 1033 ergと設定した。この基準値を超えるデータ点を持つ領

図 3: 2024/4/05 ∼ 2024/4/11 の X 線フラックス
変化。

域でフレアが発生すると、対応する規模にまでフレ
アが成長すると予測した。

2 週目に入るあたりから、規模予測結果の中で、Mクラスの基準値を超える活動領域が続々と出現し始めた。当時の予測結果の一例を図 5 に載せる。実際、(図 4 参照) に示したようにこの辺りから、M クラス
フレアが度々発生するようになった。しかし、4/17
までは打ち上げウィンドウ外で M クラスのフレアが発生していたため、打ち上げに至ることはなかった。

図 2: フレアの規模予測に用いた κ スキームの結果(rc , Er ) に対する基準値

3

結果

3.1

キャンペーン中の予測結果

フ レ ア キャン ペ ー ン の 初 週 の 頃 (2024/4/5 ∼2024/4/11) は、M クラス以上の大規模フレアを予

図 4: 2024/4/11 ∼ 2024/4/17 の X 線フラックス変化。オレンジ枠は打ち上げウィンドウの時間を示す。

測する結果は出なかった。実際、その週の太陽活動272024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
するかを予測し、打ち上げまでの迅速な判断を補助することができた。また、Hinode や IRIS といった衛星との共同観測領域の選定やアラートシステムのX 線フラックスの閾値設定、観測ターゲットリストの作成などにも、この規模予測の結果は用いられた。

4

まとめ
フレアキャンペーンは、観測ロケットによる太陽フレアの観測という世界初の試みである。観測ロケッ
ト実験でフレアを観測するために、フレアを即座に

図 5: κ スキーム解析結果 (rc , Er ) の例

検知するシステム（フレアアラートシステム）とフ
レアの規模を予測するシステムを組み合わせて活用
打ち上げが実施されたのは、翌 4/18 である。その日の規模予測結果からは、3 つの活動領域で M クラ
スフレアを発生させる可能性があった。中でも、図 6に示した領域が最も高いフリーエネルギーを持ってした。フレアキャンペーンの最初の 1 週間は、太陽の活動レベルが低く、M クラスを超えるフレアは発生しなかった。しかし、2 週目からは徐々に活動が活発になった。4 月 17 日、打ち上げ待機中に M クラス
おり、その領域で UT22:00 ごろフレアが発生した。 のフレアが発生すると同時にロケットは打ち上げられた。その結果、FOXSI-4 と Hi-C は目標通りの M
クラスフレアの観測に成功した。

Reference
Kusano, K., Iju, T., Bamba, Y., & Inoue, S. 2020,“A Physics-Based Method That Can Predict Imminent Large Solar Flares”, Science, 369(6503), 587591. https://doi.org/10.1126/science.aaz2511

図 6: 打ち上げ当日朝の、M クラスフレアが発生した箇所の κ スキーム解析結果

フレアアラートが作動したタイミングで、両プロジェクトは FOXSI-4, Hi-C Flare の順に打ち上げを決行した。発生したフレアは、規模予測の通り M ク
ラスフレアまで成長し、ロケット実験による大規模

Scherrer, P. H., Schou, J., Bush, R. I., Kosovichev,
A. G., Bogart, R. S., Hoeksema, J. T., Liu, Y.,
et al. 2012, “The Helioseismic and Magnetic Imager (HMI) Investigation for the Solar Dynamics Observatory (SDO)”, Solar Physics, 275(1), 207-227.
https://doi.org/10.1007/s11207-011-9834-2
Bobra, M. G., Sun, X., Hoeksema, J. T., Turmon, M.,
Liu, Y., Hayashi, K., Barnes, G., & Leka, K. D.
2014, “The Helioseismic and Magnetic Imager (HMI)
Vector Magnetic Field Pipeline: SHARPs - SpaceWeather HMI Active Region Patches”, Solar Physics,
289, 3549-3578. https://doi.org/10.1007/s11207-0140529-3

フレアの観測を世界で初めて成功した。

3.2

予測結果の用途

フレアの規模予測を用いることで、フレアアラー
トシステムで検出したフレアがどの規模にまで成長28

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太恒 a06

SOLAR-C 衛星搭載の超高精度太陽センサ UFSS の性
能評価
近藤

勇仁

29

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

SOLAR-C 搭載の超高精度太陽センサ UFSS の性能評価
近藤 勇仁 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
SOLAR-C は高時空間分解の紫外線分光観測を行う次世代太陽観測衛星である。高時空間分解能でのスリット分光観測を実現するため、望遠鏡内に tip-tilt 鏡制御による像安定化機能を持たせる他、衛星バス部の制
御により望遠鏡を太陽面上の観測目標に 1 arcsec オーダーの精度で指向させる。そのために、超高精度太陽センサ (Ultra Fine Sun Sensor, UFSS) を搭載し十分な精度で太陽指向角度を検出する必要がある。UFSSは直交する二つの一次元 CCD センサから成り、各センサはレチクルで生み出される太陽光の明暗 模様とUFSS 内の基準信号と比較することで太陽光の角度をリアルタイムに導出する。UFSS は 1.0 × 1.0 deg の視野に渡って、特徴付けされた系統誤差 (リニアリティ誤差) ¡ 2 arcsec (p-p) が要求されており、これを地上試験にて十分な精度で検証する必要がある。本研究では、リニアリティ誤差測定のため二軸ジンバルと精
密太陽シミュレータ光源、そしてレーザー干渉計からなる測定系を組み、10 分間に一度キャリブレーションを行うことで 1 arcsec の精度で測定可能なことを確認した。また、UFSS 試作品を用いてリニアリティ誤差の評価を行なったところ、指向方向の停留時間に依存してその値が大きく変動することがわかった。本発表
ではリニアリティ誤差を決定する要因について考察を行う。

1

れる。SOLAR-C においては指向精度を達成するためIntroductionの重要な技術として UFSS(Ultra Fine Sun Sensor、太陽コロナは定常的に 100 万度の温度となっているが、放射や熱伝導、太陽風での損失を考慮すると、常に光球からエネルギーが供給される必要がある。その物理過程については明らかにされておらず、「コロナ加熱問題」と呼ばれ、長年議論されてきた。有力

超高精度太陽センサ) と呼ばれるセンサを搭載する(図 1)。これは 1991 年に打ち上げられた太陽観測衛星「ようこう」にて高精度の指向センサが要求されたことから誕生した (Ninomiya, K., et al. 1988)。以降、2006 年に打ち上げられた太陽観測衛星「ひので」な仮説として、小規模の磁気リコネクションとする
ナノフレア仮説 (Parker, E. 1988) と、アルヴェン波などの波動の伝播・散逸とする波動仮説が存在するをはじめとした様々な衛星に用いられてきた。UFSSのセンサ部 (UFSS-S) は直交する二つのレチクルと一次元 CCD センサから成る。SOLAR-C に搭載するがいずれも決定的ではない。

UFSS は、1 度四方の視野に対して系統誤差 (p-p) 2

ナノフレア仮説においてはひので衛星や SDO 衛

秒角、統計誤差 (3σ) 1 秒角での指向精度が求められ星などの現在の観測機器では空間分解能が足りておている (Tsuno, K. et al. 2018,Tei, A., et al. 2024)。

らず、現象を単体で観測することができていないと

UFSS-S は、減光フィルター及びバンドパスフィル

考えられている。また、ナノフレアを構成するプラ
ズマは複数の温度に感度を持つことがわかっており、分光観測によって幅広い温度帯にて観測を行う必要

ターの下流に 16 本のスリットを持つレティクルがあり、CCD で太陽光を検出する。フィルターは入射する光の波長帯を制限し、光量を調整する役割を担ってがある (Ishikawa, S., et al. 2017)。これらを達成するために次期太陽観測衛星 SOLAR-C(Shimizu, T.,いる。太陽指向方向 (θ) は、スリットの位置と CCD上で結像した位置の差異 (x) とスリットから CCD まet al. 2020) にて空間分解能 0.4 秒角の精度で極紫での距離 h から、tan θ = hx の関係式を用いて決定す

外線分光観測を行う。分光観測は彩層からコロナまる。この原理によれば、指向精度は CCD のピクセルでの幅広い温度に対応する 104.2−7.2 K をカバーす

サイズ (14 µm) が決定し、30 arcsec 程度になる。よる波長帯で実施する。

り高精度な指向方向の決定を決定を行う手法として高い空間分解能での測定には高い指向精度が求めら30

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校した。宇宙科学研究所にある擬似太陽光源は実際の太陽と同等の平行度で出力ができる光源である。しかし、UFSS を回転させる機構である二軸ジンバル
についてはこれまでに数秒角刻みの精密な測定が行われておらず、その動作は保証されていなかった。二軸ジンバルの入力値に対する応答は、UFSS の性能評価試験で求められる精度を超える誤差を含むことから、角度情報をより正確に入手するため、二軸ジ
ンバルと独立にレーザー系を導入した。

図 1: (a)UFSS の CCD に入射する太陽光の模式図。
レチクルによって明暗模様が得られる。(b)UFSS-Sの概観。(c)UFSS の模式図。UFSS-S と UFSS-E からなる。
図 2: UFSS 性能検証試験系の模式図

h を大きくする方法があるが、センサ本体を大きくする必要があり、またセンサは熱的に断熱する必要

実験系の模式図は図 2 に示す。まずは用いる機器があるため、技術的に困難である。そこで、UFSS でについてそれぞれ検証を行う。我々は、本実験系には CCD の出力を電気的に処理することでピクセル

レーザー系のみの測定を行い、次に二軸ジンバルとサイズより高い精度で画像の位置を測定し、ピクセ

レーザーによる測定によって二軸ジンバルの性能を
ルサイズは 14 µm で 0.1 秒角での測定が可能となる。 把握する。最後に太陽シミュレータと UFSS の測定
サブピクセルでの測定は電気回路 (UFSS-E) でのを行う。それぞれの実験にて調査すべき項目は以下処理によって実現されている。CCD にて得られた信の通りである。

号は UFSS-E に送られ、CCD と同期させてリサンプ

まずは二軸ジンバルの測定である。ここではジン

リングを行い、相関器にてレプリカ関数と呼ばれる

バル入力値と < 1 arcsec の精度で計測可能であるこ信号と掛け合わせて積分計算を行う。この時、二つとがわかっているレーザー干渉計の出力値の比較をの信号は位相がずれており、積分するとゼロでない

Az 方向、El 方向それぞれについて行った。また、擬信号の値を入手する。これを非収束状態という。こ似太陽光源は長時間の測定によって熱擾乱を起こしの計算結果を受けるとレプリカ関数にフィードバッ ていることが予想されるため、二軸ジンバルに取りクがかけられ、再度 CCD 信号と計算が行われる。計 付けられている UFSS を用いてその出力値を評価し算結果がゼロとなるまで行われ、最終的には収束状た。これらによって測定系・測定手順の確立を行い、態となり、太陽光の方角が決定される。

UFSS の要求性能の一つである系統誤差 < 2 arcsec
以内を満たしているかどうか UFSS 試作品を用いて2確認する。Az 方向 21 点、El 方向 21 点の測定を行Instruments
and Experiments

い、いずれの地点においても要求性能の精度を満たす必要がある。

宇宙科学研究所のクリーンルームにて UFSS の性能を評価するための実験系構築を行った。本実験系
では、UFSS が視野内での系統誤差 (p-p) 2 秒角以内

3

Results and Discussionの性能要求を満たすことを検証する必要がある。そまずは二軸ジンバル・擬似太陽光源の精度を示すのため、1 秒角以下の精度で測定可能な実験系を構築

とともに測定系・測定手順を説明する。二軸ジンバ
ルの精度評価の結果を Az 方向,El 方向それぞれにつ312024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
いて図 3、図 4 に示す。これらから Az 方向は測定系

以上より測定系は El 方向をレーザー干渉計にてモに要求している 1 arcsec 以内の精度を満たすのに対ニターし、10 分間に一度キャリブレーションを行う

して、El 方向は満たしていない。よって、El 方向はことで < 1 arcsec を満たすことがわかった。これよレーザー干渉計を設置して、常にその角度値をモニり 21 × 21 点での測定を実施し、その時の系統誤差ターする必要がある。一方で Az 方向はジンバルのを評価した結果を図 5 に示した。

入力値をジンバルの指向角度として用いて良いと言える。

図 3: 二軸ジンバル Az 方向の精度。横軸はジンバルの入力値 (Az 方向)、縦軸はジンバルの入力値とレー
図 5: 系統誤差のカラーマップ。横軸は Az 方向のジザー干渉計の出力値の残差を表す。

ンバル入力値、縦軸は El 方向のレーザー出力値、カ
ラーはジンバル入力値 (Az) またはレーザー出力値(El) と UFSS 出力値の残差を表す。
この結果は系統誤差が 1.6 arcsec (p-p) となり、要求性能の 2 arcsec を満たすことがわかった。図 5 の測定は各点の停留時間を 20 秒で行い、キャリブレー
ションを 7 分に一度行なっている。対して、停留時間を 12 秒、キャリブレーションを 5 分に一度とすると
図 6 の結果となった。この時の系統誤差は 2.4 arcsec
図 4: 二軸ジンバル El 方向の精度。横軸はジンバル(p-p) となった。停留時間が十分でない時は、擬似太の入力値 (El 方向)、縦軸はジンバルの入力値とレー

陽光源ないしジンバルの振動の影響を受け、残差にザー干渉計の出力値の残差を表す。

オフセットがかかってしまうことが明らかになった。
以上より、少なくとも各点の停留時間 20 秒以上で次に擬似太陽光源の安定性評価である。UFSS にの測定が必要であることが明らかとなった。

て Az,El 方向それぞれについて長時間測定を行った
結果 d(t) をd(t) = at + b(1)

4

Conclusion

で表し、その傾き a にて評価した。この a をゼロ

3 章をはじめとした結果から UFSS 性能評価試験

点ドリフトと呼称する。Az,El 方向のゼロ点ドリフ

系は仰角方向にレーザー系を用いて角度をモニター

トはそれぞれ 5.08 × 10−4 arcsecsec−1 , 1.77 × 10−3

し、10 分に一度キャリブレーションを実施すること
arcsecsec−1 となった。El 方向の値が一桁大きく、10 で要求性能であった 1 秒角以内を満たす精度で測定
分間で 1 arcsec に達することがわかった。これよ ができることがわかった。また、UFSS 試作品を用い
り 10 分間に一度はキャリブレーションを行う必要が たリニアリティ誤差測定試験にて < 2.0 arcsec を満ある。

たすことを確認した。今後は繰り返し測定を行い、測32

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 系統誤差のカラーマップ。各点の停留時間を 12秒にて実施した。
定系・測定手順の妥当性を確認するとともに、UFSS
エンジニアリングモデルでのリニアリティ誤差をはじめとした要求性能を確認する試験を実施し、フライトモデルでの試験の試金石とする。

Reference
Ishikawa, S., et al. 2017, Nature Astronomy Vol.1 771774
Ninomiya, K., et al. 1988, AIAA A88-50160 21-08
Parker, E. N. 1988, ApJ Vol.330 p.474
Shimizu, T., et al. 2020, SPIE 11444
Tei, A., et al. 2024, JAXA RR-23-002
Tsuno, K., et al. 2018, SPIE 11180

33

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太恒 a07GREGOR/GRIS による近赤外面偏光分光観測: 黒点
暗部の光球・彩層を伝播 する MHD 波の多波長解析
内藤

由浩

34

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

GREGOR/GRIS による近赤外面偏光分光観測: 黒点暗部の光球・彩層を伝播する MHD 波の多波長解析
内藤由浩 (総合研究大学院大学物理科学研究科天文科学専攻)

Abstract
太陽の活動領域は、太陽大気の中でも強い磁場が集まり、周囲よりも高温の数百万度まで加熱されるため、活動領域の足元の磁力線を伝播する MHD 波の伝播過程を明らかにすることは、MHD 波によるコロナ加熱の仕組みを明らかにするための重要な要素である。活動領域の足元で特に強い磁場が集まる黒点暗部は、光球とコロナの間にある彩層と呼ばれる領域や光球において動径方向に磁力線が伸びているため、形成高度の異なる複数の吸収線による同時偏光分光観測を用いることで、コロナより低層の大気における MHD 波の伝播を磁場の情報に基づいて明らかにすることができる。
本研究では、スペイン・テネリフェに存在する口径 1.5m の地上望遠鏡 GREGOR に搭載されている近赤外面
偏光分光装置 GRIS を用い、昨年 4 月 14 日に活動領域 NOAA 13275 の黒点暗部の観測を行った。He I(彩層)・Si I(光球) の形成高度の異なる複数の吸収線について、Stokes V の弱磁場近似・Stokes I の波長シフ
ト・輝線強度から、視線方向磁場・ドップラーシフト・密度の摂動を求めた。そしてこれら物理量の時間変動から、光球、彩層にて卓越した 5 分振動、3 分振動をそれぞれ検出した。本講演では、これらの光球から彩層にかけた多高度の物理量の時間変動から光球から彩層にかけた MHD 波の性質についてまとめ、HAZEL

inversion を用いた今後の研究の展望について議論する

1

向 (LOS) 速度、IRIS 衛星の分光観測による、彩層

Introductionとコロナの間の遷移層の LOS 速度、電子密度の情報

太陽の光球において周囲より磁場が集中する黒点から暗部を伝播する磁気音波は彩層においてその加は、活動領域の根本にあたる。太陽の外層大気であ

熱に十分な量のエネルギーフラックスを散逸しているコロナは、活動領域において数百万度まで加熱さることを示した。だが、コロナへ送るエネルギーフ

れている。その加熱のためのエネルギー源として、光球にある黒点から上空のコロナまで伸びる磁力線にラックスは議論の余地があった。
だが、暗部から、その周囲にある半暗部にかけて磁沿って伝播する MHD 波が有力視されている。その力線が傾くことがわかっており、この傾きが 30 度以ため、コロナより下層に当たる光球、及び彩層にお上になると 5.2 mHz よりも大きい周期 (小さい周波

ける MHD 波のモード、そしてコロナまで輸送する数) を持つ波動も彩層まで伝播することが可能になるエネルギーを観測を用いて定量的に示すことが重要(McIntosh & Jeﬀeries 2006)。Koyama & Shimizu

である。

(2024) では、黒点同様に活動領域の根元にあたるプ

黒点の中心部に位置する暗部では、光球面に対し垂ラージュ領域において、SOT、IRIS の光球、彩層観

直に伸びる磁力線が支配的である。暗部の光球、彩層では磁気音波が伝播していることが知られており、光球では 5 分周期の波動が、彩層では 3 分周期の波測を用いた。そして、磁場が強く (600 G 以上)、その傾きが 40 度程度になる領域では、彩層加熱に十分なエネルギーの存在を示し、磁場の傾きが大きい領動が顕著に存在することがわかっている (Centeno et

域の MHD 波のエネルギー輸送の重要性を示した。

al. 2006)。これは、暗部の光球と彩層の間の領域にだが、Koyama & Shimizu (2024) では、彩層の磁場

おいて、5.2 mHz(3.2 分) よりも長い周期の波動は情報が欠落していた。このため、SOT、IRIS で同時カットオフによって反射されるためである。それで観測した領域が同じ磁力線を共有した磁気音波を観も Kanoh et al. (2016) では、「ひので」衛星搭載の測できているのかが不透明であった。そこで本研究

SOT の偏光分光観測による暗部の光球磁場、視線方

では、地上望遠鏡 GREGOR に搭載されている近赤35

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: G 左図が HMI による光球画像。赤枠が GRISの観測視野にあたり、GRIS の視野を右図に示す。青1

枠は、シーイングによる位置ずれを補正した結果、全時間範囲で時間変動を安定して追跡できる視野を示

図 2: 上図が Stokes I、下図が Stokes V、更に左側している。

の吸収線が Si I、右側の吸収線が He I に対応している。それぞれの赤線および青線は、中心のものが各

外面偏光分光装置 GRIS を用いた黒点暗部・半暗部

吸収線の静止波長、内側の 2 本が二次関数フィットの光球・彩層由来の吸収線の観測により、最終的にをする際の範囲、外側の日本が CP を得る際の積分

は光球・彩層で同じ磁力線を伝播する波動を検出し、 範囲である。
そのエネルギーフラックスの磁場の傾きによる依存3性を評価する。今回の発表では、初期成果に当たる
暗部・半暗部における光球、彩層の磁気音波の性質

Method
図 2 が、Stokes I, V のプロファイルの一例であの違いについて示す。

る。左側の吸収線が光球由来の Si I、右側が彩層由
来の He I である。全てのスペクトルについて、図 22で示した範囲で Stokes I に対し二次関数フィットを

Observations

することで LOS 速度と吸収線中心の明るさ (コアの本研究では、2023 年 4 月 14 日にスペイン・テネリ

Intensity)、Stokes V の絶対値の積分 (CP) から LOS

フェにある口径 1.5 m の地上望遠鏡 GREGOR 搭載 方向 (太陽光球面に対しほぼ方線成分) の磁場の時空の近赤外面偏光分光装置 GRIS によって観測された、 間変動を取得した。

NOAA 13275 の根ざす黒点の偏光分光データを用い 図 3 に、Si I(光球)、He I(彩層) の LOS 速度のうちる。図 1 で示しているのが、SDO/HMI による対象の 黒点暗部における一例を示す。Centeno et al. (2006)
黒点の光球画像に対し GRIS の観測視野を示したも他多くの先行研究と同様に、光球においては 5 分周のである。GRIS は、3′′ × 6′′ の視野の IFU(Integral期、彩層においては 3 分周期の振動が、LOS 速度でField Unit) で 8 × 45 ステップの各点で Stokes I, Q,

顕著に表れていることが確認できる。特に He I(彩U, V のスペクトルを 7 秒ケイデンスで得ることがで 層) に着目すると、彩層の LOS 速度の時間変動はノきる。本研究では、ちょうど黒点全域を覆えるよう コギリ状 (saw-tooth like) の波形を持って伝播していに IFU を 2 ステップ動かすことで、各ステップで 14る。これは彩層で磁気音波が衝撃波として成長しな

秒間隔で約 30 分のデータを取得した。なお、大気のがら伝播しているためである。なお、図 3 では、大シーイングによる観測位置のずれは連続光の明るさ

きな時間トレンドと短周期のノイズを取り除くため、のマップに対し画像重心を用いて補正し、波長較正50 から 500 秒の周期変動を強調している。

は大気の吸収線を用いて行なっている。

これらの 5 分振動、3 分振動の暗部、半暗部における空間変動を調べるため、各観測点の LOS 速度、コアの intensity、CP について FFT を実施した。更に、磁気音波のモードを決定するため、各周波数域にお36

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

1

図 3: 左図の Continuum の画像で、黒点暗部にあたる白い点の Si I(右上)、He I(右下) の LOS 速度の時

図 4: 左図の Continuum の画像のうち、暗部、半暗部

間変動を示す。光球を観測している Si I で 5 分周期、 に対応する位置における、Si I(中央図)、He I(右図) の彩層を観測している He I では 3 分周期の振動が顕著 正規化したパワースペクトルを、コアの intensity(黒線)、LOS 速度 (青線)、CP(赤線) それぞれについてに存在することがわかる。

示している。半暗部にあたる上図では、彩層を観測
ける CP と LOS 速度の位相差 (ϕB − ϕV ) の空間変動している He I においても 3 分周期 (青丸) だけではも得た。位相差 (ϕB − ϕV ) が 0 度、180 度に近い時なく 5 分周期 (赤丸) の LOS 速度の時間変動が現れは上昇波、下降波、90 度に近い時は定在波が支配的ていることがわかる。

であることが、Fujimura & Tsuneta (2009) により間構造がわかるため、両領域の磁力線の対応関係を示されている。位相差については、今後議論をする

予定で本集録では取り扱わないことに注意されたい。 明らかにすることが期待される。
図 5 で示した LOS 速度の摂動の空間分布にわかる
通り、半暗部では顕著にその値が大きくなっている。

4

Results & Discussion

LOS 速度の摂動は磁気音波の速度振幅 (δv) に対応するが、これは磁気音波のエネルギーフラックス (F =図 4 に、暗部、半暗部のある一点ずつにおける Si

i(光球)、He I(彩層) の LOS 速度、コアの intensity、CP に FFT を実施することで得た、正規化したパワースペクトルを示す。半暗部においては彩層で 5 分振ρδv 2 vg , ここで ρ は質量密度、vg は群速度) に対し二乗で影響する量である。このため、半暗部において磁気音波するエネルギーフラックスは、鞍部と比較して顕著に大きい値となることが予想される。今後、動が卓越して存在していることがわかる。実際、図

このエネルギーフラックスの空間依存性を定量的に5 に He I の LOS 速度の 3 分振動、5 分振動に当た示すため、HAZEL code の inversion によるプラズ

る FFT で得た摂動の大きさの空間分布を示している

マ温度と太陽大気モデルを対応させ、Si I、He I そが、5 分振動の摂動の大きさが半暗部で顕著に大きれぞれの形成高度の密度情報を得ることで、エネル

くなっていることがわかる。この半暗部の彩層におギーフラックスも求める。

ける 5 分振動の伝播の様子が、McIntosh & Jeﬀeries(2006) で示されているものに対応することが予想される。現状の解析では磁気音波を検出できた磁力線の光球面の法線歩行に対する傾きは得ていないため、

5Conclusion

この 5 分周期の存在が真に磁場の傾きに依存してい本研究では、光球の磁場の傾きによる彩層の磁気ることを示すことはできない。今後、HAZEL code

音波の周波数の空間依存性と、それによる磁気音波(Asensio Ramos et al. 2008) を用いた Si I、He I 両 の輸送するエネルギーフラックスの空間依存性を明
吸収線の同時 inversion による光球、彩層の磁場ベク らかにするため、GREGOR/GRIS による黒点の面
トル、LOS 速度、プラズマ温度の情報を取得するこ

偏光分光観測から LOS 速度、CP(LOS 方向磁場の強とで、磁場強度の摂動、磁場の傾きについて議論す度)、コアの intensity の時空間変動について調べた。

る予定である。更に、光球、彩層の二層の磁場の空先行研究 (McIntosh & Jeﬀeries 2006) の報告にある

37

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2.9 min Power

4.9 min Power

図 5: He I(彩層) の LOS 速度に FFT を用いた際の 3分周期 (左図) と 5 分周期 (右図) に対応する周波数のパワーの空間分布を示す。左図では満遍なくパワー

1は大きい一方で、右図では黒点半暗部に当たる領域
のみパワーは変わらず、他の領域で顕著に減少していることが確認できる。
通り、磁場が光球面に対し法線方向に伸びる暗部では彩層で 3 分周期の摂動が卓越している一方で、磁場の傾きが大きくなる半暗部では 3 分周期だけではなく 5 分周期の摂動も卓越していることがわかった。
将来的な HAZEL code による inversion 結果を用いて、今後、磁場の傾きと彩層の 5 分振動の関係、更に二層の磁力線の空間的な繋がりを明らかにした上で、光球、彩層間の同一の磁力線を伝播する磁気音波についてエネルギーフラックスを定量的に求め、磁場の傾きに対する依存性を明らかにする。

ReferenceCenteno, Rebecca and Collados, Manuel & Trujillo
Bueno, Javier 2006, Apj
Kanoh, Ryuichi and Shimizu, Toshifumi & Imada, Shinsuke 2016, Apj
McIntosh, Scott W. & Jeﬀeries, Stuart M. 2006, Apj
Koyama, Mayu and Shimizu, Toshifumi 2024, Apj
Fujimura, D. & Tsuneta, S. 2009, Apj
Asensio Ramos, A. and Trujillo Bueno, J. and Landi
Degl’Innocenti, E. 2008, Apj

38

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太恒 a08RS CVn 型星 UX Ari の可視連続光長期間モニター
長島

39

汀

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

RS CVn 型星 UX Ari の可視連続光長期間モニター
長島 汀 (中央大学大学院 理工学研究科)

Abstract
RS CVn 型連星は、太陽の最も大きいフレア (1032 erg) に比べ、エネルギーにして 4-7 桁も大きい X
線フレアを起こすことが知られてきた。しかし、空間分解することができないため、空間スケールや発生箇
所は、太陽ほど研究されていない。
我々は、フレアが起こる位置と X 線フレアの空間スケールを解明するため、測光観測用望遠鏡 CAT (Chuo-

university Astronomical Telescope) で RS CVn 型連星 UX Ari のモニター観測を行っている。CAT は、
中央大学後楽園キャンパスの屋上に設置された自動観測が可能である口径 260 mm の望遠鏡で、主に B、V、R、I、Ha バンドでの撮像を行っている。このモニターにより、巨大黒点、または黒点群が観測者に見えているとき、それが減光として捉えられる。

2021 - 2023 年度の、データが揃っている B、V、R 帯域において、その期間の強度を 6.4 日の公転周期で畳み込むと、どの帯域においても、フェーズ 0.5 が最も谷となった減光が確認された。フェーズ 0.5 を中心とした幅 0.5 のフェーズを黒点フェーズとすると、全天 X 線監視装置 MAXI で捉えたフレア 8 発のフレ
アのうち 7 発が黒点フェーズで検出されていた。黒点が観測者と反対側にある際に、フレアが検出されにくいという事実は、X 線フレアの高さが星のサイズに比べて小さいことを示している。本講演では、上記の詳細について報告する。

1

序論

はるかに上回る規模である。これらについて X 線のスペクトルと可視光光度曲線 (以下、ライトカーブ)

太陽フレアは太陽表面で起こる突発的な爆発現象

によってループサイズを求める試みがなされており、で、電波から X 線まで幅広い波長帯域で増光が観測

フレアループのサイズは星の半径より 1 桁程度までされる。太陽フレアは軟 X 線イメージングではルー大きくなるという示唆もある (Tsuboi et al. 2016)、

プ形状であり、このループは磁力線をトレースして(Kawai et al. 2022)、(Urabe 2023)。

いると考えられている。また、フレアループの足元

これらを踏まえて、本研究では、RS CVn 型星 UXには、黒点が存在する。これらの観測事実から、太Ari の測光観測の結果とフレアの発生時刻を重ね合
陽フレアは黒点周辺に蓄えられた磁気エネルギーが、 わせ、黒点領域とフレアの発生時刻に相関があるか
磁気リコネクションを介して、熱エネルギーや運動示した。さらに、黒点領域とフレアの発生時刻の関エネルギーに変換される過程であると理解されてい係から、フレアループの大きさについて考察した。

る。太陽フレアの場合、放出されるエネルギーは通常 1029−32 erg である。一方、恒星フレアの中には、最大の太陽フレアの 10 倍以上のエネルギーを放出す

2

観測

2.1

UX Ari

るものがあり、スーパーフレアと呼ばれている。しかし、太陽と異なり、遠方の星は空間分解して観測できないため、フレアループの形状や発生機構につUX Ari (UX Arietis; HD 21242; HIP 16042)

いては多くの疑問が残されており、太陽フレアの物

は、RS CVn 型の連星系で、地球からの距離は 50.2

理が極端なケースに応用できるのか、という点で注

pc であると報告されている。主星は K0 型の準巨星

目されている。(Urabe 2023)(半径: 5.6±0.1 R⊙ )、伴星は G5 型の主系列星 (半径RS CVn 型連星は、X 線観測によって、1036−39 erg

1.6±0.2 R⊙ ) で構成されている。公転周期と自転周のスーパーフレアを起こす天体として知られている。 期は 6.437888±0.000007 日 (Hummel et al. 2017) でこれは最大級の太陽フレアのエネルギー (1032 erg) を40

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
同期している。主星と伴星の距離が 18.8±0.1 R⊙ (軌
道傾斜角が 125.0±0.5 度) であるとされており、これらは近接連星系と種類分けされている。
この天体は、RS CVn 型星の中でも特に巨大なフレ
アが頻度高く検出されている。(Tsuboi et al. 2016)
では、X 線のスペクトルからフレア (によって生じる X 線を放射するプラズマ) の温度とエミッション
メジャーを見積もっている。また、これらの値から(Shibata & Yokoyama 1999) が提案した理論に基づいてフレアループの大きさを推定している。UX Ari

図 1: 可視光測光望遠鏡 CATで発生したフレアのループサイズは連星間距離よりもはるかに大きいことが示唆された。黒点のサイズ
は天体の磁気活動性の指標として、注目されてきた。 2.3
この天体には、白色光の長期モニター観測によって、可視連続光の周期的な光度変動が確認されている。これは黒点の見え隠れによるものだと考えられている。
光度の変動幅から、黒点のサイズは主星表面の 10 -全天 X 線監視装置 MAXI

全天 X 線監視装置 MAXI は国際宇宙ステーション (ISS) の日本実験棟「きぼう」に搭載されている X
線検出器であり (図 2 )、2009 年から稼働している。

ISS の進行方向に対して水平面方向と、天頂方向

40 % になると見積もられている。(Urabe 2023)に視野を持つ 2 セットの X 線ガスカメラ (GSC) を備えている。検知するエネルギー帯域は 2-20 keV で2.2あり、ISS が地球を一周する約 90 分間でほぼ全天を可視光測光望遠鏡 CAT

走査する。MAXI では過去 12 年間に 1036−39 erg もCAT (Chuo-university Astronomical Telescope)の規模のフレアを 147 発検出している。

は 2013 年 3 月に CHAO に設置された可視光測光用の小型望遠鏡である (図 1)。フレア星の常時モニター観測を行い、可視光データを蓄積してきた。天体の長期的な測光変動は、星点群の進化や、それに伴う星の磁気活動性を追跡する有効な手段となる。市販の 2.6 m ドームと口径 26 cm、焦点距離 3000 mmの望遠鏡 (ビクセンオリジナル・マクストフカセグレ
ン式の鏡筒 VIXEN VMC260L)、タカハシ EM-200

Temma2M 赤道儀、SBIG STL-6303E CCD カメラ

図 2: 全天 X 線監視装置 MAXIで構成され、現在は B、V、R、I フィルターを用いて可視光測光観測を行っている。視野は 50x35 分角
程度で、限界等級は、120 秒の露光時間で S/N 比が10 の場合、V-band で約 15 等級である。

3

方法

2016 年に観測自動化ソフト ACP Observatory

UX Ari の、CAT での測光観測の結果を自転周期

Control Software(以下 ACP)、CCD 制御ソフト

でたたみこみ、ライトカーブに表示させる。ライト

MaxIm DL、フォーカサー制御ソフト Focus MAX

カーブに重ねて、MAXI で捉えたフレアの時刻を表を用いて自動化されており、無人での観測を行うこ示させる。

とが可能となっている。

41

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4

Results

4.1

ライトカーブとフレアの発生時刻

UX Ari のライトカーブと、MAXI で捉えたフレアの発生時刻を表示させた図を書く。MAXI で捉えた 2017-2023 年度のフレアは 17 発であった。具体的

図 3: B バンド 2021 年

図 4: B バンド 2022 年

な日時は、表 1 である。

度

度

表 1: 2021-2023 年度のフレアの発生日時
日付 (UT)
時刻 (UT)

2017/10/03

00:38:32

2017/11/08

15:41:40

2018/02/22

00:00:53

図 5: B バンド 2023 年

2018/04/05

08:30:51

度

2018/09/23

22:38:59

2018/11/24

18:59:41

2019/09/05

03:15:43

2020/08/17

11:52:04

2020/09/13

07:59:49

2021/10/22

21:52:51

2022/04/03

04:33:24

図 3、図 4、図 5 より、フレアの発生が、光度が比2022/07/01

10:32:29

較的低い、すなわち黒点が見えていると考えられる

2022/07/01

23:19:15

Phase であると見て取れることから、フレアの発生と2022/07/09

03:13:54

Phase について考える。MAXI で捉えた 2021-2023

2022/12/04

02:24:56

年度に発生したフレアは、表 1 より、8 発である。図2023/09/15

05:14:363、図 4、図 5 より、黒点の Phase は 0.4-0.6 である。

2024/01/27

04:25:16

これを踏まえて、黒点の見えている Phase を 0.25-

図 6: 凡例

図 3、図 4、図 5 より、光度の変化がわかる。今回
は、図 6 の ﬁtting は sin カーブである。

4.2

Phase とフレアの回数

0.75 と決定した。このとき、Phase とフレアの回数
縦軸は Phase、横軸は相対等級である。B バンドを表にすると、表 2 となる。

の 2017-2023 年度の図、V バンドの 2017-2023 年度の図、R バンドの 2017-2023 年度の図、I バンドの

表 2: Phase とフレアの回数
0.00-0.25
Phase
0.25-0.75
0.75-1.00

2017-2019 年度と 2022-2023 年度の図、Hα バンドの2022 年度の図を書いた。今回は、統計が良い、B バ
ンド 2021 年度 (図 3)、B バンド 2022 年度 (図 4)、B

フレアの回数バンド 2023 年度 (図 5) を用いる。

17

表 2 より、黒点の見えている Phase でフレアが発生していることがわかる。

5

考察
フレアループの大きさが、X 線で計算されるような星半径の数-数十倍の大型のフレアであれば、フレ42

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
アの発生と Phase には偏りはなく、一定になるはず

Hummel, C. A., Monnier, J. D., Roettenbacher, R. M.,
et al.(2017), Apj 844である。しかし、今回の結果は、黒点が見えている

Phase に偏ってフレアが発生している。これはフレア Shibata & Yokoyama (1999), Apj 526
ループの大きさが、X 線で計算されるような大きさ
ではなく、それなりに小さいと考えることができる。

6

宇宙科学研究所, 遠くの恒星のように太陽を研究 ∼ 巨大フ
レアや系外惑星のハビタビリティ調査にも貢献,2020-10,
https://www.isas.jaxa.jp/topics/002460.html, ( 最終閲覧日 2024 年 7 月 19 日)

まとめ
UX Ari の、2017-2023 年度の CAT における測光観測の結果を自転周期でたたみこみ、ライトカーブに表示させる。さらに、ライトカーブに重ねて、MAXIで捉えたフレアの時刻を表示させたところ、黒点が見えていると考えられる Phase でフレアが発生していることが多いことがわかった。
黒点が見えている Phase に偏ってフレアが発生していることから、フレアループのサイズは、X 線で計算されるような大きさではなく、それなりに小さ
いと考えることができる。

7

今後の計画
• 図 3 における、飛び出しはフレアであるか• 黒点の Phase は年度ごとに変わっているか• バンドごとに違いはあるか• 今回は光量が最小のところを Phase 0.4-0.6 で固定したが、光量が最小のところから離れている程度で改めて考察する• 黒点の大きさを考察する• 2016 年度以前のデータなどを用いて、統計を増やす• 他の天体の観測結果を用いて、統計を増やす

Reference
Yohko Tsuboi, Kyohei Yamazaki, Yasuharu Sugawara,
et al.(2016), PASJ
Hiroki Kawai, Yohko Tsuboi, Wataru Iwakiri, et al.
(2022), PASJ
浦部蒼太 (2023), 中央大学修士論文

43

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太恒 a09RS CVn 型連星 IM Peg における Fe XXV He α輝線の高
速青方偏移
井上

44

峻

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

RS CVn 型連星 IM Peg における Fe XXV Heα 輝線の高速青方偏移
井上 峻 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では、全天 X 線監視装置 Monitor of All-sky X-ray Image (MAXI) が 2023 年 7 月 23 日 10:41 UTに検知した RS CVn 型連星 IM Peg における恒星フレアを、X 線望遠鏡 Neutron Star Interior Composition

Explorer (NICER) により追観測した。NICER での観測により得られたスペクトルには、Fe XXV Heα 輝線と Fe XXVI Lyα 輝線が観測開始から ∼ 1.5 日間確認された。さらに、Fe XXV Heα 輝線は青方偏移しており、輝線中心のドップラー速度が −2200 ± 600 km s−1 に達していた。ドップラー速度の大きさには数
時間スケールの時間変化が見られ、速度が最大値をとる 1 時間前にはフレアループ内のプラズマに再加熱の兆候が確認された。本講演では、観測された青方偏移を彩層蒸発とコロナ質量放出 (CME) の 2 つの観点から議論する。

1星に搭載された High-Energy Transmission Grating

Introduction(HETG) によりその観測が実施された。これらの先太陽/恒星フレアは、磁場に蓄えられたエネルギー

行研究で捉えられた青方偏移はいずれも ∼ 100 km

が、磁気リコネクションにより突発的に解放される

s−1 程度の速度であり、星の脱出速度を下回ってい爆発現象である。エネルギー解放はフレアによる放た。そのため、両研究ともに、青方偏移が確認され射のみでなく、コロナ質量放出 (CME) と呼ばれるた複数の輝線について、その形成温度から青方偏移

プラズマの噴出現象でも行われる場合がある。特に、恒星におけるフレア・CME は、それらが惑星環境にが彩層蒸発と CME のいずれに起因している可能性が高いかを議論している。一方で、HETG の観測で与える影響の観点から、近年注目されている (e.g.,

は、20 MK 以下の輝線しか観測することができない

Airapetian et al. 2020)。
過去 10 年間での本分野の最も大きな進展の一つは、恒星におけるプロミネンス噴出の検出数の増大であため、より高温 (> 50 MK) な Fe XXV Heα 輝線やFe XXVI Lyα 輝線のフレア中の青方偏移は調べらてこなかった。

る。プロミネンス噴出は CME の前段階に相当するプ

5

行われてきた (e.g., Namekata et al. 2021; Inoue et3

al. 2023, 2024a)。図 1a は、可視光において恒星フレ
ア中の青方偏移を報告している論文数の遷移を示している。この図から、1990 年から 2015 年の 25 年間

Number of papers

マー線の青方偏移という形で検出する試みが盛んにでの論文数が 6 報であるのに対し、2016 年以降には

1
5

(a)

Optical1990 2015

ラズマの噴出現象で、恒星の場合はその運動をバル

X-ray

(b)

3
1

20
16
20
17
20
18
20
19
20
20
20
21
20
22
20
23
20
24

報告数が急増していることがわかる。一方で、図 1bからわかるように、X 線での輝線の青方偏移はまだ

Year

検出数が非常に少ない。X 線での青方偏移は可視光よりも噴出のより後期の段階を反映していると考え

図 1: 過去 10 年間での、恒星フレアにおける可視光

られているため、恒星でのプロミネンス噴出が CME(a)、X 線 (b) での青方偏移を報告している論文数。

に発展しているかという観点から重要性が高い。

X 線での 2024 年の 1 報 (Inoue et al. 2024b) が本発

恒星フレアにおいて、高温プラズマの運動を示唆す

表に対応するイベントである。

る X 線での青方偏移を報告している 2 例 (Argiroﬃ etal. 2019; Chen et al. 2022) はいずれも、Chandra 衛452024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

Observation and Data Re- 3 Analysis and Result
duction
図 2 に NICER により観測された IM Peg でのフ2

レアの光度曲線を示す。本研究では、図 2b に拡大さ

全天 X 線監視装置 MAXI は、2023 年 7 月 23 日

れた 2 つの ObsID の各 GTI を Interval a0−b4 と定10:41 UT に RS CVn 型連星 IM Peg において巨大な義し、特に着目して解析を行った。
恒星フレアが発生していることを検知した。IM Peg
図 3 に Interval a0−a4 と b0−b4 の時間帯をそれは K 型巨星 (M = 1.8M⊙ , R = 13.3R⊙ ) と G 型主
ぞれ積算した広帯域スペクトルを示す。これらの広系列星から成る連星系であり、K 型星の表面での脱帯域スペクトルは 3 温度の衝突電離平衡 (CIE) プラ
出速度は ve = 230 km s−1 である。MAXI の光度ズマでフィットされ、その温度は Interval a0−a4 で曲線から、本フレアのエネルギー規模は 2-10 keV では 92 MK、15 MK、0.92 MK、b0−b4 では 64 MK、
5 × 1037 erg と推定されている (Iwakiri et al. 2023)。
13 MK、0.92 MK であった。さらに、図 3 内の拡大
その後、MAXI のアラートを受けて、約 6 時間後図に示されている通り、これらのスペクトルには Feの 16:52 UT に、X 線望遠鏡 NICER が追観測を開始
XXV Heα 輝線、Fe XXVI Lyα 輝線が確認された。
し、観測は最終的に 8 月 2 日 06:00 UT まで 1 週間
そして、残差にも現れているように、これらの輝線
以上続けられた。本研究では、この NICER によるが青方偏移している兆候が見られた。
追観測のデータ (ObsIDs: 6203900101–6203900111)
次に、鉄輝線の青方偏移とその時間変化を詳細を解析した。
に調べるために、各 Interval ごとに 5−9 keV のデータ処理は一般的な NICER の解析手順に従っ
狭帯域でのスペクトル解析を行った。モデルはべて、HEASoft ver. 6.32.1 と CALDB ファイル (ver.
き関数に Fe XXV Heα 輝線と Fe XXVI Lyα 輝
xti20221001) を用いて行った。まず、nicerl2 により
その後 xselect を用い光度曲線を、nicerl3-spectを用いてスペクトル、レスポンス、バックグラウンド
スペクトルを抽出した。また、Good Time Interval(GTI) ごとに分割したスペクトルを、nimaketime、Counts (s 1 keV 1)

データのスクリーニング、キャリブレーションを行い、12.12.1、

ratio

niextract-event、nicerl3-spect を用いて抽出した。スペクトル解析には Xspec ver.

a0 a1

700

100

b2

b3

b4

obsid: 6203900101
obsid: 6203900102

ratio

300

(b)

a2 a3 a4 b0 b1

500

500

300
MAXI Detection

cps (0.3-4 keV)

700

(a)

Counts (s 1 keV 1)

PyXspec ver. 2.1.0 を利用した。

0.2

0

2

0.4

4

0.6

0.8

6

Time (day) from MJD 60148.5

1.0

1.2

8

2
6.5

7.0

10 1
1.5
0.5

6.5

7.0

vapec (92 MK)
vapec (15 MK)
vapec (0.92 MK)
BKG (3C50)

103 (b) 6203900102 (Interval b0 b4)

3

0.5

101
10 1
1.5
0.5

vapec (64 MK)
vapec (13 MK)
vapec (0.92 MK)
BKG (3C50)

0.5

1.0

2.0

Energy (keV)

5.0

図 3: バックグラウンドを差し引いた Interval a0−a410(panel a) と b0−b4 (panel b) での X 線スペクトル。
黒線は 3 温度の CIE モデルの合計を表し、赤、緑、

IM Peg の光度曲線。1 ビンは 64 秒に対応し、時刻原
点は MJD 60148.5 (2023 年 7 月 23 日 12:00 UT) に対応する。(b) 最初の 2 つの ObsID を拡大した光度曲線。a0−b4 は、スペクトル解析における Interval

10

101

1.4

図 2: (a) NICER により観測された 0.3−4 keV でのを表す。 (Inoue et al. 2024b, より引用)

103 (a) 6203900101 (Interval a0 a4)

水色、の順番に温度の高いコンポーネントに対応する。藍色の実線は、バックグラウンドのスペクトルを表す。右上には、Fe XXV Heα 輝線付近を拡大したパネルが表示されている。 (Inoue et al. 2024b, よ
り引用)

46

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: (a) 現象論的モデルによりフィットされた Interval b1 のスペクトル。緑、青の網掛け領域は観測された Fe XXV Heα 輝線、Fe XXVI Lyα 輝線の中心エネルギーの 90%信頼区間を表す。緑、青の点鎖線は実験室系でのそれぞれの輝線中心を表す。(b) 理論モデルから予測される、Interval b1 での温度 (Teb1 ∼ 76

MK) に対応する CIE プラズマのスペクトル。(c) (b) で示された理論モデルに NICER のレスポンスをかけたスペクトル。(Inoue et al. 2024b, より引用)
線に対応するガウシアンを足した現象論的モデル

め (図 4c)、それと観測された輝線中心との差分(powerlaw+gauss1+gauss2) を用いた。各 Interval

をとりドップラー速度を計算する。

のスペクトルをこのモデルでフィットしたところ、Interval b1 のスペクトル (図 4) において最も青方という手順で行った。Interval b1 のスペクトルでの Fe

XXV Heα 輝線の中心エネルギーは 6.74 ± 0.01 keV偏移の速度が大きいことがわかった。なお、青方偏であり、上記の手法でドップラー速度に変換すると移の速度は−2200 ± 600 km s−1 であった。一方で、Fe XXVI

1. 各 Interval において、5−9 keV の帯域で連続光 Lyα 輝線のドップラー速度は 500 ± 3500 km s−1 で、のみを CIE モデルでフィットし、電子温度を見 誤差の範囲で定量的に青方偏移の有無を確認することはできなかった。

積もる。

2. 得られた電子温度から CIE プラズマを仮定し、理論モデルから予想されるスペクトルを Py-

AtomDB で作成する。 (図 4b)3. モデルから予想されるスペクトルに NICER のレスポンスをかけて輝線中心のエネルギーを求これらの手法を各 Interval に適応することで得られた、電子温度と Fe XXV Heα 輝線の中心エネル
ギーのドップラー速度の時間変化を図 5 に示す。ドップラー速度は ∼ 0.6 day ごろに最大値をとり、その直前に電子温度に 60 MK から 100 MK への再加熱の兆候が見られることが明らかになった。

47

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
観測には、昨年に打ち上げられた X-Ray Imaging and(a)Spectroscopy Mission (XRISM; Tashiro et al. 2020)
衛星に搭載されたマイクロカロリメーター Resolve(Ishisaki et al. 2018) が必要であり、今後の観測が期
(b)

待される。

Acknowledgement
本研究は岩切渉氏 (千葉大)、榎戸輝揚氏、内田裕之
図 5: (a) 5−9 keV の連続光から見積もられた電子氏 (京大)、栗原明稀氏, 辻本匡弘氏 (ISAS/JAXA)、

温度の時間変化。 (b) Fe XXV Heα 輝線の中心エネ

野津湧太氏 (コロラド大)、濱口健二氏、Gendreau

ルギーのドップラー速度の時間変化。時刻原点は図Keith 氏、Arzoumanian Zaven 氏 (NASA/GSFC)、

2 と同様。 (Inoue et al. 2024b, より改変)

鶴剛氏 (京大) との共同研究です。本研究を進めるに
あたり、多くのご貢献をいただいた共同研究者の皆4さまに感謝いたします。

Discussion and Conclusion
本研究で発見された青方偏移の起源には、CME とReference

彩層蒸発の 2 つの可能性が考えられる。まず、太陽での典型的な彩層蒸発の速度が ∼ 100 km s−1 であAirapetian, V. S., Barnes, R., Cohen, O., et al.
2020, International Journal of Astrobiology, 19, 136.
doi:10.1017/S1473550419000132

るのに対し、検出された青方偏移の速度が ∼ −2200

km s−1 であるという点からは、CME 由来の可能性が高いと言える。太陽で観測されてきた CME の速 Argiroﬃ, C., Reale, F., Drake, J. J., et al. 2019, Nature度 (−20 − −3000 km s−1 ; Webb & Howard 2012) は

Astronomy, 3, 742. doi:10.1038/s41550-019-0781-4

観測された速度を説明可能である。青方偏移が CME

Chen, H., Tian, H., Li, H., et al. 2022, ApJ, 933, 92.
doi:10.3847/1538-4357/ac739b

由来であると仮定すると、IM Peg のような特に活Inoue, S., Maehara, H., Notsu, Y., et al. 2023, ApJ, 948,
9. doi:10.3847/1538-4357/acb7e8

動性の高い恒星の場合は、CME のプラズマの温度が ∼ 60 MK と非常に高温であることも初めて示唆される。太陽での CME は数 MK 程度であり (e.g.,

Sheoran et al. 2023)、これまでの恒星での X 線の先
行研究 (Argiroﬃ et al. 2019; Chen et al. 2022) においても ∼ 10 MK 程度の温度の輝線しか観測されてInoue, S., Enoto, T., Namekata, K., et al. 2024a, PASJ,76, 175. doi:10.1093/pasj/psae001
Inoue, S., Iwakiri, W. B., Enoto, T., et al. 2024b, ApJL,
969, L12. doi:10.3847/2041-8213/ad5667
Ishisaki, Y., Ezoe, Y., Yamada, S., et al. 2018,
Journal of Low Temperature Physics, 193, 991.
doi:10.1007/s10909-018-1913-4

いなかった。
一方で、彩層蒸発を支持する結果として、速度のピークの 1 時間前に見られた電子温度の再加熱の兆Iwakiri, W., Hamaguchi, K., Gendreau, K., et al. 2023,
The Astronomer’s Telegram, 16152

候が挙げられる。何らかの要因により、フレアピー
クから約半日後のタイミングで彩層のプラズマが再Namekata, K., Maehara, H., Honda, S., et al. 2021,
Nature Astronomy, 6, 241. doi:10.1038/s41550-02101532-8

加熱され、太陽では見られないような高速な彩層蒸発を引き起こした可能性も棄却できない。
将来的にこれらの 2 つの説を判定するには、今回のようなケースにおいて、輝線全体が青方偏移しているのか、青方偏移した成分としていない成分が足し合わ

Sheoran, J., Pant, V., Patel, R., et al. 2023, Frontiers in Astronomy and Space Sciences, 10, 27.
doi:10.3389/fspas.2023.1092881

されているのかを判定する必要がある1 。そのような

Tashiro, M., Maejima, H., Toda, K., et al. 2020, SPIE,
11444, 1144422. doi:10.1117/12.2565812

1 この場合、前者は彩層蒸発、後者は CME に対応する。

Webb, D. F. & Howard, T. A. 2012, Living Reviews in
Solar Physics, 9, 3. doi:10.12942/lrsp-2012-3

48

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太恒 a10

せいめい望遠鏡と TESS の同時測光分光観測で迫る M型星フレアの可視連続光時間発展と温度変化
市原

晋之介

49

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

せいめい望遠鏡と TESS の同時測光分光観測で迫る M 型星フレアの可視連続光時間発展と温度変化
市原 晋之介 (京都大学大学院 理学研究科 宇宙物理学教室)

Abstract
太陽や恒星のフレアは恒星表面で発生する爆発・増光現象であり、磁気リコネクションにより磁気エネル
ギーが解放されることで発生する。太陽フレアのエネルギーは 1029-32 erg 程度だが、低温 M 型星などでは1033 erg を超える「スーパーフレア」が頻繁に発生する。恒星フレアに伴う紫外線は周囲の系外惑星の化学進化に影響を与えるため、その放射量の観測的評価が期待されている。さらに、紫外線から可視光に至る連続光放射は放射エネルギーの大部分を解放すると考えられており、恒星フレアのエネルギー収支の観点でも重要だが、その放射機構は未解明である。先行研究では、恒星フレアの多色測光観測から、黒体放射近似による放射温度の推定が行われてきた (Hawley & Fisher 1992)。特に、近年の高時間分解能の多色測光により、分スケールでの放射温度変化が示され、温度変化は極めて激しいことが示唆されている (Howard et al.

2020)。しかし、多色測光では連続光と強い輝線の分解ができないため、連続光の見かけの放射温度に過ぎず、放射機構の解明には至らない。短時間で変化する連続光の放射機構に迫るためには、高い時間分解能で連続光と輝線を分離する「分光」観測が必要であるが、数例の報告例しかない (Kowalski et al. 2013)。
そこで我々は、京大せいめい望遠鏡の広波長域面分光装置 (410-850 nm) と TESS 衛星 (600 − 1, 000 nm)を用い、磁気活動が高い M 型星 EV Lac(年齢 3 × 108 yr、自転周期 4.3 日) を対象に 1-2 分の時間分解能で同時測光・分光観測を行った。その結果、2019 年 9 月 14 日に 1031 erg 級のフレアを検出することに成功した。スペクトル解析の結果、フレアピーク時の連続光スペクトルは約 10,000 K の黒体放射でうまくフィット
できることが分かった。この結果は、ピーク時には光学的に厚い高温プラズマが形成されていたことを示唆する。本講演では、これらの時間変化に加え、その物理的解釈を議論し、更に今後の展望を述べる。

1

される放射エネルギーが各波長域にどう分配される

Introduction

か、またその放射機構は未解明である。一方で、紫フレアとは、太陽や恒星の表面で発生する爆発・増光現象であり、その発生機構は磁気リコネクショ
ンによる磁気エネルギーの解放であると考えられて外線域から可視光域に至る連続光放射は恒星フレアで解放される放射エネルギーの大部分を解放すると考えられており、紫外域から可視光域にかけてのフいる。解放された磁気エネルギーは運動エネルギー

レア観測はエネルギー収支の観点からも重要である。

や放射エネルギーに変換され、太陽や恒星において先行研究では、恒星の可視連続光フレアは分ス

しばしば突発的な増光が観測される。太陽フレアでケールで温度が急激に変化することがわかっており解放される典型的なエネルギーは 1029-32 erg であるが、低温 M 型星ではその 10 倍以上の 1033 erg を超えるスーパーフレアと呼ばれる現象も観測されておな彩層輝線の増光も観測されている Fuhrmeister etal. (2008)。そのため、フレアに伴う詳細な温度変化を知るためには時間分解能が高く、輝線と連続光をり、磁気活動が非常に活発であるためその発生頻度は高いことが知られている。

分解できる広波長域の分光観測が必要であるが、そ恒星フレアに伴って放射される紫外線は周囲の系

れらを両立した観測例はまだ少ない (e.g. Kowalski

外惑星の化学進化に影響を与えるため、その観測的et al. 2013)。そこで、本研究では可視連続光の観測評価が期待されており、恒星フレアを対象とした研に着目し、恒星フレアの詳細な温度変化を調べ、激究は活発に行われている。恒星フレアはこれまで様々な波長域で観測されてきたが、フレアに伴って解放(Howard et al. 2020)、また Hα 線をはじめとする様々

しい温度変化が放射エネルギーの推定に与える影響を調査した。

50

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

Observationを引いて得られた差分スペクトルをプランク関数でフィッティングした。

可視光測光観測は TESS 衛星によって得られてデータを使用し、可視連続光 (白色光) の変化を捉えた。

TESS 衛星の観測波長域はおよそ 6000 − 10000 Å、
時間分解能はおよそ 2 min である。また、せいめい望
遠鏡と低分散面分光装置 KOOLS-IFU を用いた分光観測によって得られたデータを使用した。KOOLS-IFU の観測波長域は 4300 − 8000 Å、波長分解能は∆λλ ∼ 500、時間分解能は ∼ 52 sec である。

本研究で対象とした天体は M 型矮星 EV Lac であ

図 1: TESS 衛星の光度曲線。横軸: フレアピークかる。2019 年 9 月 14 日にせいめい望遠鏡と TESS 衛らの経過時間 [min]。縦軸:TESS の静穏時のフラック星でフレアの同時観測に成功した。この天体は自転

スで規格化した静穏時からのフラックスの増分。グ

周期 4.38 日 (Pettersen. 1980)、年齢 3 × 108 年、静レーの網掛部分は、静穏時として扱った時間帯を表

穏時の有効温度は 3270 ± 80 K(Paudel et al. 2021)している。フレアピーク時刻を 0 として-100 min から-40 min の間のスペクトルの平均を静穏時スペクである。また、フレア発生頻度は ∼ 0.1 event/h でトルとして用いた。

あり (Schmidt et al. 2012)、活発なフレア星として知られている。現在までに白色光や近紫外線をはじめ、X 線 (Inoue et al. 2024)、また近赤外線など様々な波長域でフレアが検出されている。

2.2

温度 T とスケール因子 A をパラメータとし、プランク関数を用いた。
A
1
Bλ ∝ 5
λ exp(hc/λkB T ) − 1(1)c は光速、h はプランク定数、kB はボルツマン定数

Analytical methodである。その結果、黒体輻射を仮定したフレアピー

KOOLS-IFU で得られたフレア中のスペクトルか

ク時の温度は 8122 ± 273 K となった (図 2)。

らフレア前静穏時のスペクトルを引くことで、差分また、同様のフィッティングをフレア中の各スペク

スペクトルを作成した。この差分スペクトルはフレアトルで行い、フレア温度の時間変化を得た (図 3)。

の増光成分を表しており、プランク関数でフィッティ
ングすることにより、フレアの増光成分が黒体輻射である場合の放射温度を推定した。フィッティング

3.2

エネルギー推定は python パッケージの SciPy.optimize.curve ﬁt をTESS 光度曲線の増光量とフレア温度を用いてフ用いて行った。このフィッティングを TESS 衛星のレアの放射エネルギーを算出した (Shibayama et al.

測光データから確認できるフレア増光中の各スペク

2013)。黒体放射を仮定すると、ボロメトリックなフトルで行い、フレア増光成分の温度変化を得た。

レアの光度 (Lf lare (t)) は、フレア温度 (Tf lare (t))、フまた、得られた温度変化グラフと TESS の光度曲線

レア面積 (Af lare (t))、Stefan-Boltzmann 定数 (σSB )を用いて、フレアの放射エネルギーの推定を行った。 を用いて以下のように算出できる。

Lf lare (t) = σSB Tf4lare (t)Af lare (t)3Results

3.1

黒体輻射でフィッティング

せいめい望遠鏡の分光観測で得られたフレア中のスペクトルからフレア前静穏時のスペクトル (図 1)(2)

また、Af lare (t) の推定には、観測される恒星の光度(L′star )、恒星フレアの光度 (L′f lare (t))、TESS の光度曲線のフレア増光量 (Cf′ lare (t)) を用いた。それぞれは以下のように算出される。
∫
2
L′star = Rλ Bλ(Tef f ) dλ · πRstar

51

(3)

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

Cf′ lare (t) = L′f lare (t)/L′star(5)λ は波長、Bλ(T ) は温度 T におけるプランク関数、Rλ は TESS の応答関数 (図 4)、Rstar は恒星半径、Tef f は恒星の有効温度である。

図 2: KOOLS-IFU で得られたフレアピークのスペク
トルからフレア前静穏時スペクトルを引いた差分ス
ペクトル (青線) と、フィッティングしたプランク関数(赤線)、またその誤差範囲 (橙網掛)。横軸: 波長 [Å]。 図 4: TESS 衛星の応答関数 (出展：SVO Filter Proﬁle
縦軸:ﬂux density[erg · cm−2 · sec−1 · Å−1 ]。誤差範囲 Service )。横軸: 波長 [Å]。縦軸: 各波長に対する応答。
はスケール因子 A は固定したまま温度を T ± 3σT とこれらの方程式から、Af lare (t) は以下のように推したプランク関数である (σT = 91K)。灰色で網掛にしている波長域は、水素バルマー輝線などがあり、

定できる。

∫

フィッティングに用いていない区間である (Kowalski

2∫
Af lare (t) = Cf′ lare (t)πRstar

et al. 2013)。

Rλ Bλ(Tef f ) dλRλ Bλ(Tf lare (t)) dλ(6)

これらを用いて、フレアのボロメトリックなエネ
ルギー (Ef lare ) は Lf lare (t) をフレア開始から終わりまで時間積分することで算出できる。

∫
Ef lare =Lf lare (t)dt(7)

f lare

これらの式を用いて計算すると、今回観測したフレアの放射エネルギーは 2.79 × 1031 erg であることがわかった。

4
図 3: フレア成分の温度変化 (黒点) と TESS の光得られたフレアピーク時のフレア温度は、しばし度曲線 (青線)。横軸: フレアピークからの経過時間[min]。左縦軸: フレア温度 [K]。右縦軸:TESS の静穏
時フラックスで規格化した静穏時からのフラックスの増分。フレア温度のエラーバーは ±3σT 。

Discussionば黒体放射で近似する際に使われる 9000 K と近い値が得られた (Howard et al. 2020)。また、フレア温度はすぐに低下し、ピークからおよそ 20 分後にはピー
ク温度の半分になったことから、激しい温度変化を確認できる。

L′f lare (t) =また、エネルギー推定の結果、放射エネルギーは∫Rλ Bλ(Tf lare (t)) dλ · Af lare (t)(4)

およそ 1031 erg となったが、一方で温度変化を考慮せずにフレアピーク時の温度が続くと仮定してエネ

52

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
ルギーを計算すると、6.40 × 1032 erg となり、温度変化を考慮した計算と比較して 1 桁程度大きく見積もPaudel, R. R., Barclay, T., Schlieder, J. E., et al. 2021,
ApJ, 922, 31

られていることになる。急激な温度の低下を考慮に入れたエネルギー推定では、先行研究のエネルギー

Schmidt, S. J., Kowalski, A. F., Hawley, S. L., Hilton,
E. J., Wisniewski, J. P., & Toﬄemire, B. M. 2012,
ApJ, 745, 14推定の結果と比べて桁で小さくなる可能性がある。

5Pettersen, B. R. 1980, Astron. J., 85, 871.

Shibayama, T., Maehara, H., Notsu, S., et al. 2013,
ApJS, 209, 5.

Conclusion
本研究では、恒星フレアの放射機構や波長に対する放射エネルギーの分配を知るため、M 型矮星 EV

Lac の測光・分光データを解析し、フレア中の詳細な温度変化と可視連続光域の放射エネルギーを調べた。その結果、黒体放射と仮定したピーク時のフレ
ア温度はおよそ 8000 K であり、ピークの後鋭く温度が低下することを確認できた。また、求めたフレ
ア温度を用いて放射エネルギーを算出すると、およそ 1031 erg であった。今回のエネルギー推定にはフレア温度の時間変化だけでなく、フレア面積 Af lareの寄与が大きく関係したと推測できる。フレア面積

Af lare やフレア光度 Lf lare の時間変化を詳しく調べることも今後の課題である。また、観測データと理論モデルを比較することで、光学的厚さ等も考慮したより詳しい放射機構の解明に繋げたいと考えている。

Acknowledgement
本研究は、野上大作准教授、前原裕之氏、行方宏
介氏、野津湧太氏、本田敏志氏、幾田佳氏、柴田一成氏との共同研究です。本研究、および夏の学校準備を支えてくださった全ての方々に深く感謝いたします。

Reference
Kowalski, A. F., Hawley, S. L., Wisniewski, J. P., et al.
2013, ApJS, 207, 15
Fuhrmeister, B., Liefke, C., Schmitt, J. H. M. M., &Reiners, A. 2008, A&A, 487, 293
Hawley, S. L., & Fisher, G. H. 1992, ApJS, 78, 565
Howard, W. S., Corbett, H., Law, N. M., et al. 2020,
ApJ, 902, 115
Inoue, S., et al. 2024, ApJ, 969, 12

53

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太恒 a11

磁気活動性の高い K 型星 PW And の H α線と近赤外
Ca 三重輝線での分光観測
永田

晴飛

54

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

磁気活動性の高い K 型星 PW And のHα 線と近赤外 CaII 三重輝線での分光観測
永田 晴飛 (兵庫県立大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽ではフレアと呼ばれる爆発現象や黒点の生成など活動性が確認されている。これらの原因や構造を詳しく理解するために、太陽を含めた様々な恒星で活動性の指標となる彩層輝線の観測が行われてきた。例えば Namekata et al .(2022) では、太陽型星の Hα 線を観測し、その輝線プロファイルの時間変化から、スーパーフレアに伴うプラズマ噴出を明らかにした。彩層輝線としてこれまでは Hα 線の他に CaII HK 線がよく用いられているが、低温の星では CaII HK 線は観測しづらい。そこで本研究では、西はりま天文台のなゆた
望遠鏡と可視光分光装置 MALLS を用いて高い活動性を示す K 型星「PW And」について、複数の彩層輝線（Hα 線、近赤外 CaII 三重輝線:CaII IRT）を含む波長域で観測を行い、自転による黒点の見え隠れと同期した強度変化が各輝線で見られるかどうか、また、Ca 輝線が Hα 線と同様に活動性を反映するかを調べた。自転周期や白色光での変化を確認するために観測は TESS 衛星による観測と同時期とし、2022 年 10 月に行った。その結果、Hα 線では TESS 衛星のデータから得られた自転周期に伴う等価幅の変動が見られ、黒点の見え隠れと同期することを確認した。しかしながら、CaII IRT では Hα 線の等価幅が大きく増加した
ときに、わずかに増加が見られたものの、強い相関は見られなかった。このことは活動性を示す彩層輝線として近赤外 CaII IRT も有用であるが感度は Hα 線と比べて高くないことを意味する。また、2022 年 10 月

5 日に Hα 線でフレアと思われる増光が見られた。この時の各輝線では青方偏移した超過成分が見られ、Hα線での青方偏移速度は 85 km/s 程度であることが分かった。これはフレアに伴うプロミネンス噴出によるものと考えられる。

1

導入

線は水素のバルマー線のうち主量子数 n = 3 と n =2 のエネルギー準位の間を遷移するときに見られる
太陽ではフレアと呼ばれる爆発現象や黒点の生成

スペクトル線であり、その中心波長は 6563 Åであなど活動性が確認されている。これらの活動性の原る。カルシウム原子が加熱されると電離カルシウム

因は、自転に伴う磁気エネルギーによるものと考えの共鳴線である CaIIHK 線 (3968,3634 Å) や CaII 三られているが、詳しくはわかっていない。太陽を含重輝線 (8498,8542,8662 Å) が放出される。

む恒星の活動性の原因や構造を詳しく理解するため

黒点の増減による輝線領域の変化や、フレアなどに、太陽を含めた様々な恒星で活動性の指標となるによる輝線の放出などによる輝線の増減を分光観測

彩層輝線の観測が行われてきた。現在、太陽についによって調べることで、活動性の変動を知ることがては太陽が十分に近い距離にあるため、空間的に分できるため、太陽を含め様々な恒星で分光観測によ解した観測が可能であり、現象そのものを取り出しる活動性の調査が行われてきた。例えば Namekataて詳細な観測が進められている。しかし、恒星の観

et al .(2022) では、太陽型星の Hα 線を観測し、そ測においては空間分解した観測を行うことができず、 の輝線プロファイルの時間変化から、スーパーフレ星は点源としてのみ観測される。そのため、太陽観

アに伴うプラズマ噴出を明らかにした。

測の知見から得られた活動性とみられる現象の間接

太陽での Hα 線と CaII K 線の関係を調べた先行研

的証拠を観測することで恒星の活動性の観測が行わ

究 (livingston et al.,2007) では、CaII HK 線と Hα 線

れている。

の中心強度において相関が確認されている。また、こ輝線領域において、彩層大気が加熱されることでのような相関は他の恒星でも確認されている。恒星Hα 線やカルシウム輝線などの輝線が発生する。Hαでの彩層輝線についての先行研究として、Walkowicz

552024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校& Hawley.(2009) では M 型星 81 天体の CaII K 線と2.2

Hα 線の等価幅の相関を調べた。活動的な天体は全体として CaII K 線と Hα 線の両方で大きな発光を生じ相関がみられるが、特定の星を時間分解した測定で解析

まず、プログラミング言語 Python を用いて、TESS
衛星による測光データから PW And の周期を Lomb-

Scargle ピリオドグラム法で導出し、導いた周期では必ずしも正の相関がみられるわけではないことが光度曲線を折り返した。また、観測した分光データ報告されている。

の解析には The Imaging Reducation and Analysis

このように、これまでの研究では彩層輝線として

Hα 線の他に CaII HK 線がよく用いられているが、低温の星では CaII HK 線は観測しづらい。そこで本研究では、西はりま天文台のなゆた望遠鏡と可視光分光装置 MALLS を用いて高い活動性を示す K 型星
「PW And」について、複数の彩層輝線（Hα 線、近Facility(IRAF) software package を使用し、観測したデータを一助処理を行った。一次処理後、Hα 線とCaII IRT のスペクトルの等価幅、中心強度の測定を行い、各波長域の相関や TESS 衛星による測光デー
タとの比較を行った。

赤外 CaII 三重輝線:CaII IRT）を含む波長域で観測を行い、自転による黒点の見え隠れと同期した強度変化が各輝線で見られるかどうか、また、Ca 輝線がHα 線と同様に活動性を反映するかを調べた。

3

結果・議論

3.1

PW And の自転周期

TESS 衛星による測光データから PW And の周

2

手法

2.1

観測

期を Lomb-Scargle ピリオドグラム法で導出し、PW

And の周期は 1.747 日と導出した。一方、 Bahar etal., 2023 では 1.7566 日であったため、おおむね正し
く導出できていると考えられる。図１は TESS 衛星

本研究では TESS 衛星の撮影と同時期である 2022
年 10 月に西はりま天文台のなゆた望遠鏡と可視光分光装置 MALLS を用いて観測したデータを解析した。

による光度曲線の頻度分布である。また、図 2 は求めた自転周期で光度曲線を折り返したものである。

本研究で用いた彩層ラインは Hα 線（6563 Å）、近赤
外 CaII 三重輝線（8498,8542,8662 Å、以下 CaII IRTと表記）である。また、露出時間は Hα 線は 180 s、

CaII IRT は 300 s とし、天候状況により適宜露出時間を変更した。
観測対象星は PW Andromedae = HD 1405（以下PW And）とした。PW And は mv=8.6 と比較的明るい天体である。K 型主系列星であり活動性の高い天体として知られている。表面温度は 5000 K で K型に分類される。太陽の年齢は 4.6 Gyr であり表面

図 1: TESS 衛星による光度曲線の頻度分布。

温度が 6000 K の G 型であることから、PW And は
若い太陽型星であるといえる。分光観測から Hα 線
や CaII の輝線が観測されており、たびたびフレアと思われる Hα 線などの増光が確認されており、活動3.2

性が高いとされている。
また、等価幅の測定の際に用いるために HD 4628

Hα 線と CaII IRT の等価幅の関係

次に、なゆた望遠鏡と MALLS で撮影した画像を一次処理し、Hα 線と CaII IRT の等価幅を測定したを標準星として PW And と同様の設定で撮影した。 結果を、図 2 と重ね合わせた（図 3）。図 4 は Hα 線の等価幅のみを拡大し図 2 にプロットしたもの。図

3 の赤い丸で囲んでいる 22/10/5 を除いて Hα 線の等価幅の変動が白色光の光度曲線と逆相関になって56

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 周期で折り返した PW And の光度曲線 (TESS

図 4: 周期で折り返した PW And の光度曲線 (TESS

衛星)

衛星) と 2022 年 10 月 5 日を除く Hα 線の等価幅変化 (なゆた望遠鏡)

いることがわかる。これは、黒点の見え隠れによるものであると考えられる。しかし、CaII IRT の等価
幅は自転位相に伴った明確な変化が見られず、活動性を示す彩層輝線としては Hα 線より感度が低いと
みられる。

3.3

Hα 線と CaII IRT の中心強度の関係

また、等価幅での Hα 線と CaII IRT の強い相関はみられなかったが、各波長域の中心波長での強度を

図 5: CaII （8542 Å）と Hα 線での中心強度の関係。

測定した結果 CaII （8542 Å）で Hα 線と相関がみ

横軸は CaII （8542 Å）、縦軸は Hα 線の中心強度でられた（図 5）。

ある。と 6 日では PW And の光度曲線では同程度の FLUXになっているが、Hα 線のスペクトルをみると 10 月

5 日はスペクトルの広がりと増光が見られる。このスペクトルの形から青側（短波長側）に非対称な広がりが見られたため、非対称性を調べた。
その手順としては、まず 10 月 5 日と同程度の周期にあり、目立った増光が見られない 10 月 27 日の PW

And のスペクトルとの差分をとり、その差分スペク
トルをフレア成分とした。青方偏移成分を含まない

図 3: 周期で折り返した PW And の光度曲線 (TESS衛星) と輝線の等価幅変化 (なゆた望遠鏡)。赤い丸で囲った点は 2022 年 10 月 5 日である。

線プロファイルを抽出するため、 Hα 線中心線より長波長側の成分を Voigt 関数でフィットした。この
際、Voigt 関数の中心は Hα 線中心に固定した。次に、フィットによって得られた対称な線プロファイ
ルを減算した。本研究では、この結果得られた残差

3.42022 年 10 月 5 日に見られるフレアに を「青方偏移成分」として定義した（図 7）。この残ついて差をガウス関数でフィットし、フィットしたガウス関

観測期間中 2022 年 10 月 5 日に Hα 線でフレアと思われる増光が見られた。図 6 をみると、10 月 5 日

数の中心に対応するドップラー速度を青方偏移速度として推定した（図 8）。Hα 線での青方偏移速度は572024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
85.36±5.45km/s であることが分かった。PW And の自転速度は 23.9km/s であり、自転による青方偏移ではないことがわかる。太陽フレアに起因する彩層上昇流の典型的な速度は、約 10km/s であるが、これは観測された青方偏移速度と比較して非常に小さい。
一方、太陽のプロミネンス噴出の典型的な最大速度は約 300 km/s であるため、10 月 5 日に見られた成分はフレアに伴うプロミネンス噴出によるものと考えられる。
図 8: 青方偏移成分のガウシアンフィットの例。下軸は波長を示す。青の実線は差分スペクトルから Voigt関数のフィットを差し引いた残差を示している。赤色の点線はその残差の Gauss 関数のフィットであり、中心波長は 6561.13 Åとなった。この中心波長から6563 Åとの差から青方偏移成分の速度を導くことが
できる。

結論

4

図 6: 2022 年 10 月 5 日 6 日の TESS 衛星による光度曲線と観測したスペクトル。赤、オレンジ色の点

西はりま天文台の 2 ｍなゆた望遠鏡と可視光分光

線はなゆた望遠鏡での観測の時期を表している。光装置 MALLS を用いて PW And を Hα 線と近赤外度曲線では 2 日とも同程度の ﬂux であるが、10 月 5

CaII 三重輝線を中心波長として複数回分光観測した。

日の Hα 線のスペクトルには広がりがみられる。

Hα 線では自転周期に伴う等価幅の変動が見られ、黒点の見え隠れと同期することを確認した。Hα 線の等価幅が特に大きく増化を示したとき、近赤外 CaII 三
重輝線でもわずかに増加が見られたものの位相に対しては強い相関は見られなかった。活動性を示す彩層輝線として、近赤外 CaII 三重輝線も有用であるが感度は Hα 線と比べて高くないことが分かった。2022
年 10 月 5 日にフレアとみられる Hα 線での大きな増光が確認され、青方偏移の速度は約 85km/s であり、これはフレアに伴うプロミネンス噴出によるものと考えられる。

図 7: 青方偏移成分抽出のための差分スペクトルフィッ
ティング例。下軸は波長を示す。上図の青色の実線

5は平常時との差分スペクトル、オレンジの点線は Hα

参考文献

線中心線より長波長の観測データに対する Voigt 関

Namekata, K., et al. 2022, Nature Astronomy, 6,

数のフィット を表す、下図の赤色の実線は差分スペ

241

クトルから Voigt 関数のフィットを差し引いた残差をlivingston,W., et al.2007, Astrophys.J, 657:1137-

示している。

1149
Walkowicz, Lucianne M.; Hawley,Suzanne L.2009,
Astrophys.J, 137:3297-3312

58

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太恒 b01恒星の高分散分光観測による r プロセス元素組成の
調査
古塚

来未

59

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

恒星の高分散分光観測による r プロセス元素組成の調査
古塚 来未 (兵庫県立大学大学院 理学研究科)

Abstract
鉄より重い金などの元素は中性子捕獲過程で合成されるが、このうち、中性子捕獲の速度が速い r プロセスの起源は未だ明らかになっていない。r プロセスの具体的な起源の候補のうち、中性子星合体は 2017 年に重力波によって観測され、有力な候補となっている。一方、大気中の化学組成に宇宙初期の元素合成の結果を反映していると考えられる金属欠乏星の観測では、アクチノイド元素のトリウム、ウランが他の r プロセス
元素に比べて極端に多いアクチノイドブースト星が見つかってきた。このような星の起源は不明だが、r プ
ロセス起源の多様性を示唆する。r プロセスの起源を調べるためには、特に観測の少ない、[Fe/H] ≳-2 の恒星でトリウムの組成を見積もることが重要である。我々は、なゆた望遠鏡⁄MALLS などの観測で得られた
高分散分光データにより-2 ≲ [Fe/H] ≲ +0.4 の天体でトリウム組成を得た。太陽より高い金属量の星では、太陽より高いトリウム組成を示し、トリウム⁄ユーロピウム組成比も高い値を示すものが見られた。一方、太陽より金属量の低い星については、トリウム⁄ユーロピウム組成比は金属量によらずほぼ一定であり、これらの星のトリウム、ユーロピウムは一種類のイベントで合成されたとしても説明できる。

1

含むガスから 2 世代目の星が誕生し、その内部で元Introduction

素を合成することを繰り返す。このようにして、銀地球上には約 100 種類の元素が存在する (図 1)。

河の中で時間とともに様々な元素が増えていくこと

このうち自然に存在するものは地球が誕生したときを、銀河の化学進化という (図 2)。様々な金属量 (即ち様々な時代) の恒星で化学組成を調べれば、宇宙で元素がどのように増加したかを知ることができる。

図 1: 周期表。
に宇宙空間に存在した元素である。ビッグバンで誕生した直後の宇宙はほぼ水素 (H)、ヘリウム (He)、リチウム (Li) のみが存在し、この時代に生まれた恒星は主に水素とヘリウムのみで構成されている。恒星の内部では熱核融合反応が起こり、ヘリウムより

図 2: 銀河の化学進化。

原子番号の大きい元素が合成される。大質量 (太陽の8 倍以上) の恒星内で合成された元素は、その恒星が寿命を迎えるときに起こす重力崩壊型超新星爆発
で宇宙にばらまかれる。その後ばらまかれた元素を[X/H] = log (nX /nH )star − log (nX /nH )⊙ 。
(nX /nH ) は水素に対する元素 X の個数密度の比。この研究では[Fe/H] を金属量とする。例えば、金属量が太陽の 100 分の 1 の星は [Fe/H] =-2。
．

60

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
特に、鉄より原子番号の大きい元素は、中性子捕獲
過程で合成される。中性子捕獲過程で合成される元素の約半数を作る r プロセスの起源は、合成過程が明らかになって 60 年経った今でも議論が続いている。

2017 年には中性子星合体が重力波で観測され [1]、続いて行われた測光、分光観測により r プロセス元素が合成されたことが示唆されており (c.f. [2][3])、中性子星合体は r プロセスの起源として有力な候補である。

図 4: 恒星の Th(トリウム) 組成比の観測 [6]。

一方で、恒星の化学組成の観測からは r プロセス起源の多様性が示唆されている。宇宙の古い時代の化学2

組成をその大気に保持していると考えられる金属欠乏星は、その星が生まれる前に起こった超新星爆発などの元素合成の結果を調査する目的でも主に調べ

Methods/Instruments
and Observations
そこで、本研究では r プロセスの起源を明らかにすられてきた。特にトリウム (Th) やウラン (U) は r プ

るため、観測の少ない [Fe/H] ≳-2 の恒星で Th を検ロセスのみで合成される元素である。これらの元素

出することを目的とした。2 m なゆた望遠鏡に搭載が同じく r プロセスで合成されるユーロピウム (Eu)された可視光分光装置 MALLS のエシェルモード (波に比べて過剰な星が発見され、アクチノイドブース
ト星と呼ばれている。その起源は不明であり、r プロ
セスの起源には、複数種類の天体現象が関わること

長分解能 ∼ 35000) の観測、すばる望遠鏡の高分散分
光器 HDS(R〜70000) のアーカイブデータ (SMOKA
より取得)、ぐんま天文台 1.5 m 望遠鏡高分散分光器が示唆された [4][5] (図 3)。
アクチノイドブースト星は主に金属欠乏星で観測さ

GAOES(R〜70000) で取得されたデータにより、44
天体のスペクトルを得た。天体の大気パラメータは表

1 のとおりである。得られたデータの波長域は 5000
- 7000 Å 程度、S/N は 100 - 400 程度である。
表 1. 対象天体の大気パラメータ

1.0 ― +4.9

ミクロ乱流速度 [km/s]

0.7 ― +2.2

[Fe/H]-2.4 ― +0.3てモデル大気 (Kurucz 1993, ATLAS9) と計算コードれており、r プロセス起源を調べるうえで重要な天体である。しかし、特に [Fe/H] ≳-2 の恒星で Th を検など詳細は不明である (図 4)。

表面重力 (log g)

た、化学組成の見積もりのため SPTOOL[7] を用い

組成比の観測。

多く存在するのか、恒星の金属量と関係があるのか

4000 ― 6000

観測データの 1 次処理には IRAF を用いた。ま図 3: 金属欠乏星の Th(トリウム)/Eu(ユーロピウム)出した例は少ないため、このような星は宇宙空間に有効温度 [K]WIDTH9 により合成スペクトルを作成した。観測で得られたスペクトルと、合成スペクトルを比較する
ことで、Th、Eu の組成を見積もった。大気パラメー
タは鉄の吸収線の等価幅から TGVIT プログラム [8]を用いて算出し、鉄の吸収線の本数が少ないために算出できなかったものは先行研究の値を引用した。

61

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 7: 金属量に対するユーロピウム (Eu)/鉄 (Fe) 組
成比の分布。赤点が今回の観測結果。灰色の点は先行研究 (SAGA データベースより) の値。
図 5: HD141531([Fe/H]=-1.8) のトリウム (Th) の吸収線。黒い点が観測、赤い実線は最も観測を再現す
る合成スペクトル。灰色の実線は Th 組成無し、灰色の破線は Th 組成を 0.3 dex 変化させたときの合成
スペクトル。

図 8: 金属量に対するトリウム (Th)/鉄 (Fe) 組成比の分布。赤点、灰色点は図 7 と同様。白抜きの点は上限値を示す。青点は HD221170 の先行研究。

図 6: HD141531([Fe/H]=-1.8) のユーロピウム (Eu)の吸収線。黒い点が観測、赤い実線は最も観測を再現する合成スペクトル。灰色の実線は Eu 組成無し、灰色の破線は Eu 組成を 0.3 dex 変化させたときの合成スペクトル。

3

図 9: 金属量に対するトリウム (Th)/ユーロピウム(Eu) 組成比の分布。赤点、灰色点は図 7 と同様。

Results&Discussion

図 9 は金属量に対する Th/Eu 組成比の分布であ得られた Th、Eu 組成を金属量に対してプロットしる。太陽より金属量の低い星については、Th/Eu 組

た結果を図 7、図 8 に示す。 まず、図 7 より、[Eu/Fe]

成比は金属量に依らずほぼ一定の値が得られた。Euの傾向は先行研究と矛盾しないことを確認した。まも Th も r プロセスで合成される元素のため、r プロ

た、図 8 より、[Th/Fe] について、青い点は HD221170

セスが 1 種類のイベントで毎回同じ割合で元素を合という r プロセス元素が過剰な金属欠乏星の先行研究成すると仮定すると、金属量に対する Th/Eu 組成比[9] の値を示す。先行研究では主に 4019 Å の吸収線を は一定の傾向がみられると考えられる。よって、こ用いて Th 組成が得られており、今回 5989 Å を用い れらの星の Th、Eu は一種類のイベントで合成されて得られた結果と一致することを確認した。[Th/Fe]

たとしても説明できる。一方、太陽より高い金属量は [Fe/H]∼-0.6 では低い値が、0≲[Fe/H] では先行研の星では、太陽より高い Th 組成を示し、Th/Eu 組

究に比べて高い値が得られた。

成比も高い値を示すものが見られた。高金属量の天62

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
体では Th 組成が Eu に対して高い値を示す傾向があるかどうかは、さらなる調査が必要である。

4

Conclusionr プロセスの起源を明らかにするため、なゆた望遠

鏡⁄MALLS などの観測で天体のスペクトルを得た。
そして、-2 ≲ [Fe/H] ≲ +0.3 の 44 天体で Th、Eu の組成が得られた。太陽より金属量の低い星は、Th⁄Eu
組成比は金属量に依らずほぼ一定であり、これらの星の Th、Eu は一種類のイベントで合成されたとしても説明できる。一方、太陽より高い金属量の星は、太陽より高い Th 組成を示し、Th/Eu 組成比も高い
値を示すものが見られた。高金属量の天体では Th 組
成が Eu に対して高い値を示す傾向があるかどうか
は、さらなる調査が必要である。今後は高金属量の天体のサンプルを増やすとともに、他の重元素も調べることで元素の起源を明らかにしたい。

Reference[1] Abbott et al., 2017, PhRvL, 119, 16[2] Tanaka et al., 2017, PASJ, 69, 6[3] Watson et al., 2019, Nature, 574, 7779, 497-500[4] Holmbeck et al., 2018, ApJ, 859, 2[5] Yong et al., 2021, Nature, 595, 7866, 223-226[6] Holmbeck et al., 2023, EPJA, 59, 2, 28[7] Takeda et al., 2002, PASJ, 54, 3, 451-462[8] Takeda et al., 2005, PASJ, 57, 1, 27-43[9] Ivans et al., 2006, AJ, 645, 1, 613-633

63

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太恒 b02磁気リコネクションにおけるプラズモイド不安定性の
効果
広瀬

暖菜

64

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

磁気リコネクションにおけるプラズモイド不安定性の検証
広瀬 暖菜 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
太陽コロナで発生する爆発現象である太陽フレアは、磁気リコネクションをその駆動源とすると考えられているが、そのメカニズムはまだ解明されていない。プラズモイド不安定型の磁気リコネクションは、太陽フレアを駆動するような高速リコネクションのモデルの 1 つだが、プラズモイド不安定のような構造が見られた紫外線撮像観測は現状ほとんど存在せず、十分な観測研究が行われているとは言えない状況である。今回
は、そのうちの 2010 年 8 月 18 日に起きたフレアについて画像解析を行い、速度場の視点から当フレアが実際にプラズモイド不安定型のリコネクションかを検証した。その結果、複数の X ポイントが観測され、プラズモイド不安定型のリコネクションモデルと整合的であった。

1

FLCT で求めた、背景の時刻から次の時刻へ変化す

Introduction

る際の速度場である。右図は渦度場を表していて、赤磁気リコネクションとは、磁力線の繋ぎかえによっ

色が正、青色が負の渦度を表す。

て磁場のエネルギーをプラズマのエネルギーに変換する物理現象である。太陽フレアを駆動するような高速な磁気リコネクションのモデルの一つに、プラ
ズモイド不安定型のリコネクションがある。これは、磁気リコネクション領域のカレントシート中で無数のプラズモイドが生じ、プラズモイドの移動・合体によってインフローが促進されるというモデルである。

2010 年 8 月 18 日に発生した C4.5 クラスのリムフ
レアは、紫外線撮像観測でプラズモイド不安定のような構造が観測された数少ないフレアの一つである。

(Takasao et al. 2012) プラズモイド不安定型のリコ
図 1: 2010 年 8 月 18 日のフレアの時間変化

ネクションが生じていた場合、X ポイントが複数存在するはずである。そこで、本フレアについて速度
場の 2 次元構造を求めた。

4
2

Methods

Discussion
図 1 のオレンジの枠線で囲った部分ではインフローとアウトフローが同時に確認できた。したがって同2010 年 8 月 18 日のフレアについて、SDO/AIA が時刻に複数の X ポイントが存在していることがわか観測した 171 Å の画像を用いた。速度場を求める方法
り、本フレアでプラズモイド不安定が生じていることして、Fourier local correlation tracking (FLCT)とに矛盾しない。
(Fisher & Welsch 2008) と呼ばれる方法を使った。

3

Reference

Results

Takasao et al. 2012

図 1 は 05:13:00(上) と 05:13:12(下) のフレアの様子である。左図は背景が AIA の 171 Å、赤い矢印はFisher, & Welsch 200865

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太恒 b03太陽型星の光度曲線から復元した黒点領域の性質
徳野

鷹人

66

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽型星の光度曲線から復元した黒点領域の性質
徳野 鷹人 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
光度曲線からは恒星表面を黒点がどの程度覆っているかをある程度復元できることがわかっており、この手法により恒星の黒点領域の時間変化を模擬的に調べることができる。当研究では復元された黒点領域の時
間平均だけでなく時間標準偏差も用いた上で太陽及び太陽型星の復元された黒点領域の傾向について調査を行った。我々はまず太陽の模擬光度曲線を調べることで、復元された黒点領域の平均だけでなく標準偏差も用いることで活動期と非活動期を判別可能である可能性を指摘した。これを踏まえ、太陽類似星にも同様の解析を適用した。結果として、周期的変光の有無が活動周期に結びつけられる可能性を指摘した。これは自転周期の測定に黒点を用いていることに伴い生じる観測バイアスとして理解される。

導入

1

観測からは予想できないような極めて高い磁気活動を示す天体が数多く存在する (Reinhold et al. 2020)。

太陽では黒点生成やフレア活動といった表面磁気

このような極めて高い磁気活動が太陽でも起きるか、

活動は 100 年以上にわたり観測されており、11 年周起きないとした場合にはその恒星と太陽は何が異な期などの様々な経験的性質が判明している。これら

るかを調べるのは恒星物理の理解において非常に重は表面対流層での自転と磁場の相互作用（ダイナモ

要な課題である。

機構）を由来とすると考えられている。スペクトル

当研究では Kepler データに着目して研究を執り型で F,G,K,M 型に属する主系列星（以下 F,G,K,M行う。Kepler は最大 4 年間にわたる長期観測を行っ型星）も同様に表面に対流層を持つため、太陽と同ているため、光度曲線から復元される黒点領域の 4様の磁気活動が生じていると考えられている。

年間の時間変動をある程度追うことが出来ることが黒点生成は有効温度が静穏領域よりも低いことか期待される。しかし、その時間変動を高速自転星にら減光として観測することができる。かねてより行

おける短周期（≲8 年）の恒星磁気活動周期に直接結われていた地上望遠鏡での観測に加え、特に近年でびつけて調べた先行研究 (e.g Reinhold et al. 2017)

は宇宙望遠鏡 (Kepler, TESS) による高精度かつ高頻度の可視光測光サーベイがもたらした光度曲線 (当集はあるものの、低速自転星における長周期（≲8 年）の恒星磁気活動周期の一部として解釈して調べた研録では relative ﬂux の意) により F,G,K,M 型星によ究はほとんどなく 4 年間の時間平均を用いて統計的る黒点生成の詳細な解析を可能となった。自転によに調べた研究がほとんどである (e.g Reinhold et al.

る視線方向の面積変化により黒点による減光は光度2020)。当研究ではまず第一段階として、復元された

曲線においては周期的変動として現れるため、光度黒点領域の時間平均と時間標準偏差も用いた上で太曲線の解析から黒点 (e.g. Maehara et al. 2015, 2017;

陽及び太陽型星の復元された黒点領域の傾向についNamekata et al. 2019, 2020; Ikuta et al. 2023; Ikutaて調査を行う。

et al.

2023) や自転 (e.g. McQuillan et al. 2014;

Santos et al. 2019, 2021) に関する情報を引き出すことができる。

2

手法

2.1

データ

磁気活動における重要なパラメーターは質量と自転であり、一般に質量が小さく自転が速い恒星が強い磁気活動つまり大きな黒点領域を示すことがわかっ 2.1.1 太陽ている (e.g. Strassmeier 2009)。しかし興味深いこと
Variability of solar IRradiance and Gravity Oscilに、太陽質量程度で自転速度が２０日より遅い G 型星（太陽類似星）の中には 100 年以上にわたる太陽

lations(VIRGO; Fröhlich et al. 1995) によって得られ672024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
た 30 年間 1 時間刻みの Total Solar Irradiance(TSI)

推定から少なくとも 8 割以上は自転周期が 20 日以上

に対し Reinhold et al. (2020) と同様の Kepler を模である (Mamajek & Hillenbrand 2008; Okamoto et

した太陽の光度曲線を取得した。具体的には以下のal. 2021) ため、統計的な描像を見る当研究では太陽通りである。

と比較可能な天体できるとした。

1. 30 年間の TSI の中から適当な 4 年間を抽出する（1ヶ月刻みでサンプリングした）。

2.2

処理

2. 4 年間の TSI を 90 日ごとに分割し、各期間の TSI

Maehara et al. (2017) と同様の手法により、各を平均で規格化することでを Kepler の quarter

quarter について光度曲線から黒点領域を計算した。

ごとに区切られた relative ﬂux と同様の条件に

まず各 quarter ごとの光度曲線に対し、95%の分位点揃えた。

と 5%の分位点の差を光度曲線の減光率（の最大値）

3. 各時刻に対し Kepler の測定誤差を模したガウシ
アンノイズ (約 12 等級程度の誤差になるように施した; cf. Gilliland et al. 2011, 理由は後述) をると、黒点領域 Aspot は恒星の半径 R∗ 、静穏領域の有効温度 Tsurf,∗ 、黒点の有効温度 Tspot,∗ を用いて以下のようにかける。

加えた。

2.1.2

Rvar を得た。この減光を全て黒点による減光と考え

Aspot
Rvar =
πR2

恒星

(

4
Tspot,∗
1− 4Tsurf,∗)(1)

この時、Tspot,∗ は Tspot,∗ と Teﬀ,∗ との経験的な関係

Okamoto et al. (2021) と同様の手法で Kepler 天

式 (Berdyugina et al. 2005))(
似星を抽出し、Multimission Archive at the Space
Tspot,∗
Tsurf,∗
=f
103 K
103 K
Telescope (MAST) から Kepler 光度曲線を取得した。
体 (Brown et al. 2011) における 2006 個の太陽類

より具体的には、以下の手順を行った。

where f (x) = −35.8x2 + 1249x + 808

1. Berger et al. (2018) で報告された Kepler 天体(2)を用いて計算する。

の Gaia による結果を用いて、有効温度 Teﬀ が得 ら れ た 各 quarter（i で ラ ベ ル 付 ）の 黒 点 領

太陽に近い 5600 K ≤ Teﬀ ≤ 6000 K である G 型

域 Aspot,i に対し、quarter ごとの黒点領域の平均主系列星 28412 天体を抽出した。

⟨A√ spot,i ⟩4yr と quarter ごとの黒点領域の標準偏差⟨Aspot,i ⟩24yr − ⟨A2spot,i ⟩4yr を計算する。この時、変2. McQuillan et al. (2014) で報告された光度曲線

数 xi に対しの周期的変動の有無（有:5074 天体, 無:23338 天(体）で異なる処理を行った。

⟨x⟩4yr =(a) 明確な周期的変動があり自転周期 Prot が観測されている天体に関しては Prot ≥ 20 d
以上の 1639 天体を抽出した。

∑
i)(
ti x i

∑

)−1
ti

(3)

i

であるように平均は期間 ti に重み付けされていることに注意。

(b) 明確な周期的変動がない天体に関しては自転周期がわかっている恒星 KIC1576970（Prot =Kepler 等級が 12 等級以下の 367 天体を抽 22.3 d）に関する解析の一例を図 1 に掲載した。
出した。これは太陽程度の小さな黒点生成が正確に検出できる等級の限界が 12 等であることに由来する (Gilliland et al. 2011;

Reinhold et al. 2020)。
明確な周期的変動がない天体については自転周期が明らかになっていないが、Gyrochronology による682024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

Light Curve

Rvar

1.005
1.000
0.995
0.990

400

1.5

800

1000 1200 1400 1600

Aspot
Aspot ±
Aspot, i2
Aspot

Aspot 2

1.0
0.5
0.0 400

図 1:

600

800

0.2

1000 1200 1400 1600

t 2454833 [BJD]

自転周期がわかっている恒星 KIC1576970（Prot = 22.3 d）に関する解析の一例。上図は光度曲線（黒線）と各 quarter の変化率 Rvar の時間推移（赤上下線の幅）。下図はそれに対応する黒点領域（太Obserbvation
From TSI

0.1

0.0
2.450 2.452 2.454 2.456 2.458
1e6
JDN
0.10
0.05
0.00
2.450 2.452 2.454 2.456 2.458
1e6
JDN
2

2 4yr/ Aspot 2
Aspot
4yr 1

Aspot/( R 2 ) [%]

2.0

600

2 4yr Aspot 2
Aspot
4yr
2 ) [%]/( RsunRelative Flux2 ) [%]
Aspot 4yr/( Rsun

KIC 001576970

1.010

1
0
2.450
2.452 2.454 2.456 2.458
1e6
JDN

陽の視線方向面積で規格化）Aspot の時間推移（黒点）とそれから得られた平均⟨Aspot ⟩4yr 、標準偏差√22⟨Aspot ⟩4yr − ⟨Aspot ⟩4yr （赤線）。

3

図 2: 黒線は実際に観測された太陽の黒点領域、赤線
は各時刻 t から前後 2 年間の TSI データを使って復元した太陽黒点領域。
1 枚目は平均 ⟨Aspot ⟩4yr 、2 枚√
2目は標準偏差 ⟨Aspot ⟩4yr − ⟨Aspot ⟩24yr 、3 枚目は標√
準偏差/平均 ⟨A2spot ⟩4yr /⟨Aspot ⟩24yr − 1 をそれぞれ結果縦軸に置いている。

まず太陽の結果について述べる。太陽黒点の解析から、光度曲線から復元した黒点領域の 4 年平均/標

これを踏まえ、図 3 は太陽（赤点）、周期的変光を

準偏差は本来の黒点領域の 4 年平均/標準偏差をある示す星（橙点）、周期的変光を示さない星（黒点）の程度復元できることが分かった (図 2)。興味深いこ

平均を横軸、標準偏差を縦軸に取ったダイアグラムとに、平均と標準偏差では極小期から極大期への推移が異なることにより、標準偏差/平均は中盤付近では大きく極大期付近では小さくなるという結果が得られた。標準偏差を調べることにより平均だけではわからなかった恒星の活動周期がどの段階にあるかをある程度調べることが出来ることを意味する。

である。前段落で示したように、横軸の値が小さく
傾きが大きい方が極小〜中盤であり、横軸の値が大きく傾きが小さい方が中盤〜極大と解釈できる。2 つのタイプの星は太陽からのアナロジーにより解釈でき、周期的変光を示さない星は極小期、周期的変光を示す星は中盤〜極大に存在することがわかる。周期的変光を示す星の大きな標準偏差は活動周期の段階の差を示している可能性がある。

69

2 4yrAspot2 ) [%]
Aspot 24yr /( Rsun

2 4yr
Aspot

2 ) [%]
Aspot 24yr /( Rsun

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.40
0.35
0.30
0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
0.000.0

これを踏まえ、太陽類似星にも同様の解析を適用

Per.
N-Per.
Sunした。結果として、周期的変光が明確に見られない
恒星は非活動期、周期的変光が明確に見られる恒星は活動期にいるという描像が明確になった。

Reference
Berger et al. (2018) ApJ, 868, 69
Berdyugina (2005), Liv. Rev. Sol. Phys., 2, 8
Brown et al. (2011), AJ, 142, 112

0.2

0.4

0.6

2 ) [%]
Aspot 4yr /( Rsun

0.8

Fröhlich et al. (1995) Sol. Phys., 162, 101
Ikuta et al. (2020) ApJ, 902, 73

0.10

Ikuta et al. (2023) ApJ, 948, 64
Maehara et al. (2015) EP&S, 67, 59

0.08

Gilliland et al. (2011) ApJS, 197, 6
Maehara et al. (2017) PASJ, 69, 41

0.06

Mamajek & Hillenbrand (2008), ApJ, 687, 1264

0.04

McQuillan et al. (2014) ApJS, 211, 24
Namekata et al. (2019) ApJ, 871, 187

0.02
0.000.00

Namekata et al. (2020) ApJ, 891, 103

0.05

0.10

0.15
2
Aspot 4yr /( Rsun) [%]Okamoto et al. (2021) ApJ, 906, 72

0.20

Reinhold et al. (2017) A&A, 603, A52
Reinhold et al. (2020) Science, 368, 518

図 3: 横軸は復元した黒点領域の 4 年間の平均、縦軸

Santos (2019), ApJS, 242, 21Sは復元した黒点領域の 4 年間の標準偏差を取ったダ

Santos (2021), ApJS, 255,17S

イアグラム（下図は上図の原点付近の拡大）。赤点は
図 2 で示した太陽の TSI から復元した点。橙点と黒Strassmeier (2009), A&ARv, 17, 251

点はそれぞれ周期的変光を示す星（橙点）、周期的変光を示さない星（黒点）に対して Kepler から復元し
た点。

4

まとめ
我々はまず太陽の模擬光度曲線を調べることで、復元された黒点領域の平均だけでなく標準偏差も用いることで活動期と非活動期を判別可能である可能性を指摘した。これは活動期/非活動期において時間平均と時間標準偏差の比が大きく変化することによって示唆される。

70

——–index へ戻る

太恒 b04４つの彩層ラインを用いたポストフレアループ等のス
ペクトルの比較夏目純也

71

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

4 つの彩層ラインを用いたポストフレアループ等のスペクトルの比較
夏目 純也 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
太陽・恒星フレアは磁気エネルギーを解放させる爆発現象であるが、太陽フレアは空間分解して観測可能である一方、恒星フレアはそれが困難である。最近では、太陽物理学の知見を用いて恒星フレアを理解する試みとして「星としての太陽」研究が主に Hα 線で行われている。恒星フレアでは、ポストフレアループや彩層凝縮と考えられる赤方偏移を伴う Hα 線の増光現象が観測されているが、単一のラインの観測では他の現象と重なり合い情報を打ち消してしまうことがある。複数の彩層ラインで観測すると、彩層ラインごとに増光・吸収を生み出す物理条件が異なるため、現象のより詳細な情報が得られる可能性がある。本研究では、
ポストフレアループについて、複数の彩層ラインの「星としての太陽」解析を行うことで、恒星観測への応用を検討する。
我々は 2023 年 8 月 6 日に発生した X1.6 クラスフレアのフレアリボンとループを、Hα 線、Ca II K 線、Ca

II 8542 Å、He I 線の 4 つのラインで京都大学飛騨天文台ドームレス太陽望遠鏡を用いて同時撮像分光観測した。X 線フレアピークの約 10 分後にこれら 4 つのループがほぼ同時に出現した。ループ出現時のループ上部の He I 線中心で増光が確認され、その後線中心と翼部の両方で減光した。Hα 線ではライン中心付近で増光し、翼部で減光した。Ca II K 線では、線中心と翼部のいずれも増光した。ポストフレアループを空間積分したスペクトルでもこれらの特徴が確認でき、翼部の増光/減光は赤側の方が優勢であった。ポストフレア
ループの領域の等価幅変化では、Hα 線と He I 線では翼部の減光によりループ発生前より小さくなったが、Ca II K 線では増光の継続時間が長かった。本講演では、ポストフレアループのラインごとの見え方の違いの定性的な性質について報告し、今後、どのようにしてそれに物理的解釈を与える予定であるかを述べる。

1

導入

ループと考えられる Hα 線赤方偏移が観測されているが (Namizaki et al. 2023)、両者の区別は十分では太陽フレアも恒星フレアも磁気エネルギーを爆発なく、単一のラインの観測のみでは複数の現象が重的に解放される活動現象であり、X 線や紫外、可視

ね合わさり情報が失われてしまうという限界がある。

光、赤外線等での増光が観測される。太陽フレアは異なる物理条件 (高度、温度、密度) に感度を持つ

空間分解して観測可能なため空間構造がわかりやす

異なる彩層ラインを用いることで、単一のラインより

いが、恒星フレアはそれが困難であり、光度曲線やも多くの情報を得ることが期待される。例えば、Ca

分光スペクトル等が得られる。太陽物理学の知見を

II K 線では増光の継続時間が他の彩層ラインより長用いて恒星フレアを理解する試みの一つに、太陽のい観測例が報告されている (Kowalski et al. 2013)。

データを空間積分して恒星の観測を模したデータを

He I 10830 Å ではコロナからの EUV・X 線放射によ得る「Sun-as-a-star」解析が近年行われている。

り吸収感度を持つことがわかっている (Fontenla et

彩層ラインでは太陽フレアの際に、磁気リコネク

al. 1993)。

ションによって発生した非熱的粒子や熱流によって

彩層ラインでの Sun-as-a-star 研究は Hα 線が主で加熱され明るくなる「フレアリボン」や、加熱によあり (例: Namekata et al. 2022; Otsu et al. 2022)、

り蒸発したプラズマが冷えてフレア後期にループ状

ポストフレアループに着目して複数の彩層ラインをの構造で現れる「ポストフレアループ」が観測され用いた研究はほぼない。そこで、太陽の知見を用いる。これらの現象は、それぞれ、加熱による膨張にた恒星のループの理解には太陽のループで彩層ライ伴う下降流 (彩層凝縮) やループ上でのプラズマの落

ンごとの相違点を比較することが求められる。本研
下を示す赤方偏移を伴うことが多い。恒星観測では、 究の目的は、その比較を通じて恒星の現象の解釈の

M 型星のフレアに伴い彩層凝縮またはポストフレア

72

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校助けとなる情報を単一のラインよりも多く取得することである。

2

手法

2.1

観測

本研究では、2023 年 8 月 5 日から 6 日に DST2 階の水平分光器を用いて観測したデータを解析した。
スリットスキャンと呼ばれる、スリットを視野内で動かすことで (スリット方向) × (スキャン方向) × (波長方向) の 3 次元の情報を得る方法で、分光撮像観測を行った。用いた彩層ラインは Hα(6563 Å)、Ca

II K (3934 Å、以下 CaK と表記)、Ca II 8542 Å(以図 2: 4 つの彩層ラインの線中心の単色像の時間変

下 CaIR と表記)、He I 10830 Å(以下 He と表記) で化。横軸はスリット方向、縦軸はスキャン方向であある。観測領域は太陽の西縁付近の活動領域 NOAA

る。赤枠は解析に用いた領域を表す。白字は時刻を

13386 で、X1.6 クラスフレア (図 1) が発生しフレア 表す。
リボンとポストフレアループ活動が観測された。観
測時間は図 1 の赤矢印で示した時間帯である。本研
究では、ポストフレアループに注目し解析を行った。

図 1: GOES 衛星が観測した太陽の軟 X 線 (1-8 Å)のフラックス時間変化。赤矢印は観測時間を表す。

図 3: 4 つの彩層ラインの 50 km s−1 単色像の時間変化。図 2 と同様の方法で表示した。

フレアピークの 4 分後の観測開始時刻 5 日

22:25UT(以下時刻は UT 表記) にフレアリボンが 4

2.2

つの線中心画像 (図 2) の赤枠より下の部分で確認で解析きる。その 7 分後の 22:32 にポストフレアループが出

Hα 線でフレア等の Sun-as-a-star 解析を行った現し、図 2 の赤枠と同じ箇所に 4 つのラインで同時

Otsu et al. (2022) を参考に、4 つのラインで以下に増光として現れた。その 11 分後の 22:43 の画像でのように解析を行った。以降では時刻 t を 5 日 22:25

は図 2 のように He の線中心で増光が小さくなり、減からの経過時間 (分) と定義する。

光に変わった。図 3 と図 4 のように翼部 ±50 km s

−1のようにループが、CaK 以外では減光、CaK では増光で現れた。ループは見た目の位置が上昇していき、

22:53 の画像ではループの一部が太陽の縁の外にあることがわかる。

1. 撮像分光観測データ I(λ, t, x, y) を座標 (x, y) について図 2 の赤枠の範囲で空間積分しスペクト
ル LD を作成：∫
LD (λ, t) =I(λ, t, x, y)dxdy
D

73

(1)

2024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 4 つの彩層ラインの −50 km s−1 単色像の時間

図 5: 4 つのラインのダイナミックスペクトル。横軸変化。図 2 と同様の方法で表示した。

は観測開始 (22:25) からの経過時間で、縦軸はドップ

ラー速度及びライン中心からの波長差である。差分
2. 時刻 t のスペクトル LD から参照時刻 t0 (観測終 には観測終了直前の値を用いている。橙を増光、青了直前時刻 (t = 175 min) とする) のスペクトル 紫を減光として、波長範囲が |v | < 200 km s−1 とな
D
LD の値で差分を取り差分スペクトル ∆SD を作 る範囲を表示した。
成、太陽全面の値で規格化：∆SD (λ, t) =LD (λ, t) − LD (λ, t0 )Lf ull-disk (λc , t0 )強い理由は、ポストフレアループのプラズマがルー(2)

プ頂点から足元に流れ落ちることで説明できる。
ダイナミックスペクトルに加え、∆SD (λ, t) を |λ −3. 時刻と波長 (またはドップラー速度 vD = c(λ −λc | < 5 Å で波長方向に積分した差分等価幅を図 6 に

λc )/λc 、λc は中心波長、c は光速) の 2 次元で表示した。ループ出現前後 0 < t < 10 の範囲で 4 つの∆SD (λ, t) をダイナミックスペクトルとして表

ラインで等価幅が増加した。CaK 以外は t = 10 以降

示。橙を増光 (∆SD > 0)、青紫を減光 (∆SD <は等価幅が減少した。CaK は t = 20 以降に等価幅の0) とした。

減少が始まった。He は等価幅の最小値が 2.5×10−4 Å
であり、Hα の最小値 5 × 10−5 Å の約 5 倍であった。

3

ループ出現前後の等価幅の増加は、4 つのラインでポ結果と議論

ストフレアループの線中心で増光したことを反映し

図 5 は 4 つのラインのダイナミックスペクトルであていると考えられる。CaK の等価幅の増光の継続時

る。He 以外のラインでは、増光がポストフレアルー

間が長いことは、翼部で CaK が増光が継続、他のラプの出現時刻 t = 8 で線中心に現れ、He では吸収がインで減光が現れたことで、CaK 以外で等価幅が減弱まった。He の線中心はその後 5 分程度で減光が強少したことから説明できる。He の減光量が Hα の減まった。10 < t < 60 の時間帯の翼部では、CaK 以

光量より大きい理由の一つは、He の線中心での増光

外で減光が、CaK で増光が現れており、増減光のどが弱く、減光が相殺されにくかったためである。以

ちらも赤側の方が優勢であった。ループ出現時の明上のことから、等価幅を用いたポストフレアループ

るさの増加は線中心でのポストフレアループの増光の検出には Hα よりも CaK や He が有力であるといに、He での線中心の減光は線中心でのポストフレアえる。

ループの増光の終了に、それぞれ対応していると考えられる。翼部の増減光は、ポストフレアループの翼部での増減光と一貫している。赤側のシグナルが742024 年度 第 54 回 天文・天体物理若手夏の学校
放射、衝突脱励起、誘導放射が挙げられるが、どれが支配的かはわかっていない。今後は非局所的熱平衡 0次元輻射輸送ライブラリ (Huang & Ichimoto 2023)
を用いてどのような放射メカニズムが支配的かを調査する予定である。また、本研究で紹介した結果は太陽縁付近のポストフレアループであり、太陽面中心付近の現象についても同様の観測を行う計画である。これにより、起こった場所の異なる同じ現象の

Sun-as-a-star スペクトルの違いから、空間分解できない恒星観測での現象の発生した箇所を知るための情報を特定することを試みる予定である。
図 6: 4 つのラインの差分等価幅。差分には観測終了直前の値を用いている。紫色の線は、GOES 衛星が

Acknowledgement

観測した太陽の軟 X 線 (1-8 Å) のフラックス時間変本研究は浅井歩氏、上野悟氏、大津天斗氏、一本潔氏との共同研究です。数多くの助言を下さった共同研究者と研究室の皆様に、ここで改めて感謝いた
します。

化である。

4

結論・今後の展望
本研究ではポストフレアループについて、京都大

Reference

学飛騨天文台 DST の、Hα と CaK、CaIR、He の 4
つの彩層ラインで同時撮像分光観測を行い、観測デー
タを Sun-as-a-star 解析を通してこれらのラインの比

Fontenla, J.M., Avrett, E.H., Loeser, R. 1993, ApJ, 406,
319
Huang, Y. & Ichimoto, K. 2023, 京都大学大学院理学研
究科附属天文台技報, 7, 1

較を行った。ダイナミックスペクトル差分等価幅から、以下の結果を得た。

Kowalski, A., Hawley, S. L., Wisniewski, J. P., et al.
2013, ApJS, 207, 15

1. 線中心ポストフレアループ出現時の増光が、4 つのラインのダイナミックスペクトルや差分等価

Namekata, K., Maehara, H., Honda, S., et al. 2022,
Nat.Astron, 6, 241

幅の変化に反映されていた。

2. ポストフレアループ翼部での CaK とそれ以外の Namizaki, K., Namekata, K., Maehara, H., et al. 2023,
ApJ, 945, 61

ラインでそれぞれ増光/減光が現れ、ダイナミッ

Otsu, T., Asai, A., Ichimoto, K., et al. 2022, ApJ, 939,
98

クスペクトルにもそれが反映されていた。差分
等価幅の CaK の増光の継続時間が他のライン
より長い理由は、この減光が CaK にのみ現れなかったことで説明できる。

3. He の等価幅の最小値が Hα の 5 倍となった。これは He の線中心での増光が弱いからである。

4. 等価幅を用いた恒星ポストフレアループの検出には Hα よりも CaK や He が有力である。
本研究ではラインごとの見え方の違いという定性的な性質を調べた。これらのラインがなぜ見え方が異なるのか、どのような放射機構で説明できるかはわかっていない。例えば放射の素過程として、自然75