2021 年第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河・銀河団分科会

集録集

■ 謝辞
2021 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、宇宙線研究者会議 (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。
銀河・銀河団分科会

2

■ index
銀河 1

大滝 恒輝

How do dark-matter-deﬁcient galaxies form?

銀河 2

稲葉 昂希

2 つの活動銀河核を持つ合体銀河 Mrk 739 の広帯域 X 線スペクトル解析

銀河 3

水越 翔一郎近赤外線長期観測データを用いた AGN 変動カラーの測定とその応用

銀河 4

福地 輝

銀河団中心銀河 H1821+643 で見られる爆発的星生成とブラックホールへの質
量降着の起源

銀河 5

橋口 葵

すばる望遠鏡で見つかった銀河団に潜む活動銀河核の研究

銀河 6

中野 覚矢

銀河団 SPT-CL J0615 − 5746 に属する CO 分子輝線銀河が示す環境効果による星形成活動の抑制

銀河 7

山本 直明

z¿1 における遠方銀河団探査とメンバー銀河の環境 依存性

銀河 8

安藤 誠

星形成活動の遷移期 1 ¡ z ¡ 1.5 にある原始銀河団コアの系統的探査

銀河 9

池田 遼太

ALMA で探る XCS2215 銀河団銀河 (z=1.46) の構造形成

銀河 10

大工原 一貴狭帯域撮像観測で探る z = 2 における小質量星形成銀河の環境依存性

銀河 11

米倉 直紀

可視近赤外線撮像データを用いた z = 2.39 53W002 原始銀河団における大質量銀河の探査と性質の調査

銀河 12

松田 慧一

原始銀河団領域 SSA22 における JVLA 5cm 電波連続光観測 : ソースカタログ

銀河 13

西垣 萌香

機械学習と分光観測データで探る極金属欠乏銀河

銀河 14

梅田 滉也

電離スペクトルから迫る形成初期銀河の強い HeII 輝線の起源

銀河 15

松本 明訓

すばるによる極金属欠乏銀河観測：He 量から探る初期宇宙の熱史と新素粒子

銀河 16

浦 遼太

近傍宇宙にある矮小銀河の多波長の性質と遠方銀河への示唆

銀河 17

藤谷 愛美

近傍銀河における銀河衝突が星形成に与える影響

銀河 18

三橋 一輝

SCUBA-2+ALMA を用いた明るいサブミリ波銀河のクラスタリング解析

銀河 19

萩本 将都

ALMA を用いた南銀極に位置するサブミリ波銀河の統計的研究

銀河 20

山本 優太

すばる HSC サーベイで探る遠方電波銀河の性質

銀河 21

杉森 加奈子COSMOS2020 カタログを用いた銀河 SED から探る星形成史

銀河 22

浅田 喜久

静止系紫外から可視までの観測から迫る z 4.5 の星形成率関数

銀河 23

岡崎 莉帆

宇宙初期 z 5 における大質量銀河探査

銀河 24

武田 佳大

g-dropout カタログから Void 銀河の検出を行う深層学習手法 VoidNet の開発

銀河 25

石本 梨花子すばる望遠鏡 HSC で探る宇宙再電離非一様性の物理的起源

銀河 26

辻田 旭慶

ALMA+重力レンズで探る z=6.03 のサブミリ銀河の諸性質

銀河 27

河原 沙帆

ALMA で探る宇宙再電離期銀河の星間媒質と星形成

銀河 28

石井 希実

ALMA を用いた赤方偏移 z = 6 にあるクェーサーの [OI] 63 μ m 輝線観測との作成

星間媒質の性質の解明
銀河 29

平島 敬也

深層学習を用いた超新星爆発によるシェル膨張の予測

銀河 30

朝野 哲郎

天の川銀河 N 体シミュレーションにおける位相空間分布分布の時間変動と共鳴
軌道

銀河 31

鈴木 善久

HSC と Gaia データを用いた銀河系ハローサブ構造 の恒星種族と運動

銀河 32

小上 樹

すばる望遠鏡/HSC 用挟帯域フィルター NB515 で探るアンドロメダ銀河恒星ハ
ローの構造

銀河 33

岡戸 悠一郎銀河団ガスから放射される複数の重元素輝線に対する共鳴散乱の定量的評価

銀河 34

近藤 麻里恵

近傍銀河団 Abell 262 銀河団の重元素と銀河光度比

銀河 35

大宮 悠希

初期の衝突銀河団 CIZA J1358.9 -4750 における衝撃波の X 線および SZ 信号
の比較

銀河 36

柴田 実桜

NuSTAR 衛星による RX J1347.5 − 1145 銀河団の硬 X 線観測3

銀河 poster1

田中 駿次

銀河系衛星銀河の近点分布と潮汐破壊との関係

銀河 poster2

堀田 彩水

銀河衝突とアンドロメダ銀河の構造と力学進化

銀河 poster3

金田 優香

ダークマターハローのユニバーサルスケーリング則銀河 poster4

片山 諒介

high-z の銀河における core-cusp 問題

銀河 poster5

松井 瀬奈

局所銀河群の矮小楕円体銀河における質量-金属量関係の調査

銀河 poster6

渡邉 友海

銀河 NGC1068 での原子輝線の観測結果に関する データ解析と電波の分布図の考察

銀河 poster7

宮崎 亮

反響マッピングと活動銀河核のブラックホール質量

銀河 poster8

岩田 季也

NuSTAR による Centaurus A の硬 X 線反射成分の解析

銀河 poster9

河本 慧理奈

ダスト進化モデルとそれに基づく銀河 SED モデルの構築

銀河 poster10

室伏 海南江z〜6.8 の Lya 光度関数と宇宙再電離期の推定

銀河 poster11

関根 章太

近赤外線観測による遠方クェーサーの変光調査

銀河 poster12

阿部 紗里

初期宇宙における銀河の多様性とその起源

4

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銀河 1

How do dark-matter-deﬁcient galaxies form?
筑波大学 理工情報生命学術院数理物質科学研究群物
理学学位プログラム/理工情報生命学術院システム情報工学研究群情報理工学位プログラム
大滝 恒輝

5

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

How do form dark-matter-deﬁcient galaxies?
大滝 恒輝 (筑波大学大学院 物理学学位プログラム/情報理工学位プログラム)

Abstract
銀河形成の標準モデルとして、Cold Dark Matter (CDM) による階層的構造形成論が受け入れられている。
しかし近年、極端に少ないダークマター質量を持つダークマター欠乏銀河が発見され、現在までに 27 個確認されている。このような銀河が存在することは、現在の CDM を基本とする銀河形成論では非常に困難であり、それらの銀河形成シナリオを検討する必要がある。我々は、大質量銀河のビリアル半径内を運動する
サブハロー同士の衝突によって、ダークマター欠乏銀河が形成される可能性を調査している。サブハロー衝突モデルの解析結果、ダークマターを多く含む通常の矮小銀河が形成される衝突速度条件とダークマター欠乏銀河が形成される衝突速度条件を見出した。衝突速度が十分遅い場合には、ダークマターの重力に束縛されてダークマターを多く含む矮小銀河を形成する。 それよりも速い衝突速度の場合、ダークマター成分は互いに通過するが、ガス成分が衝突面に止まり密度を高めて星を形成し、ダークマターが少ない銀河を形成する。さらに、衝突速度が十分に速い場合には shock-breakout を起こしてガスの大部分が系外へ放出されるた
め、銀河は形成されない。以上の物理的考察の下、本研究のために三次元銀河形成シミュレーションコード
を開発して、サブハロー衝突過程をシミュレーションした。その結果、総質量 109 M⊙ のサブハロー同士の正面衝突では、衝突速度 100 km/s ではダークマター欠乏銀河、衝突速度 20 km/s ではダークマターを多く含む通常の矮小銀河が形成されることがわかった。他のサブハロー質量や衝突速度を変えたシミュレーショ
ンでも解析モデルの結果と同様な結果となった。

1

このようなダークマター欠乏銀河の形成過程を説Introduction

明することは、ダークマターが支配的な宇宙におけ現在の銀河形成の標準模型として、Cold Dark Mat-る現在の銀河形成論の枠組みの中では非常に困難で
ter (CDM) による階層的構造形成がその主要な枠組あり、それらの形成シナリオを検討する必要がある。
みとして受け入れられている。これは小さなダーク
我々はサブハロー衝突を物理的に考察し、銀河形成
マターハローが衝突や合体を繰り返し、より大きな過程をシミュレーションした。
構造へと成長していくボトムアップ型のシナリオである。この大きなダークマターハローの内部には、重力的に束縛された、より小さな構造であるサブハロー

サブハロー衝突の解析モデル2が多く存在している。

CDM モデルに基づく様々な理論的、観測的研究に

本節では図 1 のように、大質量銀河のビリアル半

よると、銀河には恒星質量の約 100 倍以上のダーク

径内を運動するサブハロー同士の正面衝突によって銀マターが存在している。しかし 2018 年に発見された河が形成されるための速度条件を解析的に求める。こNGC1052-DF2 と呼ばれる衛星銀河は、理論的に予こではダークマターとガスの比が MDM /Mgas = 5.36

測されるダークマター質量に比べて 1/400 程度であである質量 Mtot = 109 M⊙ のサブハローを考える。

ることがわかった (vanDokkum et al. 2018)。このように極端に低いダークマター質量を持つダークマ

2.1

ター欠乏銀河は、現在までに合計 27 個発見されていmerger 条件

衝突速度 vcol で衝突するサブハローの運動エネルる (van Dokkum et al. 2019; Mancera Piña et al.

ギーと重力ポテンシャルエネルギーの釣り合いによ2019; Guo et al. 2020)。

62021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: サブハロー衝突の模式図。左図は 1 次元流体衝突問題の解析解 (Section 2.2).
にガス球の表面へ到達するタイムスケールはり、合体する条件を導く。ダークマター分布が球対称の NFW プロファイルの重力ポテンシャル Φ(r) でtcross =2
ある時、エネルギー条件は vcol
/2 ≤ −2Φ(Rvir ) と

2rs,
vcol + vshock(1)

なる。Rvir は サブハローの平均密度が宇宙の臨界密となる。また、衝撃波通過後における、ガスの放射度の 200 倍となる半径と定義したビリアル半径であ

冷却時間 tcool と自由落下時間 tﬀ が定義できる。以る。NFW プロファイルには c-M 関係 (Prada et al.

上の衝撃波通過後のガス球進化のタイムスケールの2012) を用いている。この merger 条件よりも小さい 比較により、三つのシナリオが考えられる。tcross ≲速度で衝突する場合には、ダークマターが支配的な min (tcool , tﬀ ) の場合 には shock-breakout が発生し通常の矮小銀河が形成されることが考えられる。

て、系からガスを放出するため、銀河形成しない。

tﬀ ≲ min (tcool , tcross ) の場合には、 重力的に収縮す

2.2

るが放射冷却が効かないために、星形成しないガス球

shock-breakout 条件と Jeans 条件を形成する。tcool ≲ min (tﬀ , tcross ) の場合には、放merger 条件よりも高速度で衝突する場合において、 射冷却が効くためにガス球の中で星を形成し、ダー
クマター欠乏銀河を形成する。

衝突面で発生する衝撃波がガス表面に達し、shock-breakout を起こす可能性がある。図 1 の左図のよガス球衝突前から放射冷却が十分に効いて 104 K

うに、NFW プロファイルのスケール半径 rs 内にの等温衝撃波が通過した場合に、ガス球が Jeans 不安

一様分布するガス球同士の衝突によって発生する衝定となる条件は 2Mgas ≥ MJ と表せる。ここで MJ

撃波の伝播のタイムスケールを調べる。サブハロー

は等温衝撃波通過後の密度の Jeans 質量である。

内のガス質量 Mgas とすると、衝突前のガス密度は

ρ0 = 3Mgas /4πrs3 である。初期条件として、中心位3

置 x/rs = ±1 にあるガス球はそれぞれ速度 ∓vcol で三次元銀河衝突シミュレーション

衝突するモデルを考える。初期の比内部エネルギーと次に、衝突時の物理過程を調べるために三次元銀

圧力は u0 = p0 = 0 とした。ガス球の持つ運動エネル

河衝突シミュレーションを実行する。本研究では、重ギーが衝突時に全て内部エネルギーに変換され、強い力 N 体計算と Smoothed Partcile Hydrodynamics

断熱衝撃波が発生することを仮定すると、Rankine-(SPH) 法のオリジナルのシミュレーションコードを
Hugoniot 関係により、衝撃波速度 vshock = vcol /3 を 開発した。コードの並列化には Framework for De求めることができる。衝突面で衝撃波が発生した後 veloping Particle Simulator (Iwasawa et al. 2016;7

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Namekata et al. 2018) を用いた。重力計算には Tree

シミュレーション内の星粒子は Salpeter 初期質量法を用いている。SPH 粒子の物理量を計算する際に関数をもつ星団であると考えることができる。質量用いる kernel 関数には Wendland C4 kernel を使用

8 M⊙ よりも重い星は寿命を迎えると超新星爆発を起し、SPH 粒子の近傍粒子数を Nngb = 200 とした。 こし、一つの星あたり 1051 erg のエネルギーを周囲

SPH 粒子の質量密度 ρ と空間解像度を表す smooth-のガスへ放出する。これにより周囲のガスが加熱さ

ing length は、近傍粒子内の総質量が一定となるよ

れ、銀河の星形成率が低下する。本研究では Mori etうに決定している (Springel et al. 2005) 。

al. (1997) に基づき、超新星爆発を起こす星粒子の近傍 SPH 粒子へ、均等に熱的フィードバックを与え3.1ている。その際エネルギーを受け取った SPH 粒子の放射冷却

放射冷却計算をオフにし、断熱的に進化させる。

ガスの放射冷却は銀河形成進化において重要である。本研究では Exact Integration (EI) Scheme

3.3(Townsend 2009) により放射冷却の項を解く。EI

初期条件

総質量 Mtot = 109 M⊙ 、ダークマターとガスの比
Scheme では、タイムステップ後の内部エネルギーを[]が MDM /Mgas = 5.36 のサブハローのペアを初期条
Λref ρi
−1
n
un+1
=
Y
Y
(u
)
+
∆t
(2) 件とした。ダークマターの質量分布は NFW 分布、ii
2µref uref mp
ガス分布はそのポテンシャルに対して静水圧平衡とと求める。ここで Λref , µref , uref はそれぞれ任意のなることを仮定している。ダークマターのビリアル
温度における冷却関数、平均分子量、内部エネルギー
半径やスケール半径は一次元解析の時と同じ手法での基準値である。Y (u) は無次元の時間発展関数ある。初期条件作成には MAny-component Galaxy∫ uref2Λrefµ(u)Initializer (Miki & Umemura 2018) を用いた。このdu(3)
Y (u) = 2µref uref uΛ(u, Z)
サブハローペアを中心からから互いに距離 10 kpc 離し、衝突速度を 20, 100, 600 km s−1 とした場合の銀として定義され、piecewise power-law で ﬁtting したΛ(u, Z) から得ることができる。この式 (3) をあらか 河形成過程を調査した。
じめ計算しておき、テーブル化しておくことで、冷却関数に沿った温度進化を計算することができる。本3.4

研究での冷却率 Λ(T, Z = 0) は衝突電離平衡におけシミュレーション結果

る原始組成比ガスの冷却率を仮定している。

3.2

星形成と超新星フィードバック

ガスの密度が上昇し、自己重力的に収縮するようになると、星形成が起こる。シミュレーションでは

1 つの SPH 粒子に対して
nH > 10 cm−3()∆tr ≤ p = 1 − exp −
tﬀ

(4)
(5)
図 2: 衝突速度 20 km s−1 の結果。上からダークマターとなる条件を満たす SPH 粒子が星粒子に変わり、重密度、ガス密度、星密度を表す。ダークマター質量 7.7 ×
108 M⊙ 、ガス質量 1.1 × 108 M⊙ 、恒星質量 1.2 × 108 M⊙の銀河が形成した。解析モデルではダークマターを多く含
む銀河を形成する速度条件である。

力相互作用のみを計算することとなる (Katz et al.

1996)。ここで nH は水素数密度、r は [0,1] の乱数である。

8

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校れなかった。以上の同質量サブハローの衝突シミュ
レーションを、総質量 107 M⊙ , 108 M⊙ , 1010 M⊙ とそれぞれ設定し、様々な衝突速度 vcol に対して行った実験結果を図 5 に示す。各シンボルは、形成された銀河のダークマターの質量が総質量の半分以下であった銀河を赤丸印、星質量が 107 M⊙ 程度以下のガス球を三角印、ダークマター質量が総質量の半分以上である銀河を四角印、銀河が形成されなかった
結果をバツ印で表している。

図 3: 衝突速度 100 km s−1 の結果。密度は図 2 と同様。
ダークマター質量 0 M⊙ 、ガス質量 8.6 × 107 M⊙ 、恒星質
量 1.2 × 108 M⊙ の銀河が形成した。解析モデルではダー
クマター欠乏銀河を形成される速度条件である。

図 5: 銀河衝突シミュレーションと解析モデルの結果。各シンボルは本文参照。背景は解析モデルの結果であり、薄い灰色領域と濃い灰色領域はサブハロー merger 条件を満たす。特に薄い灰色は原始組成比ガスの放射冷却が効くた
め、ダークマターを多く含んだ銀河を形成する。一方濃い
灰色領域は、星形成をしないサブハローとなる。赤色領域は
図 4: 衝突速度 600 km s−1 の結果ト。密度は図 2 と同様。 shock-breakout 条件 tcross ≲ min (tcool , tﬀ )、水色領域は
銀河は形成しなかった。解析モデルでは、shock-breakout ダークマター欠乏銀河形成条件 tcool ≲ min (tﬀ , tcross ) かつ
Jeans 不安定条件、紫色領域は Jeans 不安定条件を満たさなを起こし銀河を形成しない速度条件である。
いもの、緑色領域はガス球形成条件 tﬀ ≲ min (tcool , tcross )を示している。(Secition 2)9

質量 Mtot = 10 M⊙ 同士の衝突シミュレーション

結果を図 2-4 に示す。それぞれ z = 0 の plane でスライスした質量密度の時間変化であり、上からダークマター密度、ガス密度、星密度を表している。

4

衝突速度 20 km s−1 では、のダークマターを多くまとめ本研究では、サブハロー衝突による銀河形成の物

含む通常の矮小銀河が形成された。サブハローが互いの重力に引かれて合体している様子が確認できる。 理的考察から、ダークマター欠乏銀河やダークマター
衝突速度 100 km s−1 では、ダークマターを含まない を多く含む銀河が形成する速度・質量条件を解析的銀河が形成された。中心衝突時刻 t = 50 Myr を過ぎに導いた。三次元銀河形成シミュレーションコード

た後、ダークマター成分が通過しているのに対し、ガを開発し、同質量サブハローの正面衝突実験を行っスや星が衝突面に止まって銀河を形成していることた。その結果、おおよそ解析的な見積もりと一致し、が確認できる。衝突速度 600 km s−1 の衝突では、ガサブハロー衝突によって、ダークマター欠乏銀河がスが雲散霧消して星形成が起こらず、銀河が形成さ形成する可能性があることが示された。

9

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銀河 2

2 つの活動銀河核を持つ合体銀河 Mrk 739 の広帯域 X
線スペクトル解析
京都大学 理学研究科物理学宇宙物理学専攻宇宙物理
学教室
稲葉 昂希

10

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2 つの活動銀河核を持つ合体銀河 Mrk 739 の広帯域 X 線スペクトル解析
稲葉 昂希 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河とその中心に存在する巨大ブラックホール (Supermassive Black Hole; SMBH) には質量の相関があり、両者は互いに影響し合って共進化してきたと考えられる。共進化の機構として有力視されているのが、銀河合体シナリオである。これは、銀河同士の合体によって星形成が活発化し、中心部への莫大な質量降着が誘起されるというものである (e.g., Hopkins et al. 2008)。特に SMBH 成長の現場は活動銀河核 (Active

Galactic Nucleus; AGN) として観測され、降着物質やその周囲のトーラス構造を反映する X 線などを強く放射する。近年の X 線観測の研究により、赤外線で非常に明るい (星形成が激しい) 合体後期の銀河では、(22)

トーラスが中心を覆う立体角の割合は大きく (CT∼ 0.7)、AGN の質量降着も激しくなることが分かった (Yamada et al. 2021)。しかし、銀河合体による共進化の普遍的な描像を確立するためには、赤外線で明るくない合体銀河についても同様に調査することが不可欠である。そこで本研究では、赤外線光度が小さく、2 つの AGN を持つ合体後期の銀河である Mrk 739 に着目し、X 線天文衛星 NuSTAR、Chandra、

XMM-Newton、Swift/BAT のデータを用いて広帯域 X 線スペクトル解析 (0.5–70 keV) を行った。現実的なトーラス構造を再現した XCLUMPY モデル (Tanimoto et al. 2019) を適用して、それぞれの AGN (Mrk739E/Mrk 739W) が持つ水素柱密度や X 線光度を推定した。特に X 線で明るい Mrk 739E では、激しい(22)

質量降着率 (λEdd ∼ 0.2–0.7) は持つものの、トーラス立体角は小さい (CT≲ 0.5) ことが判明した。さらに、可視光観測から推定される Mrk 739E の母銀河の星質量 (log(Mstellar /M⊙ ) ∼ 10.47) は、赤外線で明るい合体後期の銀河の典型値 (∼ 10.97) より小さいことも分かった。以上の結果は、星質量が小さい銀河では合体に伴い AGN に流入するガスやダストの量が小さくなる、すなわち母銀河の性質が合体銀河中の AGN活動に影響を与えることを示唆する。

1ある。これは、ガスが豊富な銀河同士が合体するこ

Introductionとで高密度となり、星形成が活発化して銀河が進化
宇宙の歴史において銀河と巨大ブラックホール (Su-し、一方で中心部への莫大な質量降着が誘起される

permassive Black Hole; SMBH) がどのように進化しことによって SMBH も進化するというものである。

てきたかということは、現代天文学における重大な謎の一つである。これまでの研究により、銀河のバルジ (中心付近の球状に星が集まっている領域) の質量とさらにその中心に存在する SMBH の質量には強い正の相関があることが分かってきた (e.g., Kormendy& Ho 2013)。この事実は銀河と SMBH が互いに影響を及ぼし合いながら「共進化」してきたことを示唆している。しかし、両者の空間スケールには圧倒的なスケールの差 (それぞれ ∼103 pc、∼10−6 pc) があり、共進化が生じる物理的起源については未だ理解されていない。
そこで、共進化の過程として有力視されているのが銀河合体シナリオ (e.g., Hopkins et al. 2008) でSMBH の成長の現場では重力エネルギーが解放されて、非常に明るく輝く活動銀河核 (Active Galactic

Nucleus; AGN) として観測される。AGN の構造はSMBH と降着円盤、その周囲を覆うトーラスで構成される。特に降着円盤とトーラスは銀河から SMBH
への質量供給の役割を担うため、その構造を解明す
ることは合体による SMBH 進化を理解する上で鍵となる。
銀河の中心部はガスやダストに深く隠されることがあるため、AGN の構造を調べるには非常に高い透過力を持つ硬 X 線 (> 10 keV) による観測が有用である。我々の研究室では現実的な構造を再現した X

11

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
線のトーラスモデル (XCLUMPY; Tanimoto et al.

2019) を開発し、合体銀河中の AGN の構造を調査してきた。近年の X 線観測研究で、赤外線で非常にE

明るい (LIR[8−1000µm] > 1011 L⊙ )、つまり非常に星W形成が活発な合体銀河のうち硬 X 線で観測されている 57 天体を対象に XCLUMPY モデルを適用した調N査が行われた。その結果、それらは合体の後期段階において通常の AGN よりも非常に大きい質量降着E5”率を持ち、トーラスの立体角も大きく、SMBH が急激に進化していることが示唆された (Yamada et al.

図 1: Mrk 739 の図。左が SDSS による可視光画像、
2021)。しかし、赤外線でそれほど明るくない、すな 右が Chandra による X 線画像。緑の円は X 線スペ
わち母銀河の星形成が活発でない合体後期の銀河も クトル抽出領域を示している。
存在し、それらの種族でも同様の AGN 活動を示すのかは未解明であった。従って、合体におけるより

2.2

普遍的な SMBH 進化の描像を確立するためには、赤外線で明るくない合体後期の銀河にも着目し、AGN構造を解明することが必要である。

X-ray Spectral Analysis

Chandra 衛星を用いた先行研究により、Mrk 739Eと Mrk 739W はそれぞれ 1 型 AGN (トーラスの吸収が小さい) と 2 型 AGN (トーラスの吸収が大きい)であることが示唆されている (Koss et al. 2011a)。そ

2のため、それぞれの X 線スペクトルモデルは以下のMethodように仮定した。

本 研 究 で 我々は 、赤 外 線 で 明 る く な い

Mrk 739E の AGN からのスペクトルは直接成分、(LIR[8−1000µm] ∼ 1010.9 L⊙ ) 合体銀河である Mrk 降着円盤の成分、トーラスによる反射成分、母銀河
739 に着目した。Mrk 739 は近傍 (z = 0.029854) に の高温プラズマ成分の和であるとした (図 2)。直接あり、3.4 kpc 離れた 2 つの近接する AGN (Mrk

成分は吸収を受けた冪関数で近似した。降着円盤の739E と Mrk 739W; 図 1) を持つ合体後期の銀河で成分として相対論的効果を考慮した RELXILL モデ

あり、さらには硬 X 線衛星 NuSTAR (3–79 keV) でル (Dauser et al. 2013; Garcı́a et al. 2014) を使用し観測されているため、本研究の目的と合致した最もた。トーラスによる反射成分では XCLUMPY モデ

理想的な天体である。

ル (Tanimoto et al. 2019) を使用した。これは粗密構造を持った (クランプ状の) トーラスにより X 線反射2.1を再現するモデルである。このモデルのフリーパラ

X-ray Observations

Equ
メータは赤道面上の水素柱密度 NH、見込み角 i、Mrk 739 が持つ 2 つの AGN における質量降着率

トーラスの角度幅 σ の 3 つである。i と σ について

やトーラスの構造を正確に推定するため、X 線衛星はそれぞれ i = 45◦ (1 型 AGN の典型値)、σ = 15◦

NuSTAR、Chandra、XMM-Newton、Swift/BAT を に固定した1 。
用い、広帯域 X 線スペクトル解析 (0.5–70 keV) を行っ
Mrk 739W に関しては、Mrk 739E よりも X 線でた。2 天体間の距離が小さいため、角度分解能の良い

暗く、高質なスペクトルを得られなかったため、よChandra のデータでのみ 2 つの AGN と周辺領域をり単純なスペクトルモデルとして直接成分とトーラ

分離し、それぞれのスペクトルを抽出した。それ以外

スの反射成分の和によってスペクトル解析を行った。

のデータでは各成分の和に対して同時解析を行った。

最後に、2 つの AGN を除いた周辺領域の成分は、
1 σ を他の値 (10◦ 、20◦ ) に固定した場合も同様に解析し、後の議論に影響しないことを確認した。

122021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
冪関数で近似した。
keV ! (Photons cm"! s"# keV "# )

0.01

直接成分
円盤反射成分トーラス反射成分

10−4
10−5
10−6
10−7

Residual

トーラス(XCLUMPY)

10−3

2
0
−2
1

降着円盤

10
Energy (keV)
Energy (keV)

SMBH

図 3: Mrk 739 のスペクトル (十字点) とベストフィッ
図 2: Mrk 739E の X 線スペクトルモデルの概念図。 トモデル (実線)。赤、緑、青が Chandra のデータで、赤が直接成分、橙が降着円盤からの反射成分、青がそれぞれ AGN (Mrk 739E)、AGN (Mrk 739W)、
クランプ状のトーラスからの反射成分を表している。 AGN 周辺領域からの放射に対応している。黒、水図は Tanimoto et al.(2019) を改変した。

色、ピンクはそれぞれ NuSTAR、XMM-Newton、Swift/BAT のデータで、2 つの AGN とその周辺領域からの放射の合計である。点線は各成分 (直接成3分、トーラスからの反射成分など) の内訳を表す。

Results
スペクトル解析の結果を図 3 に示す。我々の仮定し

Equ
柱密度 NHとトーラスの角度幅 σ を用いて以下のたモデルは観測データをよく再現することができた。 式で計算される。

2 つの AGN (Mrk 739E、Mrk 739W) について、それぞれ (視線上の) 水素柱密度が NH ≤ 7.4×10

NH =

21
7.0+4.0−1.8 × 10

cm

−2

19

cm

−2

、

NH (θ) = NHEqu exp

であり、吸収補正し( ( ) )
2
θ
−
σ

(1)

た X 線光度が LX[2−10keV] ∼ 1.1 × 1043 erg s−1 、 式 (1) を用いると、NH ≧ 1022 cm−2 となる領域がLX[2−10keV] ∼ 2.6 × 1041 erg s−1 であることが分全立体角に対して占める割合であるトーラスカバリ

かった。

ングファクター CT

4

(22)

(22)
CT = sin

Discussion
以下では、X 線光度がより大きかった Mrk 739E

について議論する。まず、SMBH 質量 (∼ 10

7.0

は
( √

σ

(
ln

NHEqu
1022 cm−2))(2)となる (Ogawa et al. 2021)。この量は AGN がどれ

M⊙ ; ほどガスやダストに覆われているか、つまりトーラ

Koss et al. 2011a) で規格化された質量降着率を表す スがどれほど発達しているかを表す指標となる。今エディントン比 λEdd を求めたところ、λEdd ∼ 0.18(22)

回この値が CT化が活発であることを示唆している。
次に、質量降着率とトーラス構造の相関について≤ 0.51 となった。

図 4 の黒線は、典型的な AGN における λEdd とと求まった。これは、Mrk 739E における SMBH 進

(22)

CT

の関係を示している (Ricci et al. 2017)。AGNのエディントン比が高くなるほどトーラスの立体角が小さくなる傾向が報告され、これは輻射圧が強く
al. 2019) において、赤道面に対して極方向に θ を成 なると周辺物質が吹き飛ばされ、トーラスが小さくな
す直線に沿った水素柱密度 NH (θ) は、赤道面の水素 るためと解釈されている。それに対して、赤外線で明調査した。XCLUMPY トーラスモデル (Tanimoto et13

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
本研究は、赤外線でそれほど明るくないという特徴を持つ合体銀河 Mrk 739 に着目し、広帯域 X 線ス
ペクトル解析を行った。解析にはトーラスの詳細な構造を推測できる XCLUMPY モデル (Tanimoto etal. 2019) を用いて、AGN の構造を推定した。その結果、Mrk 739E は赤外線で明るい合体後期の銀河(Yamada et al. 2021) と比べるとそれほど発達していないトーラスを持つことが分かった。その原因の一つとして、星質量が小さかったために合体自体が小規模なものとなり、AGN へのガスやダストの流入量が少なかったことが考えられる。今回の結果は、銀河合体に伴う星形成率や中心核構造の変化には、母図 4: エディントン比 λEdd とトーラスカバリング(22)

ファクター CT
(22)

λEdd − CT

銀河の性質が関与していることを示唆している。

の関係図。黒線が典型的な AGN の本研究は 1 天体の解析であるため、今後は更なる関係 (Ricci et al. 2017) で、水色の点

系統的調査によって合体の差異の原因を究明していが赤外線で明るい合体後期銀河の AGN (Yamada etal. 2021)、赤色の菱形が本研究の Mrk 739E を表す。 く必要がある。
るい合体後期の銀河が持つ AGN (水色の点; Yamada

Acknowledgement

et al. 2021) は、全体的に通常の AGN よりも大きな(22)

CT 、つまり発達したトーラスを持つ。そして、こ本研究を行うにあたって、京都大学の上田佳宏氏

れらのサンプルと比較すると、Mrk 739E (赤色の菱をはじめとする研究室の皆様には非常に丁寧にご指形) は赤外線で明るい合体後期の銀河とは異なり、通導していただきました。また、京都大学宇宙物理学

常の AGN (Ricci et al. 2017) と同様のトーラス構造

教室の皆様にはさまざまなご指摘を頂き、本発表をを持つことが分かった。これは、Mrk 739E は合体後より良いものにすることができました。この場をお期の銀河であるにも関わらず発達したトーラスを持借りして、皆様に感謝申し上げます。

たないことを示しており、必ずしも合体により莫大な質量流入が生じるとは限らないということを示唆している。

Reference

Mrk 739E の中心部にそれほど質量供給がなされな

Dauser, T. et al. 2013, MNRAS, 430, 1694

かった原因として、銀河の星質量の関与が考えられGarcı́a, J. et al. 2014, ApJ, 782, 76る。可視光観測で推定されている Mrk 739E の星

Hopkins, P. F. et al. 2008, ApJS, 175, 356

質量 (log Mstellar /M⊙ ∼ 10.47; Koss et al. 2011b)
は、赤外線で明るい合体後期の銀河が持つ典型値

Kormendy, J. & Ho, L. C. 2013, ARA&A, 51, 511(log Mstellar /M⊙ = 10.97 ± 0.34; Yamada et al.

Koss, M. et al. 2011a, ApJL, 735, L42.

2021) よりも小さい。これによって合体の規模が小Koss, M. et al. 2011b, ApJ, 739, 57

さくなり、星形成がそれほど活発化せず、その一方

Ogawa, S. et al. 2021, ApJ, 906, 84

で AGN へのガスやダストの流入量が少なくなった

Ricci, C. et al. 2017, Nature, 549, 488

ためにトーラスもそれほど発達しなかったことが可能性として考えられる。

Tanimoto, A. et al. 2019, ApJ, 877, 95
Yamada, S. et al. 2021, ApJS
in press (arXiv:2107.10855)

14

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銀河 3

近赤外線長期観測データを用いた AGN 変動カラーの測定とその応用東京大学 理学系研究科天文学専攻
水越 翔一郎15

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

近赤外線長期観測データを用いた AGN 変動カラーの測定とその応用
水越翔一郎 (東京大学大学院 理学系研究科天文学専攻)

Abstract
活動銀河核 (AGN) のダストトーラスは、AGN 統一モデルにおいて不可欠な構造であるだけでなく、AGNと銀河の共進化を解明する鍵になると期待される。こうしたダストトーラスにおけるダスト量の調査では減光量 AV の測定が有用であるが、可視光観測による AV 測定は減光の影響が大きい obscured AGN では困難であった。そこで我々は、より透過力の高い近赤外線における flux 変動を利用した変動放射成分のカラーの赤化量測定により AV 推定を行った。我々は Swift/BAT 観測で得られた近傍 AGN サンプル約 550 天体に対し、赤外線衛星 WISE の W1/W2 バンドにおける各天体の変動カラーを測定し、X 線観測による中性水
素ガス柱密度 (NH ) と比較した。結果、サンプルの約 80%で変動カラーが精度良く求まり、obscured AGN
においてダスト減光に起因するであろう赤化が見られた。一方、ほとんどの AGN の NH が銀河系の標準的な星間空間において推定される NH より大きく、さらに各天体で 2 桁程度ばらついた。これは先行研究 (e.g.,

Maiolino et al. 2001; Burtscher et al. 2016) と一致する結果となった。以上より、本手法は obscured AGN
における大規模なダスト量調査に有用である。

1が大きい obscured AGN では利用できない。ここでIntroduction

Burtscher et al. (2016) は AGN の近赤外線放射に活動銀河核 (AGN) の周囲に存在すると考えられ着目し、 SED フィッティングから測定した色温度にるダストトーラスは、AGN の統一モデル (e.g., Urry

& Padovani 1995) において想定された減光物質としての役割のほか、中心ブラックホールへの降着物質

基づき obscured AGN も含む 29 天体の AGN に対して AV を推定することで、可視光よりも減光されにくい近赤外線を用いることで obscured AGN の AVの供給源と考えられる。こうした降着物質は、大半が推定できることを示した。Burtscher et al. (2016)

が中心部からの強烈な放射により母銀河の星間空間
へとフィードバックされ (e.g., Fabian et al. 2012)、
さらにはこの強烈な放射が星間物質を吹き飛ばすこはまた、求めた AV とガス量の指標である中性水素
ガス柱密度 NH を比較し、銀河系の標準的な星間空間に対して両者の比 NH /AV が天体ごとにばらつき、とで母銀河内の星形成活動を抑制する可能性も指摘

最大 2 桁程度大きいことを確認した。これは先行研されている (e.g., Combes et al. 2017)。従って、中究 (e.g., Maiolino et al. 2001) の結果と一致した。

心ブラックホールや、最終的に母銀河の成長にも影Winkler et al. (1992) は AGN の可視光放射に見響を与える可能性があるダストトーラスの調査は銀られる特有の flux 時間変動に着目し、2 つの可視光

河と中心ブラックホールの共進化という天文学の最バンドにおける長期観測データ間の変動幅の比 (変重要課題の一つに大きな手がかりを与えることが期

動カラー) を、両バンドデータを縦横軸に取った図待される。とりわけダストトーラスによる強いダス
ト減光を受けている obscured AGN は、ダストトーラスを詳細に調査するのに不可欠である。

(flux-flux plot) から推定した。彼らは、可視光バンド
における変動幅には概ね強い相関があり、その変動カ
ラーは減光が小さい AGN ではほぼ一定であること、降着物質が受ける放射圧はそのダスト存在量に大さらにこの変動カラーの赤化量から AGN の AV が推きく依存する。ダストトーラス中のダスト量を測る

定できることを示した。この手法は AGN 特有の flux

主要な方法の一つが、ダストにより生じた可視減光

時間変動を利用するため、母銀河の放射の影響を受

等級 AV の測定である。AV は可視スペクトル解析をけないという特長がある。また可視光放射と同様の時用いた測定が広く行われてきた一方、この方法は AV

16

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
間変動は近赤外線でも見られ、Glass (2004) はこの(図 1 参照)。obscured AGN はダストトーラスによる

近赤外線データにおける変動カラーの調査を行った。 減光を大きく受けるとされ、従って可視光よりも減
その結果、可視光同様近赤外線の変動カラーも減光

光の影響を受けにくい近赤外線放射を利用することがない場合の値は一定であることを示し、これを利で、手前にあるダストトーラスに起因する減光量を用して特に明るい obscured AGN である NGC1068

測定することができると期待される。さらに、高温の AV を AV = 23 ± 6 mag と推定している。

ダスト領域は可視光放射により加熱されるため、放本研究では、赤外線衛星 WISE の長期観測データ

射される近赤外放射も可視光放射に見られる時間変を利用して obscured AGN も含む約 550 天体の AGN

動を見せる。この時間変動は AGN 特有であるため、サンプルに対して変動カラーを測定し、さらに精度

変動カラーを用いる方手法では母銀河の成分を除去

良く変動カラーが得られた約 500 天体について変動する必要がない。この点でも、本手法は大規模サンカラーから AV を推定した。さらに得られた AV を各

プルへの応用に適していると考えられる。

AGN の NH と比較し、両者の関係性の調査も行った。
WISE 衛星は 2010 年に観測を開始し、冷却観測 1
年 (ALLWISE)、その後 2 年の観測休止を挟んで冷却剤無しの観測 (NEOWISE) を現在まで 8 年以上続けている。この間、WISE は W1 (3.4 µm)、W2 (4.6µm) の 2 バンドにおける全天観測を計 10 年以上続けており、この膨大な数の天体に対する近赤外線長期観測データは変動カラー解析に非常に有用である。

2

図 1: 本手法で想定している AGN 描像の概観.

Sample selection
我々はターゲットとして、Swift/BAT の超硬 X 線

3.2(14-195 keV) で検出された計 836 天体の AGN サン
プルを用いた。超硬 X 線は減光の影響が非常に小さ
いため、このサンプルの半数以上が obscued AGN である。さらにこれらの天体の大半は、軟 X 線データも用いた X 線スペクトル解析によりその NH が推定されている (Koss et al. 2017; Ricci et al. 2017)。

赤外線変光の多波長相関

まず我々は 2 章で選出したサンプルに対して、

WISE データを用いた flux-flux plot を作成した (図2 参照)。その結果、80%以上の天体が W1、W2 バンドの同エポックの flux データ間に相関係数 r ≥ 0.9という非常に強い相関を見せた。

我々はこのうち、(1) 質の良い WISE データを持変動カラーはこの相関の回帰直線の傾きに等しい。

ち、(2)z < 0.5 に存在し、(3)Seyfert type が明らか

従って、相関が強いほど変動カラーは精度よく求まる。

な 554 天体を変動カラー解析に用いるサンプルとして選出した。(2) は観測波長において高温ダスト放射が卓越する範囲への redshift の制限、(3) はダスト減
光と Seyfert type との関連性の確認を目的とする。

ここでは、flux-flux plot の典型的なデータ数 n = 15
において 99%の信頼度でデータに相関があるとみなせる相関係数 r ≥ 0.64 をふまえ、r ≥ 0.7 である 504
天体について線形回帰解析を行った。

3

Methods and Results

3.3

変動カラー解析3.1

本手法の特長3.3.1

線形回帰解析

AGN の近赤外放射は、ダストトーラス内縁部に存

flux-flux plot は縦横両軸のデータが誤差を含み、在する高温ダスト領域から放射されると考えられる

一般的な最小二乗法では横軸の誤差を考慮できない。

172021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
そこで本研究では、Kelly (2007) による両軸の誤差

れらの結果は、3.1 章で述べた手法提案における描像を考慮した直線フィッティングを採用した。この方法と矛盾しない。次の章では変動カラーを AV に変換

では両軸の各データ (xi , yi ) を、真値 (ξi , ηi ) と観し、その性質を考察する。

測誤差 (∆xi , ∆yi ) の和とし、以下の相関関係の仮定から傾き (変動カラー) β を推定する。

ηi = βξi + α + ϵi
図 2 は flux-flux plot、および Kelly (2007) の手法による直線フィッティングの例である。このフィッティングを 3.2 章で選出した全サンプルに実行し、精度よく変動カラーを測定できた (変動カラー誤差∆β ≤ 0.2) 500 天体について、以降の解析を進めた。

図 3: AGN サンプルの変動カラーと NH との関係を示すプロット. データ点の色は Seyfert type を表す.

3.4

ダスト減光量の推定と解析観測される flux は、AGN 由来の減光と銀河系由来の減光を受ける。ここで AGN 減光のうち母銀河によ図 2: 我々が作成した flux-flux plot のデータ点とる減光が十分小さいと仮定すると、ダストトーラス

Kelly (2007) の手法による直線フィッティングの例(NGC 3783). 黒い線は最適解、赤い細線はフィッ
ティング誤差 1σ の範囲を表す。

に起因する AV は銀河系由来の AV 、W1、W2 バン
ドにおける減光等級と AV との比、そして β0 を用いることで計算できる。各天体に対する銀河系由来のAV は NASA/IPAC Extragalactic Database (NED)のデータを利用でき、減光等級の比は銀河系の減光

3.3.2

変動カラーと NH との関係

曲線 (Fitzpatrick 1999) から推定した。
以下では β0 の推定について述べる。X 線スペク

図 3 は、我々の最終サンプルのうち NH のデータ

トル解析から推定された NH は log NH [cm−2 ] = 20を持つ 499 天体についてその変動カラーと NH との関係を、横軸 NH 、縦軸変動カラー β として示した図が下限値となっており、従ってこの NH を持つ天体である。図を見ると、log NH ≲ 22 に分布する typeはほとんど減光の影響を受けていないと考えられる。

を受けていない本来の AGN 放射が観測されること

研究 (Glass 2004) の結果同様ほぼ全ての天体で変動

1–1.5 AGN の変動カラーはあまり変化がない。これ そこで、これらの天体のうち ∆β < 0.05、z < 0.05
は、ダストトーラスによる減光が小さい結果、減光 の天体に限定して変動カラーを調査した結果、先行で変動カラーがほぼ一定になったと考えられる。こ

カラーが一定となり、その平均が 0.81 ± 0.08 となっれに対し、log NH ≳ 22 に分布する type 2 AGN でた。これは黒体放射温度で Tdust = 1065 ± 101 K にはダストトーラスによる減光の影響が大きく、結果

相当し、ダストトーラス内縁の高温ダストからの放的に観測されるカラーが赤化したと考えられる。こ18

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
射であることが確認された。従って、この値を本来の変動カラー値 β0 として計算に用いる。
計算した AV と NH とを比較した結果、図 4 の通りになった。ここで、銀河系の星間空間における標準的な NH /AV を用いたモデルと比較すると、定性的には

AGN サンプルと銀河系モデルで同様の振る舞いを見せた一方、type 2 AGN が多くを占める AV ≳ 5 mag
では AGN サンプルは銀河系モデルに対して NH が
約 2 桁大きく、各天体でばらつきを見せた。この結果
は、先行研究 (e.g., Maiolino et al. 2001; Burtscher

et al. 2016) とも矛盾しない結果である。
銀河系に対して AGN の NH が大きい原因として、
小さなダスト粒子の減少による AV の減少、NH のみに寄与する dust-free ガス雲の存在、という２つの仮説がある。Burtscher et al. (2016) は AGN で見られる NH の時間変動がガス雲の食により生じるという仮定に基づき、後者の仮説を有力視している。本研究でも見られた NH のばらつきがガス雲が視線方向にあるかどうかに起因するものであるとすれば、本研究でも後者の説が有力であることが示唆される結果となっ

図 4: AGN サンプルの AV と NH との関係を示したプロット、および銀河系の典型的な NH /AV を用いて計算されたモデル (灰色の帯). データ点の色はSeyfert type の違いを表している. 銀河系モデルの幅は NH /AV 観測値の範囲を示す.

Acknowledgement

た。一方、図 4 では銀河系モデルと obscured AGN

本研究では NASA/IPAC Extragalactic Database
データの間にデータが全く存在しない「NH ギャップ」 (NED)、および WISE の公開データを利用しました。
が見られた。これは AGN が時期によらず銀河系よ

また、お世話になった指導教員の峰崎准教授と研究りも大きな NH を持つことを示唆しており、ダスト室メンバーにこの場をお借りして感謝申し上げます。

トーラス内で普遍的に小さなダスト粒子が減少している可能性や、ガス雲が存在する領域に一定の密度

Reference

でガスが存在している可能性も示している。

4

Summary
本研究では、WISE の近赤外線長期観測データを用いて obscured AGN を含む約 500 天体の AGN サ
ンプルの変動カラー解析を行った。結果として AGNの変動カラーは減光の影響が小さな天体では概ね一定であった。さらに、変動カラーから推定したダス
ト減光 AV を銀河系の星間空間から推定したモデルと比較した結果、AGN の NH は銀河系モデルより大きく、2 桁程度のばらつきを見せた。これは先行研究の結果と一致し、従って本手法による AV 推定は有用であることが示された。

Burtscher, L., Davies, R. I., Gracia-Carpio, J., et al.
2016, A&A, 586, A28
Combes, F. 2017, Frontiers in Astronomy and Space
Sciences, 4, 10
Fabian, A. C. 2012, ARA&A, 50, 455
Fitzpatrick, E. L. 1999, PASP, 111, 63,
Glass, I. S. 2004, MNRAS, 350, 1049
Kelly, B. C. 2007, ApJ, 665, 1489
Koss, M., Trakhtenbrot, B., Ricci, C., et al. 2017, ApJ,
850, 74
Maiolino, R., Marconi, A., Salvati, M., et al. 2001,
A&A, 365, 28
Ricci, C., Trakhtenbrot, B., Koss, M. J., et al. 2017,
ApJS, 233, 17
Urry, C. M., & Padovani, P. 1995, PASP, 107, 803
Winkler, H., Glass, I. S., van Wyk, F., et al. 1992, MNRAS, 257, 659

19

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銀河 4

銀河団中心銀河 H1821+643 で見られる爆発的星生成とブラックホールへの質量降着の起源
東北大学 理学研究科天文学専攻
福地 輝

20

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団中心銀河 H1821+643 で見られる爆発的星生成とブラックホールへの質量降着の起源
福地 輝 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河 H1821+643 は (1) 銀河団の中心に存在する (2) Swift/BAT ultra-hard X-ray survey で最も高い X
線強度 L14−150keV = 5.2 × 1045 erg s−1 を持つ非ビーム active galactic nuclei (AGN) であり、(3) hyper-

luminous infrared galaxy (HyLIRG) である。本研究では、銀河団が中心銀河や supermassive black holes(SMBHs) をどのように育てているのかを知るために、H1821+643 のガス消費率を求め、ガス供給源について議論した。また、銀河団からの流入ガスを 100K 以下にまで冷やし効率的に消費するために遠赤外微細構
造線が果たす役割についても述べる。

1> 1012 L⊙ )。これらの二つの特徴から H1821+643 はIntroduction
Supermassive black holes (SMBHs) がどのようにして質量を獲得してきたかは天文学の重要な謎の一つである。SMBH に大量に物が落ち込むと重力ポテン
シャルエネルギーの一部を radiation という形で放出し (LAGN = η Ṁ c2 )、Active galactic nuclei (AGN)として観測されるため、AGN は SMBH の成長を知る良い手がかりである。

急成長中の SMBH を持ち、かつ母銀河も活発に星形成を行っていることが伺える。これは H1821+643に SMBH の成長と活発な星形成を賄うことができる

cold gas が供給されていることを示唆している。
H1821+643 は銀河団中心に存在することが確認されており大量のガス供給は銀河団ガスの coolingﬂow によって賄われていると考えられる [2]。ここでcooling ﬂow とは ∼ 5 keV (∼ 5 × 107 K) の高温銀

10 keV 以上の硬 X 線は透過力が高く、周囲のガスによる減光が比較的小さいため無バイアスな AGN
観測を行うことができる。Swift/BAT survey は全河団ガスが制動放射によって中心数十 kpc の密度が高い (ne ∼ 0.1 cm−3 ) 領域で冷却されることで周囲の圧力を支えられなくなり、ガスが降着する現象で天を硬 X 線 14–195 keV band で観測した最も感度ある。銀河団ガスの冷却時間は制動放射の放射効率の良いデータを提供している。さらに、BAT AGN

Spectroscopic Survey (BASS) によるフォローアップが行われており、多波長 SED や BH 質量、X 線光度ne2Λﬀ = 3.0 × 10−27 ( 1TK )1/2 ( 1 cm
erg/s/cm3 を用
−3 )

いて
3
(ne + np )kT
Internal energy= 2
radiation eﬃciency
Λﬀ( kT )1/2 ()−1ne= 3.4 × 108 yr−3
5 keV
0.1 cm(1)といった BH の成長を知るために重要な物理量が得

tcool,ﬀ =られている。
こ の Swift/BAT survey の 中 で 今 回 着 目 し た

H1821+643 (z = 0.297) は z < 0.4 で観測された天体の中で最も高い X 線強度を持つ非ビーム AGNと表せる。ここで ne : 電子数密度、np : 陽子数密度であり、光度は L14−150keV = 5.2 × 1045 erg s−1 である。さらに、AKARI /FIS や IRAS /PSC といった

=0.93ne とする。このように銀河団中心での典型的

far-Infrared (FIR) bands でも観測されており、total な密度、温度に置いて、銀河団ガスは理論上宇宙年齢
5
IR luminosity は LIR,tot = 4.6×1046 erg s−1 = 1.1× より十分に短い時間で ∼ 10 K まで冷えることがで1013 L⊙ と Hyper-Luminous IR Galaxy (HyLIRG) きる。一方で、近傍の銀河団中心銀河は既に SMBHに分類される [1] (e.g., LIRG: > 1011 L⊙ , ULIRG: 成長や星形成が止まっている。これは AGN Jet による heating 等が制動放射等による cooling を相殺し、

21

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

SED ﬁtting of H1821+643

Near-IR (NIR) から MIR bands からは AGN トー
ラス放射の情報が、FIR bands からは一般に母銀河の cold gas の情報が得られる。しかし AGN 成分と母銀河成分は MIR, FIR で完全に分離されているわ
けではない。
そこで本研究では、SED フィッティングコード

X-CIGALE を用いて、AGN ダストとホスト銀河成分を分離し、それぞれの物理量を求めた。
ここで、SED フィッティングのための初期設定に
図 1: This is the optical to IR SED of H1821+643

ついて述べたいと思う。ホスト銀河の構成要素は、with the spectrum of Spitzer.

star formation history（SFH）と initial mass functio(IMF) の組み合わせによって特徴づけられる。SFH に

cooling ﬂow が妨げられるためであると考えられてい ついては、最近スターバーストを経験した銀河の SEDる。H1821+643 は大量にガスを消費しているとみら を特徴づけるために、指数関数的に減少するメインのれるので、high-z universe において銀河団が中心銀

SFH に同様の指数関数的バーストを加えた。stellar

河や SMBH をどのように育てているのかを知る良い

emission モデルとしては Bruzual & Charlot (2003)

研究材料である。

を、IMF は Chabrier IMF を適用した。また、[4] に本研究では SED フィッティングツール (X-CIGALE)

より銀河団中心のガス金属量が Z ∼ 0.4ZSun = 0.008を用いて、H1821+643 の X 線から遠赤外線の SEDと見積もられていたため、この値を固定値として用を AGN 成分とスターバースト成分に分解し、ガスいた。ここで、 ZSun は太陽金属量を表す。stellar

消費率を求め、ガス供給の起源等について議論する。 emission は、Calzetti et al. (2000) の減衰則に基づいて減衰させた。星で加熱されたダストの IR SED
は、Dale et al. (2014) テンプレートを用いて実装

2

Data and Analysis

2.1

Multi-wavelength SED of
H1821+643

H1821+643 の多波長観測データの SED を Figure 1に示してある。photometry データは 2MASS (J, H,

and Ks), WISE (W1-W4), AKARI/IRC (9 µm, 18µm), IRAS/PSC (12, 25, 60, 100 µm) である。ました。

AGN accretion disk と トーラスダスト成分について SKIRTOR 2016 (clumpy two-phase torus models

based on 3D radiation-transfer code: [5], [6]) を使
用でき、これを用いた。また、X-CIGALE では X 線とUV-IR 放射を αox –L

2500 Å

ことができる。ここで L

関係 ([7]) を用いてつなぐ

2500 Å: 減光前の UV 光度、

αox : UV (2500 Å) と X-ray (2 keV) の間の spectral

た、Spitzer の Mid-IR (MIR) スペクトルを用いて、 slope である。αox –L2500 Å 関係からのズレの許容量
シリケイトの feature を捉えるように 3 つの波長帯 |∆αox |max は 0.5 とおいた。

11-18 µm, 18-26 µm, 26-35 µm に分け、median をとった。また、ISO での Far-IR (FIR) スペクトル80-160 µm を 4 つの bin に分け median をとり SED

3フィッティングに用いた。

SED ﬁtting result
Figure 2 に SED フィッティングにより得られた各成X 線データ 14-195 keV と 2-10 keV は BASS Sur-

分の SED を示している。フィッティングの結果、AGN
vey の X 線分光フィッティング解析 [3] から取得した。 赤外線光度が LAGN,IR = (3.3 ± 0.18) × 1046 erg/s と非常に明るいことが分かった。LAGN,IR から BH 降

22

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: SED フィッティング結果

図 3: H1821+643 のガス消費率とその他の銀河群/
銀河団中心銀河との比較

着率 ṀBH が以下の式で得られる。
として与えられる (e.g., [14])。ただし、Mgas =(1 − η)LAGN,bol(1 − η)3LAGN,IR=(2)
V ρ = ΛLff µe ne mp 、µe = 87 を用いた。ここで、rcool
ηc2
ηc2
は tcool,ﬀ = 3 Gyr となる半径である。tcool,ﬀ <ここで LAGN,bol : 全放射光度であり、最後の等号は3Gyr であると実際に cooling ﬂow が起こりやす[8] に基づいている。ここで、η は変換効率であり、いことが観測 (e.g., [11]) から確認されているた
0.1 を用いると ṀBH = 18 ± 0.8 M⊙ /yr が得られた。
め、冷却時間が 3 Gyr 以下である 65 kpc 以内
また、[9] に基づくと母銀河 Dust 光度 Ldust から星で放射効率 Λﬀ を積分した Lﬀ (r < rcool ) から
形成率 SFR が以下の式で得られる。
冷却量を計算した。その結果、Ṁcool,X−ray = 620
Ldust
Lff
kT
−1
−1
SFR =
(3) M⊙ /yr ( 3 keV ) ( 5.1×1044 erg/s ) を得た。この冷却
2.2 × 1043 erg/s
したガスが星形成等に繋がるまで冷えるとすればガ

ṀBH =

スの消費の大部分を賄うことができる。

母銀河ダスト光度も Ldust = (1.3±0.25)×1046 erg/sと非常に明るく、SFR = 604 ± 81 M⊙ /yr が得られ

H1821+643 はガスの最大供給量程度のガスを消費た。これより cold gas の消費量が 622 ± 82 M⊙ /yr でしているという爆発的成長段階であると言える。[13]あることが分かった。また、この天体は [10] で ṀBH ∼からスペクトル分類が行われている銀河群/銀河団中3.9×10 M⊙ と求められているため Eddington ratio 心銀河 25 天体を集め、H1821+643 と比較した結果を
λEdd が計算でき、λEdd = 0.19 という高降着率状態で Figure 3 に示している。この図から他の銀河団中心銀9あることがわかった。すなわちこの天体は Radiative

河の典型的な値は SFR/Ṁcool,X−ray ∼ 10−2 − 10−1

eﬃcient な降着円盤を持つと言える。

であることが分かる。典型的にはガスの供給量の数% 程度しか使用できないが、H1821+643 は ∼100%
ガスを使用しているという非常にユニークな天体で

4Discussion

4.1

Gas Supplyある。このような状況は冷却＞加熱が十分成り立っていないと生じないはずであり、これが成り立っているのかを確認した。

この天体は銀河団ガスの cooling ﬂow によりガスを賄っていると考えられる。制動放射によりガスが冷える量はṀcool,X−ray =Mgas (r < rcool )
mp Lﬀ
= 0.4
tcool,ﬀkT

4.2

Cooling versus Heating

加熱としては AGN Jet、冷却としては制動放射に(4) よる冷却を考える。Jet 加熱の総エネルギー E とJet

232021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
単位時間あたりのエネルギー Wheat,jet はた結果 SFR+ ṀBH ∼ Ṁcool,X−ray であった。他のPVE
銀河団中心銀河の典型的な値は SFR/Ṁcool,X−ray ∼= 4 P V, Wheat,jet =
(5)
γ−1
tage
10−2 と小さく、H1821+643 はガスを大量に消費してと表せる (e.g., [14])。ここで γ は cavity 内の流体の いる爆発的成長段階であることが分かった。そして、
EJet = P V +断熱指数で相対論的な場合 43 である。cavity サイズ:

Wcool,ﬀ /Wheat,jet > 1 と cooling ﬂow が可能な環境

9 kpc、cavity 付近での平均密度: 4×10であることが確認できた。これは BH への降着率が−2

度: 3 keV を用いて EJet = 1.4 × 10

59

cm

−3

、温

erg/s を得る。 高く、多くのエネルギーが Radiation として放射さそして、tage は cavity の年齢で、比較的若い cavity

れるフェーズにあることによると考えられる。このについては音速で移動 (膨張) するのにかかった時間

ような AGN の形成には、銀河降着が貢献している

tsound = 4.2 × 10 yr を用いるのが適当である (e.g., 可能性がある。そして、H1821+643 は [O i] (63µm)[4])。
輝線が明るく、107 K − 102 K への cooling path が存
7

一方、制動放射による冷却は Lﬀ (r < rcool ) =在し、爆発的星形成が可能であることが確認できた。

Wcool,ﬀ = 5.1 × 1044 erg/s である。このことから
Wcool,ﬀ /Wheat,jet ∼ 5 > 1 であり Cooling ﬂow が可能な環境であることが分かった。

6

また、[15] の CO ガス観測 (centered 9 kpc to theReferenceSE) は H1821+643 に銀河の降着が起きていること

1. Ichikawa, K., Ricci, C., Ueda, Y., et al. 2019, ApJ,
870, 31を示唆しており、この銀河降着が SMBH へのガス供

2. Fabian, A. C. 1994, ARA & A, 32, 277

給とそれに伴う Radiation eﬃcient な降着円盤によ3. Ricci, C., Trakhtenbrot, B., Koss, M. J., et al.
2017, ApJS, 233, 17

る Wheat,jet の減少により、cooling ﬂow の引き金と4. Russell, H. R., Fabian, A. C., Sanders, J. S., et al.
2010, MNRAS, 402, 1561なった可能性が考えられる。

4.3

5. Stalevski, M., Fritz, J., Baes, M., Nakos, T., &Popović, L. Č. 2012, MNRAS, 420, 2756

FIR ﬁne structure cooling

6. Stalevski, M., Ricci, C., Ueda, Y., et al. 2016,
MNRAS, 458, 2288

星形成のためにはガスは T < 102 K まで冷える必要がある。制動放射による冷却は T > 107 K のみで
47

主要な冷却源である。10 K < T < 10 K は金属やLy α 輝線による冷却効率が効くので、次に 102 K <T < 104 K でガス冷却が起こるかを考える。この温度帯では [C ii] (158µm), [O i] (63µm) emission がメインの冷却源である。[16] により [C ii] と [O i] 輝線が観測されており、その光度が L[CII] ≤ 4.5 × 1042 erg/s,

L[OI] = 4.5 × 10

43

8. Delvecchio, I., Gruppioni, C., Pozzi, F., et al. 2014,
MNRAS, 439, 2736
9. Kennicutt, Robert C., J. 1998, ApJ, 498, 541
10. Koss, M., Trakhtenbrot, B., Ricci, C., et al. 2017,
ApJ, 850, 74
11. McDonald, M., Veilleux, S., Rupke, D. S. N., &Mushotzky, R. 2010, ApJ, 721, 1262

erg/s、ガス冷却率が Ṁcool =
L

−1
と求め
3.2 × 105 M⊙ /yr ( 10T4 K )−1 ( 4.5×10[OI]43 erg/s )12. Russell, H. R., McNamara, B. R., Edge, A. C.,
et al. 2013, MNRAS, 432, 530

4られた。このことから、 [O i] 63µm が 10 K から

13. McDonald, M., Gaspari, M., McNamara, B. R., &Tremblay, G. R. 2018, ApJ, 858, 45

102 K の温度帯で急速にガスを冷却していることが
分かった。

5

7. Just, D. W., Brandt, W. N., Shemmer, O., et al.
2007, ApJ,665, 10

14. Fabian, A. C. 2012 ARA & A , 50, 455
15. Aravena, M., Wagg, J., Papadopoulos, P. P., &Feain, I. J.2011, ApJ, 73

Conclusion

H1821+643 のガス消費量を求めるために SED フィッティングを行い、制動放射による冷却率と比較し24

16. Fernández-Ontiveros, J. A., Spinoglio, L., PereiraSantaella, M., et al. 2016, ApJS, 226, 19

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銀河 5

すばる望遠鏡で見つかった銀河団に潜む活動銀河核の研究
奈良女子大学 人間文化総合科学研究科数物科学専攻
橋口 葵

25

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡で見つかった銀河団に潜む活動銀河核の研究
橋口 葵 (奈良女子大学 太田研究室)

Abstract
本研究では、銀河団という特別な環境下にある活動銀河核 (AGN) に注目し、両者の相互関係を調査することを目的とする。すばる望遠鏡に搭載された超広視野カメラ Hyper Suprime-Cam (HSC) で見つかった

CAMIRA 銀河団を対象に、Deep+UD 領域の COSMOS フィールド上における電波、中間赤外線、X 線の３つの波長で選択された AGN について解析を行った。まずそれぞれのカタログをクロスマッチし、AGN が存在する銀河団を求めた。次に銀河団のメンバー銀河数で AGN の数を割ることで AGN フラクションを求め、1) 銀河団の赤方偏移と AGN フラクションから銀河団中に存在する AGN の赤方偏移依存性、2) 銀河団中心からの距離と各距離においての AGN フラクションから環境依存性について調べた。その結果、1) 銀
河団中に存在する AGN は赤方偏移 z < 0.8 の範囲で赤方偏移とともにその割合が大きくなり、その相関係
数は 0.3 程度であった。また、2) 銀河団の中心部 ( < 0.7 arcmin) には 0.7 - 5 arcmin の 5 倍ほどに及ぶ

AGN の過密が見られた。さらにサンプル数を増やすため、CAMIRA 銀河団の WIDE カタログと赤外線衛星 WISE による AGN カタログを用い、同様に解析を行った。その結果、赤方偏移依存性については上記と同様の傾向を確認した。一方、銀河団中心における AGN の過密は見られなかった。これにより、1 つ目の結果は AGN の選択方法によらないが、2 つ目の結果は選択する AGN の波長によって異なるものと思われる。

1

イントロダクションのサンプルに属する AGN の空間分布が求められた(図 1)。中間赤外線、電波、X 線の 3 つの選択基準を
銀河団は銀河が 100 個以上も集まったものもあり、 用いて AGN を同定した。電波で選択された AGN の
ダークマター、高温ガス、銀河の 3 つの要素で構成みが、最も低い赤方偏移 (z < 0.5) ビンで弱い (1.5σ)

された、宇宙で最も大きな自己重力系天体である。

過密度を示すことがわかった。z > 0.5 では銀河団

また、銀河の中心部には超巨大ブラックホールが存在の中心付近 (r < 0.5 Mpc) で AGN の過剰が観測さしていると考えられており、その重力エネルギーを源

れ、3 つの AGN 選択基準の全てで z < 0.5 に比べてに銀河全体にも匹敵する膨大なエネルギーを放出し0.5 < z < 1 で AGN の活動が顕著に増大しているこている天体を活動銀河核 (Active Galactic Nucleus,とがわかった。また、銀河団の中の AGN の数が高AGN) という。

赤方偏移ほど増加することが報告された。

銀河団ではガスが高温状態を保っており、その原因本研究では、銀河団という特別な環境の中にあるの一つとして、AGN からのフィードバックと呼ばれAGN の特徴を調べることで、銀河団と AGN の関係

るエネルギー放出がある。これは、中心の巨大ブラッ について明らかにすることを目的とする。すばる望遠
クホールへ落ち込む物質の重力エネルギーが落下に 鏡に搭載された超広視野カメラ Hyper Suprime-Cam
よって運動エネルギーとなり、それが降着円盤で熱(HSC) で見つかった可視光銀河団 (CAMIRA 銀河団

エネルギーになることで、ガスが非常に高温になる[3]) 中に存在する電波、中間赤外線、X 線で選択さことである。また、フィールド銀河よりも、銀河団れた AGN について、1)AGN が赤方偏移によって中の銀河の方が AGN の保有率が高いことが分かっ 変化するかどうか知るために、銀河団の赤方偏移とている。これらのことは、AGN の活動が銀河団の進 AGN フラクションの関係について、また、2) 銀河化に影響を及ぼしており、銀河団と AGN に相互関団の中での AGN の分布について、銀河団中心から係があることを示唆している。

の距離と AGN フラクションの関係を調べる。

先行研究 [1] では、赤方偏移 0 < z < 1.5 の銀河団

26

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

Mid-IR

0.20
0.15

Mid-IR

Mid-IR0 < z ≤ 0.5

0.5 < z ≤ 1

1 < z ≤ 1.5

91 Clusters

140 Clusters

79 Clustersあり) と、2019 年リリースの WIDE カタログ (star-mask あり) を用いた。

0.10

-2

AGN Surface Density (arcmin )

0.05
0.00
Radio

0.20
0.15

Radio

Radio

0 < z ≤ 0.5

0.5 < z ≤ 1

1 < z ≤ 1.5

77 Clusters

121 Clusters

69 Clusters

2.2

COSMOS プロジェクト

The Cosmic Evolution Survey (COSMOS) プロ
ジェクトは、数十 Mpc までのスケールでの銀河進化

0.10
0.05
0.00

の解明を目的とした深くて広い領域の多波長調査で

X-ray

X-ray

X-ray

0 < z ≤ 0.5

0.5 < z ≤ 1

1 < z ≤ 1.5

91 Clusters

140 Clusters

79 Clusters

0.25
0.20

あり、X 線から電波までの波長で観測されている。こ

0.15の調査により、これまでに 200 万を超える銀河が検

0.10
0.05

出されている。COSMOS プロジェクトにより発見さ

0.00
0

1

2

3

4
0
1
2
3
4
0
1
Distance from cluster center (arcmin)

2

3

4

れた天体全てを記載したものが COSMOS 2015 カタ

図 1: 銀河団赤方偏移と AGN 体積密度の増加 [1]。

ログである。

中間赤外線 (上段)、電波 (中段)、X 線 (下段) で選択された AGN の表面個数密度分布。、z < 0.5 (左2.3列)、0.5 < z < 1 (中列)、1 < z < 1.5(右列) の 3 つ

電波で選択された AGN サンプル

The VLA-COSMOS 3 GHz Large Project からの赤方偏移帯ごとに、AGN の表面個数密度を銀河団中心からの距離の関数として示している。フィー

電波で選択された AGN カタログを用いた [4]。The

ルド銀河の典型的な個数密度および分散を赤の実線

VLA-COSMOS 3 GHz Large Project とは、the Karl
G. Jansky Very Large Array（VLA）を用いた 3GHz

および波線で示している [1]。

（10 cm）での 384 時間の観測に基づいた、COSMOS
フィールドを対象とした調査である。

先行研究は、全天に見られる二次元的な天体の分布のみを用いた、位置とフラックスの単純な観測値のみに依存しているものである。本研究では、すばる

2.4

X 線で選択された AGN サンプル

望遠鏡の HSC による探査で、光度の低い銀河までカバーしている。さらにその銀河が銀河団中のメン

The Chandra Cosmos Legacy Survey から X 線でバー銀河である確率が高いもののみを用いて解析す選択された AGN カタログを用いた [5]。COSMOS-

ることによって、より精度の高い調査を行った。

Legacy Survey は、4.6 Ms Chandra プログラムで、
COSMOS フィールドの 2.2 deg2 を、中央部 1.5 deg2
で 160ks、残りの領域で 80ks の実効露出で撮像した

2

天体カタログ

2.1

CAMIRA 銀河団カタログ

ものである。全サーベイには 4016 個の点源 (フルバンド、ソフトバンド、ハードバンドで 3814 個、2920
個、2440 個) が含まれている。

HSC CAMIRA 銀河団カタログとは、すばる望遠鏡に搭載された HSC による戦略的撮像サーベイ（HSC-

SSP）領域において、赤色系列を用いた銀河団探索法

2.5の一つである、CAMIRA を用いた銀河団探索によって得られた銀河団サンプルが記載されたカタログで

中間赤外線で選択された AGN サン
プル

WISE 観測で得られた約 75%の天域の AGN 候補

ある [2]。

の大規模なサンプルが作成された。90%の信頼性を本研究では、HSC CAMIRA 銀河団カタログ の 2020

持つ R90 と、75%の完全性を持つ C75 のカタログ

年にリリースされた Deep+UD カタログ (starmask

は、30,093 deg2 の面積に 4,543,530 個の AGN 候補27

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校と 20,907,127 個の AGN 候補が含まれており、AGN

データ点をその銀河団のリッチネスによって色分けの選択基準は [7] に基づいている。WISE AGN カタ

したグラフを図 2 に示す。これより、近似直線の通ログは AGN カタログとしては最大規模のカタログとり、赤方偏移が 0.2 - 0.8 で３倍程度 AGN フラク

なっている。本研究では、R90 のカタログを用いた。 ションが増加していることがわかる。相関係数はおよそ 0.34 であった。

解析方法

0.6

まず準備として、CAMIRA 銀河団のメンバー銀河

0.5にどれほどの AGN が存在するのかを調べるため、メ

0.4

40
35

AGN fraction

30

ンバー銀河の座標と中間赤外線、電波、X 線で選択された AGN の座標を半径 1 秒角の範囲でマッチング

25

richness

3

0.3

20
15

0.2

10

する。ここで CAMIRA 銀河団カタログに載ってい0.1

る銀河のデータには、その銀河が銀河団のメンバー0.0銀河である確率が記載されているため、その確率が

5
0.1

0.2

0.3

0.4 0.5 0.6
cluster redshift

0.7

0.8

0

70 ％、80 ％、90 ％以上である銀河に分けてそれぞれマッチングする。中間赤外線で選択された WISE

図 2: メンバー銀河である確率が 80%以上の銀河でAGN カタログにおいては、HSC CAMIRA 銀河団

解析した場合。銀河団赤方偏移と AGN フラクション

カタログとマッチングしたものをさらに COSMOSの関係。

2015 カタログとクロスマッチし、COSMOS フィー

データ点は銀河団ごとの AGN フラクションを示し

ルド上の AGN のみを得る。各波長ごとに得られたている。リッチネスによって各点を色分けしている。

データを一つにまとめ、解析する。

グラフ上の赤線は誤差の重み付き近似直線である。

次に、1) 銀河団赤方偏移と AGN フラクションについ2) 中心からの距離への依存性て散布図を描画する。AGN フラクションはメンバー
銀河の数（リッチネス）を分母とし、AGN の数を分求めた銀河団中心からの距離と AGN フラクション

子として求める。データ点の銀河団ごとのリッチネの関係について、縦軸に AGN フラクション、横軸

スで色分けしたカラーバーを表示する。ここで [8] のに銀河団中心からの距離をとったグラフを図 3 に示式 (26) を用いて 1σ 誤差を求め、散布図内にエラーす。銀河団中心からどれだけ離れているかを arcmin

バーを表示し、誤差の重み付き近似直線を引く。

単位で計算し、0.7 arcmin ごとに区切った範囲で銀2) 銀河団中心からの距離と AGN フラクションにつ河の数と AGN の数から AGN フラクションを求め、いてグラフを描画する。銀河団中心からの距離を、0 -プロットした。中間赤外線で選択されたカタログと7 arcmin の範囲で 0.7 arcmin ごとに区切り、その範 CAMIRA 銀河団の WIDE カタログでは、AGN の存囲内に存在する AGN の数と銀河の数を数え、AGN 在数は銀河団中心からの距離に関わらず変化は見ら
フラクションを求める。ここで [8] の式 (26) を用いて れなかった。しかし、図 3 の通り、COSMOS フィー
1σ 誤差を求め、散布図内にエラーバーを表示する。 ルドの AGN と CAMIRA 銀河団の Deep+UD カタ
ログでは、中心部（< 0.7 arcmin）で AGN フラク
ションは 0.375 であり、 0.7 - 5.0 arcmin の平均 AGN

4

結果

フラクションは 0.075 であるため、銀河団中心部のAGN フラクションが大きくなっていることがわか

1) 赤方偏移依存性
AGN とマッチした銀河が存在する銀河団の赤方偏移と AGN フラクションの関係について、縦軸に AGN
フラクション、横軸に銀河団の赤方偏移をとり、各る。また、5 arcmin 以降においても AGN フラク
ションは最大で 0.35 に達することもあり、中心部以外でも AGN フラクションが大きい。

28

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

6

0.8
0.7

本研究では、CAMIRA 銀河団と COSMOS フィー

0.6
AGN fraction

結論

0.5

ルド上の AGN について、また全天の赤外線選択 AGN

0.4と CAMIRA 銀河団について、赤方偏移との関係や

0.3

銀河団中心からの距離との関係について解析した。

0.2

CAMIRA 銀河団カタログと WISE AGN カタログ、
COSMOS フィールド上で電波、X 線で選択された

0.1
0.0
−0.1

0

1

2
3
4
5
6
Distance from cluster center [arcmin]

AGN カタログをクロスマッチすることで CAMIRA

7銀河団中の AGN を同定した。これより、AGN フラ

図 3: メンバー銀河である確率が 80%以上の銀河でクションと銀河団の赤方偏移の関係を調べると、正解析した場合。銀河団中心からの距離と AGN フラの相関が得られたため、遠方ほど AGN が増大するとクションの関係。

考えられる。また、AGN フラクションと銀河団中心

0.7 arcmin ごとに区切った範囲に存在する銀河の数からの距離の関係について、全天の赤外線選択 AGNと AGN の数から AGN フラクションを求めた。

と CAMIRA 銀河団においては、銀河団中心からの距離による AGN フラクションの変化は見られなかっ5た。しかし COSMOS フィールド上では銀河団中心

議論には AGN の過密があり、この傾向は先行研究の結

本研究の結果より、銀河団の赤方偏移と AGN フ果と一致していた。従って、全天においても電波及

ラクションには正の相関があることがわかった。しび X 線で選択された AGN も含めて解析する必要がたがって、銀河団中に存在する AGN は高赤方偏移ある。

ほど多くなっていると考えられる。これは、AGN は
超巨大ブラックホールの重力エネルギーを源に、膨Reference

大なエネルギーを放出している天体であるため、超巨大ブラックホールの進化と AGN の進化には関係[1] Galametz, A., et al. 2009, ApJ, 694, 1309があり、超巨大ブラックホールは z < 2 において成長し、増加するため [9]、AGN の数もそれに従い増[2] Oguri, M., 2014, MNRAS, 444, 147

加するものと考えられる。

[3] Oguri, M., et al. 2018, PASJ, 70, S20

次に、銀河団中心からの距離と AGN の関係について、中心部の AGN 過密が赤外線選択の AGN の場合[4] Smolčić, V., et al. 2017, A&A, 602, A2には見られないが、多波長解析である先行研究、本研究の COSMOS フィールドの AGN の場合にはと[5] Civano, F., et al. 2016, ApJ, 819, 62

もに銀河団の中心部に AGN の過密が見られた。従っ[6] Assef, R. J., et al. 2018, ApJS, 234, 23て、この特徴は AGN の選択方法により変化するものであると考えられる。仮に銀河が等しく AGN を持[7] Assef, R. J., et al. 2013, ApJ, 772, 26

つとすれば、AGN フラクションはどの部分において[8] Gehrels, N., et al. 1986, ApJ, 303, 336

も過密を示すことはないはずである。しかし、AGN[9] Vito, F., et al. 2018, MNRAS, 473, 2378

フラクションの過密が銀河団中心で顕著に見られたため、銀河団という環境が AGN の存在に影響を与えていると思われる。

29

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銀河 6

銀河団 SPT-CL J0615 − 5746 に属する CO 分子輝線銀河が示す環境効果による星形成活動の抑制
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
中野 覚矢

30

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

遠方の大質量銀河団 SPT-CL J0615−5746 に属する
CO 分子輝線銀河の観測的研究
中野 覚矢 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では，ALMA により観測された， z = 0.972 に存在する大質量銀河団 SPT-CL J0615−5746 の中心部（∼ 0.2R 200 ）に位置する 3 つのメンバー銀河の物理的性質を解析した．SPT-CL J0615−5746 は高温の銀河団ガスで満たされていると考えられるため，中心部では環境効果による quenching が見られることが期待される．解析の結果，1 つの前景天体を含む 4 つの銀河でダスト連続波が検出され，更にそのうち 3 つのメンバー銀河では CO(J = 5–4) 輝線が 5σ 以上の有意性で検出された．さらに，空間分解された CO の放射と速度構造から，1 つの銀河では銀河団ガスとの相互作用によるガスストリッピングが起こっている可能性が高いことが分かった．また，HST による紫外線–近赤外線での画像から，この銀河では剥ぎ取られたガスにおいても星形成が付随している兆候が見られる．この銀河は z ∼ 1 という遠方銀河団で，空間分解された分子ガスの観測によって初めて捉えられたラム圧によるガスストリッピングの兆候を示す天体である．

1

なお，解析を通して，Λ-CDM 宇宙論パラメータΩm = 0.3, ΩΛ = 0.7, H0 = 70 km s−1 Mpc−1 を使用している．

Introduction

高密度環境で銀河の星形成が抑制されることを，環境効果による（星形成活動の）quenching と呼ぶ．環境効果による quenching のプロセスについては複数のシナリオが提案されており，これまでに銀河団内
2 Target :部を満たしている高温プラズマ (銀河団ガス) による
ラム圧や粘性によるガスの剥ぎ取り (ガスストリッ
Cluster SPT-CL J0615−5746
ピング，Gunn & Gott 1972)，高速での銀河同士の近SPT0615 は z = 0.972 に存在し，南極点望遠鏡
接遭遇（Moore et al. 1996），銀河外部から新たなガスの流入が止まることによるガスの枯渇（Larson et (South Pole Telescope; SPT) によって発見された銀al. 1980）など様々な要因が挙げられてきた．しかし， 河団の中で，最も遠方に位置する銀河団の 1 つであ個々の銀河団や銀河によっていずれのシナリオが主 る（Williamson et al. 2011）．南極点望遠鏡はスニヤとなるかは不明である．環境効果による quenching エフ-ゼルドビッチ効果を用いて銀河団を捉える．つまのメカニズムの解明のためには，まさに環境効果に り，SPT0615 は銀河団形成段階の時代に存在するによって星形成が阻害されている銀河の物理情報が多もかかわらず，既に高温の銀河団ガスを持ち力学的にく必要となる．だが，長い観測時間が必要であるた
成熟した銀河団である．また，SPT0615 では Reionめ， z > 0.1 の銀河団銀河中の空間分解された分子ガ
ization Lensing Cluster Survey （RELICS, Coe etスのサンプルは非常に小さい．そこで，宇宙全体の星形成がより活発な時代に存在する遠方銀河団での al. 2019）による Hubble Space Telescope (HST) や
Spitzer での深い観測がされている．このため，可視詳細な分子ガスの観測が求められている．
本発表では， z = 0.972 という遠方に存在する銀河団 SPT-CL J0615−5746 (以下 SPT0615) の中心領域
で ALMA によって観測された，4 つの Dusty StarForming Galaxies の解析結果を報告する．特に，その中でラム圧によるガスストリッピングの兆候を示
す銀河について議論する．

光/近赤外線の 9 バンドに渡るデータが利用可能であり，HST 撮像から得られた銀河の物理情報が提供されている1 ．さらに，Chandra や XMM-Newton によ
1 SPT0615 の RELICS カ タ ロ グ は RELICS の ホ ー ム
ペ ー ジ (https://archive.stsci.edu/missions/hlsp/relics/spt061557/catalogs/) から参照可能．

31

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校(a) SPT0615-ALMA-1(b) SPT0615-ALMA-2

CO(J = 5–4)
S/N=17.4

Dust continuum
S/N=15.3

CO(J = 5–4)
S/N=9.0(c) SPT0615-ALMA-3

Dust continuum
S/N=8.3(d) SPT0615-ALMA-4

CO(J = 5–4)
S/N=5.8

Dust continuum
S/N=6.3

Dust continuum
S/N=4.7

図 1. 4 天体で検出された CO( J = 5–4) 輝線 (左)，ダスト連続波 (右) のコントアを HST/WFC3 の F160W 画像を背景として示している．なお，前景天体とされる SPT0615-ALMA-4 では CO( J = 5–4) 輝線は検出されていない．コントアは外側から −2σ, 2σ, 3σ, 4σ, 5σ を表し，−2σ は破線のコントアで示されている．画像には，それぞれの Signal to Noise Ratio(S/N) を載せた．また，各画像の左下に示された灰色の楕円はビームサイズを表す．

る軟 X 線での追観測もされており，銀河団ガスの情

CASA (version 6.1.0.118 , McMullin et al. 2007) を報から銀河団の物理情報が求められている (e.g., A.

用いて Briggs weighting (robust = 0.5) の重み付けでPascut & T. J. Ponman 2015; Bartalucci et al. 2017)． イメージングを行った．CO( J = 5–4) 輝線の解析に用銀河団ガスの温度は ∼ 108 K, R 500 ∼ 1000 kpc (R 200 ∼いたデータキューブは，周波数分解能 93.75 MHz (速1400 kpc), M500 ∼ 1015 M⊙ である2 ．

度分解能 ∼ 96.2 km s−1 ) である．連続波を差し引き，
デコンボリューションを行った最終的なデータキュー
ブは，1channel あたりの RMS ∼ 0.10 mJy beam−1 ,

3

ALMA

Observations

and合成ビームは 0′′ .34 × 0′′ .30 (PA = 43.6 deg) である．
また，ダスト連続波の解析には，0′′ .1 × 0′′ .1 pixel−1 ,Data Reduction

し き い 値 2σ で MFS (Multifrequency Synthesis)

観測はアタカマ大型ミリ波サブミリ波干渉計

CLEAN による画像を用いた．最終的な画像は RMS =（Atacama Large Millimeter/submillimeter Array;8.324 µJy beam−1 , 合成ビームは 0′′ .29 × 0′′ .26 (PA =ALMA）により，超遠方銀河（ z ∼ 10）の候補天体−17.5 deg) である．

SPT0615-JD に対する [O III] 88 µm 輝線の分光探査として行われた（ID: 2018.1.00295.S, PI: Y. Tamura）．
観測期間は 2018 年 11 月 23 日から 12 月 5 日であ

4り， Band 7 が用いられた．周波数帯域は 290.31–
323.97 GHz, 周波数分解能は 7.8125 MHz である．銀河団という高密度環境のために SPT0615-JD 付近にはいくつかの天体が存在し，視野には Connor et al.
（2019）により分光赤方偏移が同定されている天体も含まれている．
2R

Results
イメージングの結果，4 天体からダスト連続波が検出された．さらに，そのうち 3 天体では CO( J = 5–4)
輝線が 5σ 以上の有意性で検出された．これ以降，検出された 4 天体をダスト連続波で S/N が大きい順に
SPT0615-ALMA-1,2,3,4 と呼ぶ．CO( J = 5–4) 輝線とダスト連続波のコントアを HST/WFC3 の F160W 画

N は，その内側の平均密度がその時代の宇宙の臨界密度のN 倍となる半径を表す．また，MN は R N 内部の質量である．典
型的に，ビリアル半径 r vir は R 500 の 2 倍程度とされる．

像に重ねた画像を図 1 に示した．

32

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

CO(J = 5–4)

Dust continuum

slow downcluster
centerkm s-1

strippedgas?

1st moment map

図 2. HST/ACS の F435W 画像を背景として示した，SPT0615-ALMA-1 で検出された CO( J = 5–4) 輝線 (左)，ダスト連続波 (中) のコントア．及び，2σ以上の pixel のみを用いて作成した CO( J = 5–4) 輝線の強度重み付き視線速度図 (右)．コントアは外側から −2σ, 2σ, 3σ, 4σ, 5σ を表し，−2σ は破線のコントアで示されている．視線速度図では， z = 0.972 における CO( J = 5–4) 輝線の周波数 292.225117 GHz を静止周波数としている．

観 測 結 果 か ら 得 ら れ た 物 理 量 を 表 1 に 示 す． マージャーに起因する潮汐力によるガスの剥ぎ取り
CO( J = 5–4) 輝線から得られた分光赤方偏移 zspec

だけでなく，テール構造そのものが別個の銀河であは，SPT0615-ALMA-1,2,3 が SPT0615 のメンバー

り，SPT0615-ALMA-1 とマイナーマージャーを起こ銀河であることを示している．SPT0615-ALMA-3 のしている様子を見ていることも考えられる．そこで，

zspec は Connor et al.（2019）で既に得られていたが， SPT0615-ALMA-1 の速度構造を見ると，北西から南
SPT0615-ALMA-1,2 の zspec は本研究で初めて得ら東にかけて回転構造を示唆する速度勾配が見られる．

れた．また，それぞれの zspec は RELICS カタログや

これはメジャーマージャー進行過程に見られる速度シ

Connor et al.（2019）で得られている赤方偏移と誤差アーである可能性もあるが，速度構造からは明確なメの範囲で一致しており，精度が 1 桁以上良い．

ジャーマージャーを示す証拠は無い．また，HST の 7

なお， z > 0.1 における (原始銀河団ではない) 銀

バンドで見られるテール構造は，SPT0615-ALMA-1

河団のメンバー銀河の分子ガスを空間分解したのはと同じ色をしている．そのため，テール構造が別個

Noble et al.（2019）に次いで 2 例目となる．また，ダの銀河であると考えるよりは，SPT0615-ALMA-1 かストの検出まで含めると初となる．

ら剥ぎ取られた構造と考える方が自然である．一方で，ラム圧は銀河団ガスの密度に比例して強くなる．
SPT0615-ALMA-1 は銀河団ガスの密度が高い銀河団

5Discussions

5.1

Ram-Pressure

中心部（奥行きを考慮しない場合 ∼ 0.13R 200 ）に存

Stripping

在しており，銀河の進行方向から強いラム圧が働いinていると考えられる．このことから，テール構造は

SPT0615-ALMA-1

ラム圧によるストリッピングに起因する構造であると考えるのがより整合的である．

SPT0615-ALMA-1 の CO( J = 5–4) 輝線とダスト連

続波のコントアを HST/ACS の F435W 画像に重ねた
画像と，CO( J = 5–4) 輝線の視線速度図を図 2 に示した．CO( J = 5–4) 輝線の 2σ のコントアを見ると，

5.2

Sizes Comparison

SPT0615-ALMA-1 には北側に伸びるテール構造が存

表 2 に検出された 4 天体における各波長での半光度在することが分かる．このテール構造は放射領域を半径を示した．SPT0615-ALMA-1 では，星形成をプ積分したスペクトルのピークで 5.7σ の有意性がある． ローブする 435 nm のサイズは 1.60 µm のサイズに対
このテール構造の形成要因として，ラム圧によるス

して 62% 程度と小さい．一方，フィールド銀河では平トリッピングと銀河の潮汐相互作用が挙げられる．潮均的に紫外線のサイズは可視光/近赤外線でのサイズ

汐相互作用としても，他のメンバー銀河とのメジャーと同等かそれ以上である．実際に Jiménez-Andrade

332021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 1. Physical Properties of Four Detected Galaxies
zspec aID
ALMA-1Distanceb∆vFWHM c

S CO ∆vd

S obs eMgas fMdyn gMstar hSFR0.1 Gyr i(Mpc)(km s−1 )(Jy km s−1 )(mJy)(1010 M⊙ )(1010 M⊙ )(1010 M⊙ )(M⊙ yr−1 )(Gyr−10.192

582 ± 402.649 ± 0.306

0.599 ± 0.063

5.9 ± 0.7

8.0 ± 1.7

0.17
1.23+
−0.13

6.9
40.5+
−7.5

+0.84
3.35−
1.00

0.96638 ± 0.00017

ALMA-2

0.97439 ± 0.00009

0.319

294 ± 220.305 ± 0.059

0.134 ± 0.026

0.69 ± 0.13

4.4 ± 1.2

ALMA-30.96931 ± 0.00016

0.362

323 ± 390.383 ± 0.104

0.150 ± 0.047

0.86 ± 0.23

7.1 ± 2.7

ALMA-4

–

0.247

–

–

0.106 ± 0.038

–

–

0.10
1.45+
−0.10

0.55
4.27+
−0.21
0.16
2.00+
−0.20

+0.73
3.33−
0.75

+0.63
3.14−
0.66

+3.06
9.27−
4.22

sSFR0.1 Gyr j

+0.05
0.24−
0.05

+0.01
0.08−
0.02

+0.14
0.48−
0.21

+0.101a CO(J = 5–4) 輝線から得られた分光赤方偏移．なお，SPT0615-ALMA-4 の物理量の計算には RELICS カタログに掲載されている zphoto = 0.781−
0.063 を用いている．
b 銀河団の X 線ピークからの距離．HST/WFC3 の F160W 画像上での銀河の最も明るい pixel からの距離を載せた (奥行きを考慮していない)．
c CO(J = 5–4) 輝線の FWHM (速度幅)．積分強度図を作成した際に 2σ 以上になる pixel を用いて，ガウス関数でフィッティングすることで求めた．
d 分子ガス質量の導出に用いた，主ビームを補正した CO(J = 5–4) 輝線のフラックス．
e 主ビームを補正したダスト連続波のフラックス (中心周波数 ∼310 GHz)．
f αCO = 4.36 M⊙ (K km s−1 pc2 )−1 ，L′CO(J =5–4) /L′CO(J =1–0) = 0.39 を仮定して得られた，He も含む分子ガス質量．
g 傾き角を補正した CO(J = 5–4) 輝線の速度幅から求めた，R CO(J =5–4) より内側の力学質量．
h 銀河のスペクトルエネルギー分布 (Spectral Energy Distribution; SED) のフィッティングから得られた恒星質量．
i SED フィッティングで得られた，過去 0.1 Gyr における平均の SFR．星形成率が時間とともに指数関数的に減少するという仮定の下で求められている．
j 過去 0.1 Gyr における平均の SFR を Mstar で割った値．

ローブするため，低温低密度のガスがより広がって

表 2. Half Light Radii of Four Detected Galaxies

ID

R 1.60 µm a

R 435 nm b

R CO(J =5–4) c

存在しないとは限らない．また，ダスト連続波のサR dust d

(kpc)

(kpc)

(kpc)

ALMA-12.027 ± 0.004

1.258 ± 0.012

0.67 ± 0.11

0.73 ± 0.12

ALMA-22.670 ± 0.018–

0.81 ± 0.18

0.91 ± 0.21

ALMA-3

2.978 ± 0.006–

1.35 ± 0.39

1.34 ± 0.37

ALMA-40.111
1.951+−0.085

–

–

0.40
1.06+
−0.40

イズは必ずしも星形成領域のサイズを反映する訳ではない (e.g., Popping et al. 2021) ことにも注意しなければならない．

a 半径は楕円ガウシアンフィッティングにより得られる半長軸と半短軸の幾何平均として定義している．
b SPT0615-ALMA-1 以外の 3 天体は 435 nm で銀河円盤がはっきりと検出されていないため，楕円ガウシアンフィッティングができなかった．
c,d ALMA の画像上で得られた半径をデコンボリューションして得られた値．

Reference
A. Pascut & T. J. Ponman 2015, MNRAS, 447, 3723
Bartalucci, I., Arnaud, M., Pratt, G. W., et al. 2017, A& A,
598, A61. doi:10.1051/0004-6361/201629509

et al.（2021）のデータを用いると，フィールド銀河の紫外線のサイズと可視光のサイズの比 (R UV /R opt ) の0.20
中央値は 1.05+−0.29 であり，SPT0615-ALMA-1 のサイ

ズ比 0.62 は 1.62σ に対応する．フィールド銀河で必ずしも説明できない値ではないが，SPT0615-ALMA1 の 435 nm のサイズはフィールド銀河の中央値に比べて有意に小さい．これは SPT0615-ALMA-1 におい

Coe, D., Salmon, B., Bradač, M., et al. 2019, ApJ, 884, 85.
doi:10.3847/1538-4357/ab412b
Connor, T., Kelson, D. D., Blanc, G. A., et al. 2019, ApJ,
878, 66. doi:10.3847/1538-4357/ab1f7a
Gunn, J. E. & Gott,doi:10.1086/151605

J. R. 1972,

ApJ, 176,

1.

Jiménez-Andrade, E. F., Murphy, E. J., Heywood, I., et al.
2021, ApJ, 910, 106. doi:10.3847/1538-4357/abe876て，少なくとも何らかの理由で銀河の外側での星形
成が止まっていることを示しており，quenching が銀河の外側から内側へ進行していることを示唆する．

Larson, R. B., Tinsley, B. M., & Caldwell, C. N. 1980, ApJ,
237, 692. doi:10.1086/157917

これはラム圧によるストリッピングを支持しており， McMullin, J. P., Waters, B., Schiebel, D., et al. 2007, As少なくとも 435 nm のサイズまでは星形成の材料とtronomical Data Analysis Software and Systems XVI,
376, 127なる分子ガスが存在しない可能性がある．
また，SPT0615-ALMA-1,2,3 に関して，CO( J = 5–4) 輝線やダスト連続波で測定した銀河の半径は，1.60 µm での半径に対して ∼ 30–45% にしか満たないことが分かる．これはラム圧によるストリッピン
グのシナリオと無矛盾であり，銀河外縁部での星形成の抑制及び分子ガスの剥ぎ取りを支持する．ただし，CO( J = 5–4) 輝線は高温高密度の分子ガスをプ

Moore, B., Katz, N., Lake, G., et al. 1996, Nature, 379,
613. doi:10.1038/379613a0
Noble, A. G., Muzzin, A., McDonald, M., et al. 2019, ApJ,
870, 56. doi:10.3847/1538-4357/aaf1c6
Popping, G., Pillepich, A., Calistro Rivera, G., et al. 2021,
arXiv:2101.12218
Williamson, R., Benson, B. A., High, F. W., et al. 2011,
ApJ, 738, 139. doi:10.1088/0004-637X/738/2/139

34

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銀河 7z¿1 における遠方銀河団探査とメンバー銀河の環境 依
存性東北大学 理学研究科天文学専攻
山本 直明

35

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

z>1 における遠方銀河団探査とメンバー銀河の環境依存性
山本 直明 (東北大学 理学研究科)

Abstract
銀河の多様性がどのように生じてきたのか未解明な部分は多い。近傍宇宙では銀河の諸物理量（色・年齢・
星形成活動・形態など）は、銀河の周辺環境によって大きく異なることが知られている。この銀河進化の環境依存性がいつどのように生じてきたのかについて過去に遡って理解を深めることは、銀河の形成や進化の歴史を紐解く上で非常に重要である。しかしながら遠方宇宙における環境依存性の研究は、銀河団のサンプ
ル数が限られており統計的な調査が少ないという問題や、比較的進化の進んだ銀河団にバイアスされているという問題があった。そこで従来よりも視野が広く深い観測データが利用できる、超広視野撮像装置すばる

HSC に着目し大規模な遠方銀河団探査を行ってきた。星形成を終えた赤い銀河と星形成が活発な輝線銀河の2 つの銀河種族を手掛かりにハイブリッドな銀河団サーベイを行い、様々な進化段階の銀河団候補を探査を試みてきた (HSC2 : HSC project 110)。さらに z∼0.84 における輝線銀河の密度超過領域の中で、銀河団の発達段階による赤い銀河の環境依存性を見つけることに成功し、発達段階の異なる銀河集団を見つけられていることがこれまでに裏付けられている。本講演では、この銀河団サーベイを z>1 に拡張した結果を紹介する。すばる HSC の広く深い可視光データと Ultra-VISTA などの近赤外データを組み合わせることで、より遠方の銀河団探査やメンバー銀河の性質調査が可能になる。例えば z=1.453-1.489 では [O2] 輝線銀河の密度超過領域に付随した銀河を調べることができる。一般フィールドと比較して密度超過領域に存在する銀河がどのような環境依存性を持つのか明らかにし、特に環境効果が現れやすい進化の進んだ赤い銀河を通して、銀河団やメンバー銀河がどのような進化を経験してきたのかについて議論する予定である。

1

温な銀河団ガスからの熱的制動放射を捉えることで、Introduction
近傍宇宙の観測によると、銀河の特性（色、明るさ、形態、年齢など）は銀河の周辺環境に大きく依存していることが知られている。例えば、銀河団のような高密度環境では赤く進化の進んだ銀河が多くいることが知られている [1]。この関係がいつどのよ
うに起こり、その後どのように発展していったのかを観測することは、銀河進化の研究において極めて重要なテーマである。特に星形成最盛期 (z=1-3) は、近傍銀河の示すハッブル系列や、銀河団をはじめとする周辺構造が大きく変化した時代であるため、その時代の銀河の性質とその環境依存性を調べることは極めて重要である [2]。
このように銀河進化の環境依存性の理解を深めるた
めには、まず様々な時代の銀河団を見つける必要性がある。これまで環境効果が顕著に現れる銀河団を探す試みは数多くなされてきた。はじめに銀河団ガスで探査する手法に触れる。X 線望遠鏡で非常に高36

およそ z ∼ 1 までの遠方銀河団を見つけることができる [3]。特に遠方では総質量の大きい銀河団ガスが見つかるバイアスがあるものの、最近では Chandra
や XMM-Newton などの宇宙望遠鏡を組み合わせる
ことにより z > 1 の高温ガスの様相があらわになりつつある。また宇宙マイクロ波背景放射が銀河団ガスを経由する際に、その光子が逆コンプトン散乱を受けることによってスペクトルが変化する (SZ 効果)。
その差分を測定することで銀河団を発見できる。比較的掃天範囲が広く、X 線観測よりも総質量が幅広
くかつ遠方まで銀河団を見渡せることが特徴である[4]。一方で銀河の密度超過領域で探査する手法もある。例えば、電波銀河の周辺領域を狭帯域フィルターで観測することで輝線銀河の高密度領域を見つけられる [5]。銀河の色や測光赤方偏移などを利用して銀河の高密度領域を見つける手法も昔から伝統的に行われている [6]。近年では drop-out 法で選ばれたラ2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
イマンブレイク銀河をトレーサーとして原始銀河団

2Data and Methods

2.1

HSC-SSPが探査されたり、再遠方宇宙では狭帯域フィルターで選択されたライマン α 輝線銀河を手がかりに原始銀河団が研究されている。
このように多彩な手法を駆使して銀河団が見つけられてきた。しかしながら、星形成最盛期以降におけすばる望遠鏡の戦略的プログラムである、HSC の大規模撮像サーベイ (HSC-SSP) は、2014 年から約300 晩の観測を予定している。観測の深さや広さにる銀河団の探査方法には大きく二つの問題点があっ 応じて Wide・Deep・Ultra-Deep の 3 種類に分かれた。一つ目は上記で述べた銀河団探査方法では、形 ている。すばる HSC は可視光の超広視野撮像装置で成から比較的時間がたった銀河団が見つかるというバイアスがあるという点である。二つ目は遠方銀河団自体のサンプル数が少なく統計的に調べられてきた例が少ないという問題点があった。
そこで我々は広視野かつ深い観測データがある HSC-SSP に着目し、z=0.5-1.7 の時代の銀河団サンプルを大量に構築するプロジェクトを行った。ここでは二つあり広い天域を一網打尽に捉えることができる。使用されている広帯域フィルターは grizy バンドの 5 種類であり、また Deep と Ultra-Deep においては、狭帯域フィルター (NB816, NB921, NB101) の非常に深い観測がなされている [7]。本研究で狭帯域フィル
ターのデータが利用できる領域で解析を行った。

のサーベイを行われた。一つ目は Blue cloud サーベイである。星形成銀河の出す輝線を狭帯域フィルター
で捉え星形成銀河の密度超過領域を探査するサーベイである。二つ目は Red sequence サーベイである。
広帯域フィルターと測光赤方偏移を組み合わせて特定の赤方偏移の赤い銀河を選択し、星形成を終えた赤い銀河を中心に探査するサーベイである。これら二つの探査法を、HSC-SSP のデータを利用して行うため

2.2

銀河団探査法について

Red sequence サーベイでは、色等級図上で Red
sequence 上に分布するような赤い銀河の高密度領域を見つけるために、赤方偏移に応じて銀河の色選択を行う必要性がある。今回使用した種族合成モデル

は Kodama & Arimoto 1997 [8] である。また他の赤HSC 2 (Hybrid Search f or Clusters with HSC) と方偏移の銀河によるコンタミネーションを抑えるた
命名しプロジェクトを推進している。
めに測光赤方偏移を併用した。
これまで SSP の DR1 のデータから非常に多くの銀
一方、Blue cloud サーベイでは、星形成が活発な青河団候補を発見されている。特に Blue cloud サーベ
く若い銀河を選択するために、Hayashi et al. (2020)
イで発見された銀河団候補の中には輝線銀河が非常の輝線銀河カタログを使用した。これは HSC-SSP のに支配的に群れているユニークな銀河団も見つかっ
広帯域・狭帯域フィルターから構築されている。まずた。このような銀河団を Blue dominated cluster と広帯域フィルターと狭帯域フィルターの等級差を調し、このサーベイで見つかった残りの銀河団を Dual
べ輝線の卓越した銀河を選ぶ。その中で Hα, [OIII],
cluster と定義した。本研究では、HSC 2 で見つかっ[OII] のように、どの種類の輝線銀河かを区別するたた銀河団候補領域において、銀河団の進化段階がそめに測光赤方偏移や二色図、分光赤方偏移などを使のメンバー銀河の性質とどのような関係があるのか
用して輝線銀河カタログが作成されている [9]。
について調べた。異なる赤方偏移に拡張した結果について紹介する。

2.3

fixed aperture method

選択された銀河の高密度領域を以下のようにして探査した。まず、ある半径の aperture を観測領域に隙間なく敷き詰め、各 aperture 内の銀河の個数を数えた。次に aperture 内の銀河の平均の個数とその分

37

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校散を求めた。そして、4σ 以上に対応する領域を高密

光情報が含まれている。私は可視光と近赤外のデー度領域と定義した。密度超過領域の中心を求めるた

タから測光赤方偏移と星質量を導出した。測光赤方

めには、銀河の座標の平均を繰り返し求めた。この偏移は EAZY コード、パラメーターは Muzzin et al.

(2013a) に基づいている。輝線銀河についても再度測後に高密度領域間の重複を最後に取り除いた。この 光赤方偏移を求めたところ、これまでは可視光の情中心を求める過程は収束するまで繰り返し行い、最報に限られていたのにも関わらず、既に [OII] 輝線

時の aperture の半径は 1pMpc とした。

銀河の測光赤方偏移は期待される赤方偏移に分布していることが確認できた。

3

Results

そこで既に述べたような手法で高密度領域の探査を

遠方銀河団の大規模な探査の結果、複数の赤方偏移において数多くの密度超過領域を発見することができた。Red sequence サーベイと Blue cloud サー
ベイで見つかった領域は、トレーサーが異なるという点で様々な進化段階の高密度領域を捉えることができた。Blue cloud サーベイで見つかった密度超過
領域に赤い銀河が付随しているかどうか測光赤方偏移と色選択された赤い銀河を使用して調べた。輝線
銀河の赤方偏移範囲は非常に狭いのに対して、測光
赤方偏移はその精度がそれほど良くない。しかしながら輝線銀河の密度超過領域に対して測光赤方偏移の範囲は広いので赤い銀河がその範囲の中に付随しているかどうか調べることができる。その結果、いくつかの密度超過領域において輝線銀河が卓越したしたところ、z ∼ 1.47 と z ∼ 1.61 において 7σ を超える密度超過領域を発見した。z ∼ 1.47 の領域はこの高密度領域を中心としてフィラメント状に輝線銀河が分布している。また測光赤方偏移と色選択された赤い銀河が付随しているか確認したところ、Dualcluster のような両方の種類の銀河が群れている領域
だと明らかになった。FMOS の分光データからもこの高密度領域やフィラメントが実際に存在することが支持されている。一方で z ∼ 1.61 の密度超過領域
では輝線銀河が 10σ と卓越しており、測光赤方偏移で選ばれた赤い銀河や青い銀河はそれほど高くない。
こちらの領域も FMOS の分光データの対応天体が発見されている。
以上のように HSC と UltraVISTA のデータから、

z > 1 の遠方銀河団を見つけ出すことができた。どちらもより近傍の銀河団と比較して輝線銀河の割合が銀河の割合から輝線が非常に支配的に群れた領域で高い。また測光赤方偏移で選択された天体の σ がそある Blue dominated cluster と Dual cluster の２つれほど高くないことから、従来の広帯域フィルターの種類に大別することにした。拡大された空間拡大を使った観測では見過ごされていた天体だろう。今図を確認すると、Dual cluster は輝線銀河と赤い銀
後 DUNES など他の近赤外のデータを追加していく
河どちらも群れているのに対して、Blue dominated
ことで、UD-COSMOS 領域だけではなく異なる領域
cluster は輝線銀河の割合が高かった。
において同様の探査を行うことができる。そして銀河団の総質量やメンバー銀河の特性について明らか領域が見つかった。そこでフィールド引き後の赤い4

Future prospect

4.1

z > 1.0 の遠方銀河団探査にしていく予定である。

4.2

HSC-SSP は可視光撮像データであり z > 1 以上の遠方銀河団を探査するためには近赤外のデータが必要になる。そこで私は HSC DR2 と UltraVISTA

次世代多天体分光装置 PFS について

PFS は 2023 年稼働予定の次世代超広視野多天体分光装置である。超広可視光撮像 HSC の対になる装DR4 のデータを組み合わせた Multiband カタログを 置で非常に広い視野を約 2300 本のファイバーで一度使用した。このデータセットは HSC と UltraVISTA に観測することができる。現状では、我々が HSC での撮像データを HSC のパイプラインで処理した測 見つけた数多くの銀河団候補領域を全て観測することは現状で困難である。しかしながら PFS を使用す38

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
れば複数の赤方偏移スライスの様々な密度超過領域
を一網打尽で捉えることが可能になる。これにより銀河団の分光確認はもちろん、力学的質量の導出やReference[1] Dressler et al. 1980, ApJ, 236, 351

輝線強度や輝線比を使用した分光学的なメンバー銀[2] Hopkins & Beacom 2006, ApJ, 651, 142

河の調査を行える。それだけではなく PFS は AGN[3] Snowden et al. 2008, AA, 478, 615Sや最近星形成を終えた銀河 (RQG) といったような[4] Strazzullo et al. 2019, AA, 622, 117

希少な天体を数多くサンプリングし統計的な研究を可能にする。同研究チームではこの RQG に焦点を

[5] Hatch et al. 2011, MNRAS, 410, 1537

当てた研究が並行して行われている。銀河が星形成[6] Muzzin et al. 2012, ApJ, 746, 188を終えた直後にはそのメカニズムの証拠が残ってい[7] Aihara et al. 2018, PASJ, 70, 8

る可能性が高い。また H δといった吸収線はこの種[8] Kodama & Arimoto 1998, AA, 334, 99族の銀河で強くなることが知られており、銀河進化
モデルと組み合わせることで星形成を終えるタイム
スケールについて強力な制限を与えることができる。

Rapid Quenching シナリオと Slow Quenching シナ
リオといった２つの進化シナリオを特定することが可能であり、銀河が何故その生涯を終えたのかについて解き明かせることが期待される。HSC 2 で環境を定義し、遍く銀河だけではなく希少な銀河も PFSで観測することで AGN や RQG がどのような条件で発現するのかについても示唆が得られるだろう。

5

Conclusion
従来にないほど深く、広い HSC-SSP の狭帯域フィ

ルターや広帯域フィルターのデータを用いることで、赤い銀河団候補や星形成銀河の銀河団候補を数多く見つけることができた。特に Blue cloud サーベイでは、これまで見つかっていない星形成銀河だけが非
常に支配的に群れている領域が見つかったさらに近赤外のデータと組み合わせることでさらに遠方宇宙の銀河団を探査できるようになった。今後は特に星形成銀河を分光観測することで、銀河団の同定作業を行っていく。さらに分光データから銀河団の力学的な状態（力学的質量、降着状態）や、過去の星形成史の歴史を金属量から解き明かす予定である。さらに星形成銀河だけではなく、星形成を終えた赤い銀
河や E ＋ A の銀河についても調べ、Quenching のタ
イムスケールを吸収線の解析から明らかにしていく。

39[9] Hayashi et al. 2020, PASJ, 70, 17

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銀河 8星形成活動の遷移期 1 ¡ z ¡ 1.5 にある原始銀河団コアの系統的探査東京大学 理学系研究科天文学専攻
安藤 誠

40

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

星形成活動の遷移期 1 < z < 1.5 にある原始銀河団コアの系統的探査
安藤 誠 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
銀河団は星形成を停止した銀河で占められているが、銀河団内部で星形成活動がいつ・どのように停止したのかを理解するためには、銀河団の祖先にあたる原始銀河団を調べる必要がある。本研究では、星形成活動の抑制が顕著に現れ始める 1 < z < 1.5 に存在する原始銀河団の「コア」を探査し、そこに属する銀河の性質を調べた。
「コア」とは、原始銀河団に属するうち最も重いダークマターハロー（DMH）であり、原始銀河団における環境効果が強く現れることが期待される領域である。本研究には、すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Camによる深く・広い可視撮像データに基づく photo-z カタログを用いた。log(M∗ /M⊙ ) > 11.3 を満たす極めて重い銀河をコアに属する中心銀河候補とみなすことで、1000 個を超えるコアの候補を選び出した。クラスタ
リング解析の手法によってそれらの DMH 質量を推定したところ、その質量は log(M∗ /M⊙ ) ∼ 13.5 であった。銀河進化シミュレーション IllustrisTNG との比較から、z ∼ 1.25 に存在するこれら原始銀河団コアの候補は、z = 0 までに銀河団に成長することを確かめた。またコア候補の周辺には、少なくとも数 pMpc にわたって銀河の密度超過が存在することを確かめた。銀河を g − i による色に基づいて赤い銀河・青い銀河に分類し、コア候補に属する赤い銀河の割合を調べ、一般フィールドの銀河と比較した。興味深いことに、
赤い/青い中心銀河を持つコアはそれぞれ似た DMH 質量を持つにも関わらず、赤い中心銀河の周囲でのみ、赤い銀河の割合に超過がみられた。さらに 10 < log(M∗ /M⊙ ) < 11 の範囲では、より重い銀河ほど赤い銀河の割合の超過が大きい。このことは、1 < z < 1.5 の原始銀河団コアでは、環境による星形成の停止メカ
ニズムが星質量に依存する形で作用することを示唆する。

1

イントロダクション

解がない。星形成活動の停止過程を詳しく調べるた
めには、高赤方偏移に存在する成長途上の銀河団＝近傍宇宙における銀河の星形成活動は、星質量の原始銀河団を探し、そこに属する銀河の性質を調べみならず、周囲の環境にも強く依存することが知らる必要がある。特に、原始銀河団に属するうち最もれている（e.g. Peng+10）。環境と星形成活動との重いダークマターハロー（DMH；ダークマターの重相関がいつ・どのように生じたのかを理解するため

力束縛系）は「コア」と呼ばれ、環境効果がもっともには、様々な環境・異なる赤方偏移にある銀河の性

強く働く場所であると期待される（Muldrew+18）。

質を比較することが重要である。

現在の理解では、(1)z > 2 に存在する原始銀河団で銀 河 の 大 規 模 集 団 で あ る 銀 河 団 は 、総 質 量 がは星形成がむしろ活発であり（e.g. Shimakawa+17）、

1014 M⊙ に及ぶ巨大な重力束縛系であり、宇宙にお(2)z < 1 で見つかる成長した銀河団では、すでに星いて最も物質密度の高い環境である。近傍の銀河団形成が停止している（van der Burg+18）。それらのの内部では多くの銀河が星形成を停止している。そ中間にあたる z ∼ 1.5 は原始銀河団における星形成の原因として、ラム圧や潮汐力によるガスの剥ぎ取活動の「遷移期」であり、星形成の停止を調べるのり（Gunn & Gott 1972）、周囲の銀河との相互作用に適した時期だと考えられる。本研究では、この時（Moore, Lake & Katz 1998）、銀河団中心銀河の活期に存在する原始銀河団のコアを、DMH 質量に着動銀河核によるガスの加熱（McGee+14）など様々 目した手法に基づいて探査する。
なメカニズムが考案されている。しかし、100 億年に原始銀河団は宇宙における数密度が小さな天体で及ぶ銀河団の成長過程で、これらがどのように作用あるため、できるだけ広い探査領域を確保することがし、銀河の星形成が停止してきたかには一致した見41

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校必要である。そこで、すばる望遠鏡に搭載された超広3原始銀河団コアの探査

視野可視光撮像カメラ Hyper Suprime-Cam (HSC)を用いた合計 300 晩にわたる戦略枠サーベイ (Subaru

本研究で行う原始銀河団コアの探査は、銀河が属す

Strategic Program, HSC-SSP, Aihara+2019) のデー

る DMH 質量の進化に着目した次のような方法で行タを用いる。このサーベイには “wide”・“deep”・“ultraう。まず HSC-SSP の銀河カタログから、1 < z < 1.5（以後、D/UD）は、i-band で 5 σ 限界等級が 26.7 等

な極めて重い DMH には星質量な大きな銀河が属し級相当の深い観測が行われており、高赤方偏移銀河ており、ここで選び出す銀河はコアに属する中心銀を調べるのに適している。また D/UD 領域は合計で河の候補といえる。次にこれらが属する DMH の質

deep” と呼ばれる深さおよび広さが異なる三種類のレ に存在し、かつ星質量が log(M∗ /M⊙ ) ∼ 11 のようなイヤーが存在する。このうち deep および ultra deep 重い銀河を選び出す。一般に原始銀河団コアのよう

20 平方度を超えるため、数密度が小さな原始銀河団 量を、クラスタリング解析によって調べる。クラスタ
リング解析とは、より重い DMH はより空間的に集コアを探すことに対しても有利である。
中していることを利用して、銀河の空間分布からそのホスト DMH の質量を推定する方法である。今回

2

サンプル

は重い銀河の数が少なく統計が悪いため、数の多い軽い銀河（10.2 < log(M∗ /M⊙ ) < 10.8）の空間分布

本研究では、HSC-SSP の D/UD のうち、観測のと比較する相互相関法を用いる。最後に、銀河進化

浅い視野の端の部分を除いた約 22 平方度の領域をシミュレーションを用いて DMH の質量進化を調べ用いる。HSC-SSP の grizy バンドのデータに基づることで、選択された銀河が属する DMH が、z = 0

いた photo-z カタログを用いる。このカタログにはまでに銀河団に成長できるかを確かめる。

“Mizuki” と呼ばれる photo-z コード（Tanaka+15）により計算された photo-z, 星質量などが含まれる。
ここから、grizy 全てのバンドで 5 σ 以上の検出があり、さらに 0.85 < z < 1.65 かつ 9 < log(M∗ /M⊙ )中心銀河を選択する際の星質量の下限値を変えながら DMH 質量の推定を行った結果、中心銀河をlog(M∗ /M⊙ ) > 11.3 の条件で取り出したとき、DMH
質量が log(MDMH /M⊙ ) ∼ 13.5 となることがわかっを満たす銀河を選び出した。
銀河の星形成の指標として、g − i によって定義される色を用いる。g − i > 2.1 を満たす銀河を「赤い銀河」、それ以外を「青い銀河」とする。一般に赤い銀
河は星形成活動が止まった銀河であり、逆に青い銀河
は星形成活動が活発な銀河である。しかしこうして定義された赤い銀河には、真に星形成が止まった銀河に加え、ダストの存在により赤化した星形成銀河が混じっている可能性がある。そこで UD 領域の一部である COSMOS 領域において、これら 2 種の銀河を区た。このような銀河は合計で 1000 個以上存在した。また中心銀河を赤い銀河または青い銀河に限った場合でも、ほぼ同様の質量となった。この星質量下限値で選ばれた領域が原始銀河団コアとみなすにふさわしいかを、銀河進化シミュレーションである “IllustrisTNG-

300” を用いて調べた。z = 1.25 に対応する DMH カ
タログから log(MDMH /M⊙ ) ∼ 13.5 ± 0.1 の DMHの選び、その質量進化を調べたところ、z = 0 における DMH の中央値が log(MDMH /M⊙ ) ∼ 14 であり、銀河団に進化することが確かめられた。

別することのできる静止系 UVJ 法を用いた銀河分類のある多波長カタログ（COSMOS2015, Laigle+16）との比較を行った。これらの比較により、g −i の色を4用いる方法では、真に星形成を止めた銀河の約 80%

原始銀河団コア候補周りの密度超過を選び出すことができ、またその純粋性は約 80% であることが確かめられた。

一般に原始銀河団は密度超過領域である。そこで、今回選ばれた原始銀河団コア候補が密度超過を伴っているかを調べた。コアの選択に用いた各中心銀河に対42

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校究で用いた中心銀河の DMH 質量は銀河の色に依らして、z の差が 0.15 以内、かつ 10 < log(M∗ /M⊙ ) <11 を満たす銀河の数を、中心銀河からの物理距離の ないため、1 < z < 1.5 という比較的高赤方偏移にお関数として調べた。同様の計算を、中心銀河と同じいても、低赤方偏移と同様の傾向が存在することがz 分布を持ち、また観測領域上に一様に配置された

確かめられた。

ランダム点の周囲でも行った。実際の中心銀河周り

また赤い中心銀河周りの RFE は、より大きな星質での銀河カウント（Nc (r)）とランダム点周りでの量を持つ銀河に対して、より大きな値を持つことが銀河カウント（Nr (r)）を用いて、密度超過 δ(r) =わかった。これは 1 < z < 1.5 の原始銀河団コアでNc (r)/Nr (r) − 1 を計算した。

は、銀河の星形成を抑制する環境効果が、星質量に依存する形で働いていることを示唆する。

得られた δ(r) は、少なくとも数 pMpc のスケール
で正の値を持ち、特に r < 0.5 pMpc 以内では明らかな超過を示した。0.5 pMpc は原始銀河団コアの典型的な大きさであり、コアの内部に銀河が集中していることが確かめられた。さらに、中心銀河を赤い銀
河または青い銀河に限って同様の計算を行うと、赤い中心銀河の方がより大きな密度超過を伴っていた。

5

Galactic conformity
1 < z < 1.5 の原始銀河団コアにおいて星形成の停止がどのように進んでいるかを調べるため、赤い銀河の割合を星質量の関数として計算した。各コ
ア候補の中心銀河に対して、z の差が 0.15 以内かつ0.5 pMpc 以内に存在する銀河を選び出した上で、フィールド銀河の寄与を統計的に差し引いた。またフィールドについても赤い銀河の割合を計算するため、ランダム点周りで同様の銀河選択を行った。フィー

図 1: 上図：原始銀河団コアに属する銀河全体に対する、赤い銀河の割合（赤点）。左・中央・右はそれぞれ、全てのコア・赤い中心銀河を持つコアのみ・青い中心銀河を持つコアのみを対象にして調べた結果

ルド銀河に対する赤い銀河の割合の超過を RF E =(fred,c −fred,f )/(1−fred,f ) によって評価する。ここで、
fred,c および fred,f は、原始銀河団コアおよびフィール
ドにおける赤い銀河の割合である。D/UD 領域の一部である COSMOS 領域で赤い銀河の割合および RFEを調べた結果を図 1 に示す（他の領域でも似た結果が得られた）。興味深いことに 10 < log(M∗ /M⊙ ) < 11である。青細線（太線）はランダム点周りで赤い銀
河の割合を調べた際の個々の値（中央値）を示している。また青い影はランダム点周りの個々の結果の68%を含む範囲である。灰色の影は、中心銀河を含む星質量範囲を示している。なお各コアについて調べる際、そのコアの中心銀河は計算に使われていな
い。下図：フィールドに対するコア銀河の、赤い銀の範囲で、RFE は赤い中心銀河を持つコアでのみ有河の割合の超過（RFE）。各シンボルの意味は上図

意に正の値を持ち、青い中心銀河を持つコアではゼロと無矛盾であった。これは低赤方偏移で知られている、「赤い中心銀河の周囲には赤い衛星銀河が多く、と同じ。図の結果は全て、D/UD 領域の一部である

COSMOS 領域のものである。

青い中心銀河の周囲には青い衛星銀河が多い」という“galactic conformity”（Weinmann+06）と呼ばれる傾向と似ている。低赤方偏移では galactic conformity
は DMH 質量に依らないことが知られている。本研

Reference
Aihara H., 2019, PASJ, 71, 114A

43

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Behroozi P. S. et al. 2013, ApJ, 770, 57
Gunn J. E., Gott J., Richard I., 1972, ApJ, 176, 1
McGee S. et al., 2014, MNRASL 442, L105–L109
Moore B., Lake G., Katz N., 1998, ApJ, 495, 139
Muldrew S. I. et al. 2018, MNRAS, 473, 2335–2347
Peng Y.-j. et al., 2010, ApJ, 721, 193
Shimakawa R. et al., 2018, MNRAS, 473, 1977
Tanaka M., 2015, ApJ, 801, 20
van der Burg R. F. J. et al., 2018, A&A, 618, A140
Weinmann et al., 2006, MNRAS, 366, 2W

44

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銀河 9

ALMA で探る XCS2215 銀河団銀河 (z=1.46) の構造形成
総合研究大学院大学 物理科学研究科天文科学専攻
池田 遼太

45

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA で探る XCS J2215 銀河団銀河 (z=1.46) の構造形成
池田 遼太 (総合研究大学院大学 天文科学専攻)

Abstract
本研究では z = 1.46 の XMMXCS J2215.9-1738 (XCS J2215) 銀河団に着目し、ALMA を用いてメンバー
銀河 17 個について 870 µm ダスト連続光と CO J =2-1 輝線の分布を高分解能で観測した。ビジビリティ
データのフィッティング を行い、これらの銀河についてダストの分布 (870 µm 連続光) と分子ガスの分布(CO J =2-1 輝線) のサイズ (有効半径 Re ) を測定した。解析の結果、17 個の銀河のうち 9 個の銀河についてダストとガスの両方のサイズが測定され、それぞれ平均値は Re,dust = 0.79 ± 0.47 kpc、Re,gas = 2.04 ± 0.63

kpc であった。各銀河についてサイズ比を取ると、ガスの分布がダストの分布よりも約 2 倍拡がっていることがわかった。これは銀河の中心部で現在 (z =0) の楕円銀河に見られるようなバルジの形成が行われていることを示唆する結果である。得られた各分布のサイズを用いて、Σgas と ΣSFR を算出し、メンバー銀河のKennicutt-Scmidt 則を調べたところ、z = 1-3 のフィールドの星形成銀河よりも星形成効率 (SFE) がやや高く、かつ continuous な分布を示すことがわかった。

1

MXCS J2215.9-1738 (XCS J2215) 銀河団 (z =1.46)

Introductionのメンバー銀河の観測を行った。XCS J2215 銀河団

近傍の銀河団において早期型銀河が高い割合で存は X 線で検出された銀河団のうち、最遠方記録を持っ在しているという事実はよく知られている (Dresslerていた銀河団 (Stanford et al. 2006) として知られて
1980) が、そこに至るまでの過程はいまだに解明されおり、その後の追観測から銀河団中心部で活発な星ていない。早期型銀河の形成に重要な銀河間相互作用などの環境効果の影響を理解するためには、銀河団銀河がフィールドにある銀河とどのように異なのかを知る必要がある。
銀河の形成史を調べる一つの方針として、星形成と活動銀河核の双方の活動が現在より遥かに活発な遠方銀河の高分解能観測を行い、銀河内の分子ガス、ダスト、恒星の分布を調べるということが挙げられる。このうち、恒星の分布は光赤外の波長帯域で観測が可能であり、HST をはじめとする望遠鏡によって比較的よく調べられている。一方で、銀河における星形成を理解する上で重要な分子ガスやダストの観測はサブミリ波帯が適しているが、特に遠方銀河におけるダストと分子ガスの性質や分布に関しては分解能や感度の低さから理解が遅れていた。しかし、 図 1: XCS J2215 銀河団の HST 画像とメンバー銀河
2011 年に ALMA の運用が始まって以来、遠方銀河 の分布。赤色の星マークは銀河団中心 (22h15m58.5s,におけるダストとガスの理解は飛躍的に進んだと言-17d38m02.5s)、緑色の丸は ALMA 観測のターゲッえる。これは ALMA がそれまでの干渉計よりも数倍

ト、黄色のバツは他のメンバー銀河の位置にそれぞ

高い分解能と感度を持っているためである。

れ対応する。また、白の点線は銀河団中心から 0.25

本研究では ALMA の高い分解能を生かし、XM-

Mpc 離れた位置を表す。

46

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校形成が行われていることがわかった (e.g. Hayashi et3

al. 2011; Ma et al. 2015)。Hayashi et al. (2017) でResults
XCS J2215 銀河団のメンバー銀河 17 個について

は XCS J2215 銀河団中心部を ALMA の Band 3 をビジビリティフィッティングを行ったところ、合計 9使って観測し、計 17 個の CO J =2-1 輝線で明るい個の銀河について、ダストと分子ガスのサイズ測定

銀河 (ALMA ID: 01-17) を検出している (図 1)。本ができた。残りの 8 個の銀河は、主に S/N が低いこ研究では、これらの銀河を対象に 870µm 連続光 (分とやサイズが小さくビームサイズで分解できないな

解能 ∼ 0.2′′ ) と CO J =2-1 輝線 (分解能 ∼ 0.5′′ ) を観測し、両者のサイズ (有効半径) を測定した。なお、
現在の ALMA のバンドで低温分子ガスのトレーサーとなる CO J =2-1 輝線を観測できるのは z ∼ 1.7 まどの理由により、フィッティングエラーが大きく出てしまったため、今回の結果には取り入れないこととした。サイズ測定に成功した 9 個の銀河について、ダスト半径 (Re,dust ) と分子ガス半径 (Re,gas ) を比較しでであり、z ∼ 1.5 という赤方偏移において 0.5′′ ほどの分解能で複数の銀河団銀河を観測したのは本研たものを図 2 に示す。なお、ここに示すサイズは全究が初めてである。

て circular radius (axis ratio が 1) で統一したものである。

2

Methods
ビジビリティデータとは干渉計が出力する生のデータであり、アンテナペアごとに複素量をもつ観測デー
タである。ビジビリティをフーリエ変換することによって天体の強度分布 (イメージ) を再現することができる。しかし、観測で得られるビジビリティデータ
はアンテナのペアの数のみ存在し連続的でないため、実際に再現される天体の強度分布は必ずしも正しい
ものにはならない。そのため天体の大きさなど、強度分布に依存する物理量をより正確に得るには、イ
メージベースではなくビジビリティベースで測定を
図 2: ダスト半径 (Re,dust ) と分子ガス半径 (Re,gas )行う必要がある。
我々はビジビリティデータ用のフィッティングツールの比較。赤は HST 画像で見たときに companion が

UVMULTIFIT (Martı́-Vidal et al. 2014) を使って、 ある銀河、青は companion がない銀河である。また、
エラーバーは UVMULTIFIT のフィッティングエラー

17 個のメンバー銀河の 870µm 連続光と CO J =2-1

輝線の分布のサイズをフィッティングにより測定した。 である。

Hodge et al.(2016) はサブミリ波銀河 16 個 (z ∼ 2.5)のダスト分布のセルシック指数 n = 0.9 ± 0.2 を求め、
exponential disk (n=1) に近い分布を持っていることを示した。したがって、870µm 連続光と CO J =2-1

サイズ測定ができた 9 個の全ての銀河において、Re,gas > Re,dust が成り立ち、サイズ比 (=Re,gas /Re,dust ) の中央値は 2.04 となった。さらに、
HST の画像から ∼ 30 kpc より近くに companion がいるサンプル (図 2: 赤) といないサンプル (図 2: 青)

輝線両方のフィッティングモデルに exponential diskを適用した。フィッティングのフリーパラメータは[RA, Dec, Flux(Jy), FWHM(′′ ), axis ratio, Position

で区別したところ、両者に違いは見られなかった。

Angle(deg)] の最大 6 個であり、このうち FWHM(′′ )が分布のサイズに対応するパラメータである。

47

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion & future works
近傍宇宙 (z ∼ 0) において銀河団などに見られる大質量楕円銀河は n = 4 のセルシック指数を持っていることが知られており、中心部に恒星成分が集中した構造になっている。本研究で調べた銀河団銀河の多くは z ∼ 0 で楕円銀河になると考えられ、サイズの比較からこれらの銀河の内部では、拡がった分
子ガスの内部で星形成活動が行われているということがわかった。したがって、中心部でのコンパクトな星形成は、z ∼ 0 の楕円銀河の classical バルジに対応する構造の形成途中にあることを示唆するも
図 3: XCS J2215 銀河団メンバー銀河の Kennicutt-のである。

Schmidt 則。灰色の斜線は z ∼ 1-3 の field にある星形

本研究では、さらに考察を進めて銀河団銀河 (z =1.46) の Kennicutt-Schmidt 則を調べた。Kennicutt- 成銀河のフィッティングの結果 (Genzel et al. 2010)。
Scmidt 則は表面ガス密度 (Σgas ) と表面星形成密度の場合、ALMA.05 を除く 8 個の銀河はスターバース(ΣSFR ) の間に成り立つスケーリング則で、星形成効
トではなく、普通の星形成機構を持つ銀河と判断で率 (SFE ≡ SFR/Mgas )、或いはガス消費時間 (τgas )きる。第二に、一般に銀河の星形成機構はバイモーダの議論に有用である。表面ガス密度 (Σgas ) と表面星
ルではなく連続的な SFE の分布を持つという説明が形成密度 (ΣSFR ) の計算には、以下の 2 式を用いた。
可能である。これを立証するためには、他の銀河団の2ΣSFR = SFR/2πRe,dust

銀河や field 銀河からの高分解能観測の結果を統合し2
Σgas = Mgas /2πRe,gasて、サンプル数を今後増やす必要がある。また、図 2

ここで、SFR には f870µm から Ltotal IR を導出してルを 2 分割したが、一貫した傾向は見られなかった。

と同様に companion のあり (赤)/なし (青) でサンプ

SFR に変換した値を、Mgas は Hayashi et al. (2018)

最後に、今後の研究プランとして以下の二点を計に記載されている CO J =2-1 から得た値を用いた。 画している。
サイズ測定ができた 9 個の銀河について、Kennicutt-• XCS J2215 銀河団は KMOS Cluster Survey

Schmidt 則の図にプロットした結果を以下の図 3 に(KCS) のターゲットの一つでもあり、いくつか示す。

のメンバー銀河に関して、HST データを用いた全体の傾向として XCS J2215 銀河団のメンバー

可視光と近赤外線 (恒星成分) のサイズ測定がな銀河は、z ∼ 1-3 の field にある星形成銀河よりもSFE が高い傾向にあることが、図 3 から見て取れる。
Daddi et al. (2010) では、複数の銀河種族についてされている (Chan et al. 2018)。今後 KCS の研究チームと連携し、本研究で明らかとなったガス、ダスト成分のサイズと、恒星成分のサイズ

Kennicutt-Schmidt 則を調べたところ、銀河種族にを比較を行った上で銀河団銀河の形成シナリオ

よって SFE が低い普通の星形成と、SFE の高いスについてより議論を深めていく予定である。

ターバーストのバイモーダルな分布になることを主張している。しかし、今回の 9 個の銀河の分布を見る• HST 画像から近くに companion がある銀河とと τ ∼ 10 Myr と高い SFE を示す ALMA.05 を除いない銀河に分類し、両者にサイズや K-S 則に有て、τ ∼ 1 Gyr から τ ∼ 100 Myr にかけて連続的な意な差は見られないと結論づけた。より詳細な分布を示している。この結果には二通りの説明が考議論を行うために、CO J =2-1 輝線のデータえられる。第一に、連続的な分布を示す銀河が全てから moment-1 マップ (視線速度) と moment-2

同じ星形成機構を持っているということである。こマップ (視線方向の速度分散) を作成し銀河間相

48

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
互作用の影響を検証する。特に、SFE が他の銀河に比べて高く出た ALMA.05 の kinematics を調べ、他の銀河との違いから SFE が高い原因 (例えば merger の痕跡など) を調べる予定である。

Reference[1] Chan, J.C.C., Beifiori, A., Saglia, R.P., et al.
2018, ApJ, 856, 8[2] Daddi, E., Elbaz, D., Walter, F., et al., 2010,
ApJL, 714, L118
[3] Dressler, A. 1980, ApJ, 236, 351[4] Genzel, R., Tacconi, L.J., Gracia-Carpio, J., etal. 2010, MNRAS, 407, 2091
[5] Hayashi, M., Kodama, T., Kohno K., et al.
2017, ApJL, 841, L21[6] Hayashi, M., Kodama, T., Koyama, Y., et al.
2011, MNRAS, 415, 2670
[7] Hayashi, M., Tadaki, K., Kodama T., et al.
2018, ApJ, 856, 118[8] Hodge, J.A., Swinbank, A.M., Simpson, J.M.,
et al. 2016, ApJ, 833, 103[9] Ma, C.-J., Smail, I., Swinbank, A.M., et al.
2015, ApJ, 806, 257[10] Martı́-Vidal, I., Vlemmings, W.H.T., Muller,S., & Casey, S. 2014, A&A, 536, A136
[11] Stanford, S.A., Romer, A.K., Sabirli, K., et al.
2006, ApJL, 646, L13

49

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銀河 10

狭帯域撮像観測で探る z = 2 における小質量星形成銀河の環境依存性
東北大学 理学研究科天文学専攻
大工原 一貴50

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

狭帯域撮像観測で探る z = 2 における小質量星形成銀河の環境依存性
大工原 一貴 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河の形成進化を理解するためには、未だに性質がよく分かっていない銀河形成の初期段階にある小質量銀河について調べる必要がある。質量集積と星形成は、銀河の形成進化を担う非常に重要な物理過程である。しかし、これらの物理過程がどのように結びつき進化してきたのか、定量的に示せていない。この課題に挑む
ためには、銀河形成の初期段階から晩期にかけて幅広く調べ、かつ、様々な環境で調査する必要がある。我々はすばる望遠鏡/MOIRCS を用いて非常に深い狭帯域撮像観測を行い、銀河形成最盛期の星形成銀河サンプ
ルを構築し小質量星形成銀河の性質を調べている。本講演で紹介する z = 2 の低密度環境下の星形成銀河サンプルは、M∗ ∼ 108.0 Μ⊙ 、SFR ∼ 2.0 M⊙ yr−1 までの ∼ 70 天体で構成されている。本研究では、銀河の形成進化がどのように環境依存しているのか調べるために、この低密度環境下の星形成銀河サンプルと原始銀河団 (PKS1138,USS1558) 内の星形成銀河の比較を行なった。過去の狭帯域撮像観測によって、USS1558
で爆発的な星形成活動を行なっている小質量星形成銀河が複数見つかっている (Hayashi et al. 2016)。しかし、今回調査した COSMOS 領域では、そのような小質量星形成銀河は検出されなかった。そこで星形成活動の環境依存性をより詳細に調べるため、高密度領域と低密度領域に存在する星形成銀河が主系列 (星形成率と星質量の相関関係) からどの程度ずれているのかを調べ、KS テストを用いて比較を行なった。その結果、小質量側では分布に差があることが示され (p < 0.05)、大質量側では全ての原始銀河団でフィールド領域との差は確認できなかった。このことから、小質量星形成銀河は何かしらの環境効果を受けている可能性が示
唆された。

1

研究背景

時間とともに進化している (e.g. Daddi et al 2007;

Whitaker et al. 2014)。この相関を、星形成銀河の主質量集積と星形成は、銀河の形成と進化に欠かせ

系列 (以下、主系列) という。つまり、銀河の形成進ない物理過程である。しかし、これらの物理過程が化を理解するためには、星形成銀河の諸性質を質量・どのように関連しているのか、定量的には示されて

環境・時間の関数として捉え、環境が銀河の形成進いない。宇宙初期では、初めに軽い銀河が生まれ、そ化にどのような影響を与えるのかを理解しつつ、銀れらが重力で寄せ集まり、衝突や合体を繰り返しな河形成の初期段階から晩期にかけて幅広く調べ、かがら大質量銀河へと成長していくと考えられている。 つ、様々な環境で調査する必要がある。
一方で星形成活動は、大質量銀河から小質量銀河へ銀河の形成進化は、80-100 億年前 (1 < z < 3) にと順に形成のピークが移行し、沈静化していくこと

ピークを迎えた (e.g. Maudau, Pozzetti & Dickinsonが観測されている。一見矛盾して見えるこれらの物

1998; Hopkins & Beacom 2006; Madau & Dickinson

理過程は、どのように結びついて進化してきたのだ2014)。この時代は、銀河の星形成の活動性が最も高ろうか。これらを結びつけて考えると、ハローは遠方かったことから銀河形成最盛期と呼ばれ、銀河の形成

宇宙で大量に誕生するものの、星形成活動について進化を考える上で非常に重要な位置付けにある。我々は、継続的または遅延的に起こることが要請される。 の研究グループは、この銀河形成最盛期の小質量星
銀河の性質は環境に大きく依存することが知られ形成銀河に着目し、この年代の星形成銀河の質量とており、質量集積および星形成過程のタイムスケー

環境の依存性について明らかにしたいと考えている。

ルが環境によって異なる。また、多くの星形成銀河
は星形成率と星質量の間に相関があり、この関係は51

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領域

1.1

表 1: MAHALO deep feild survey の概要
赤方偏移
輝線
フィルター

COSMOS-F1

2.2, 3.2, 4.6

Hα, [OIII], [OII]NB2095

本研究課題

COSMOS-F2

2.2, 3.2

NB2095

本研究課題

GOODS-S-F1
GOODS-S-F2

2.3, 3.6
2.3, 3.6

Hα, [OIII]
Hα, [OIII]
Hα, [OIII]

NB2315
NB2315(本研究課題)(本研究課題)GOODS-S-F2

2.3, 3.6

Hα, [OIII]

BrG(本研究課題)MAHALO deep feild survey

我々の研究グループでは、すばる望遠鏡に搭載されている近赤外撮像分光装置 (MOIRCS) に多数の挟帯

2

解析手法

2.1

星形成銀河サンプル域フィルターを取り付け、星形成銀河から放射される

本研究は、2018 年 01 月 3, 4, 5 日、2019 年 01 月 18

輝線を捉えることで様々な環境や年代における星形

日にすばる望遠鏡の近赤外撮像分光装置 (MOIRCS)

成銀河のサンプルを構築してきた (Mahalo-Subaru;

で取得された狭帯域 (NB) 撮像観測データ (NB2095)

Kodama et al. 2013)。現在は銀河形成の質量依存と、広帯域撮像観測データを用いて行った。輝線銀河性を理解するために、さらに深いデータの取得を進のサンプル構築は、(1) 天体の検出と測光、(2)mNB <め、より小質量、低星形成銀河の検出を進めている

mKs となるような輝線銀河を探し出す、(3) これらの(Mahalo Deep Survey)。

輝線銀河を Hα 輝線銀河、[OIII] 輝線銀河、[OII] 輝線銀河に分離するという流れで行う。

星形成銀河は Hα 線、[OIII] 線などの特徴的な輝線を放射する。狭帯域フィルターにこれらの輝線がはじめに、SExtractor(Bertin & Arnouts 1996) を入り込むと、広帯域観測データに比べて銀河が明る用いて天体の検出と測光を行った。天体の検出にはく観測される。このような輝線銀河を、すばる望遠

NB データを用いて、1”.5 アパーチャーで測光をし鏡の広視野かつ高感度の観測装置を用いて選び出す

た。次に、本研究では以下の条件を満たす銀河を輝ことで、特定の赤方偏移にある星形成銀河を広い視線銀河とみなし輝線銀河を選び出した。
[]√
2 − σ2Σ σKs
NBmKs − mNB > −2.5 log10 1 −
fN B
(1)

野内から一網打尽に捉えることができる。この手法の特色は、(1) 連続光の強度に関わらず、輝線を頼りに星形成銀河を探すことができる、(2) 狭帯域フィル
ターを用いることで、より赤方偏移の範囲を限定することができる、(3) 電離ガスの分布を調べることができることなどが挙げられる。(1) の理由から狭帯域
撮像観測は、我々の着目する小質量星形成銀河を探本講演は、フィールド領域に対して深い狭帯域撮像

MOS 領域の解析結果について紹介を行う。

(2)

σ は 1σ のスカイノイズを意味し、Σ をここでは Σ = 3と設定した (S/N が 3σ 以上の天体のみを選び出すことに対応する)。最後に、二色図を用いてこの輝線銀査するのに非常に有利であることがわかる。
観測を行った MAHALO deep feild survey の COS-

mKs − mNB > 0.25

河を Hα 輝線銀河、[OIII] 輝線銀河などに分類する。
式 (3) の条件を満たす銀河を [OIII] 輝線銀河または[OII] 輝線銀河とし、式 (4) の条件を満たす銀河を Hα輝線銀河とした。

(J − Ks) ≥ 0.91(i − J) + 0.227, (i − J) ≤ 1.0 (3)(J − Ks) ≥ 1.61(b − i) + 0.227

52

(4)

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また、環境効果を調べるため原始銀河団 (PKS1138,

結果・考察

3

USS1558) に対して行われた深い NB 撮像観測データ(Hayashi et al. 2012, Shimakawa et al. 2018) も本

以上の手法を用いて輝線銀河を選び出した結果、研究の COSMOS 領域の解析と同様の手法で測光をHα 輝線銀河 68 天体、[OIII] 輝線銀河 34 天体、[OII]

行い、輝線銀河を選び出した。ただし、これらのデー

輝線銀河 2 天体検出した。本講演では、z = 2.19 の

タは赤方偏移が異なることと使用できる広帯域撮像

Hα 輝線銀河の解析結果について紹介する。

観測データが限られていることから以下の条件を用いて輝線銀河を選び出した。PKS1138: 式 (5) と式(6) 双方の条件を満たす銀河を Hα 輝線銀河とした。
(z − Ks) ≥ (b − z) − 0.2, (z − Ks) ≤ 2.5

3.1星形成銀河の主系列 (z = 2.2)

本研究で構築した z = 2.19 の Hα 輝線銀河サンプ(5)

ルは、M∗ ∼ 8,SFR ∼ 2 [M⊙ yr] までの星形成銀河で(J − Ks) ≥ 1.45(z − J) − 0.3, (z − J) ≥ 0.8 (6)構成されている。この節では、これらの星形成率と星USS1558: 式 (7) と式 (8) 双方の条件を満たす銀河を 質量の関係を調べた結果を示す。小質量星形成銀河の振る舞いは、これまで大質量側確認されてきたよHα 輝線銀河とした。
(J − Ks) ≥ (r − J) − 0.7, (r − J) ≤ 0.9(7)(r − Ks) ≥ 2.5(b − r) − 1.6, (b − r) ≤ 1.0(8)

うに星形成率が星質量に依存していることが分かった。大質量側の星形成銀河の振る舞いも同様に質量に依存し、過去の文献とも一致する結果が得られた。

Hayashi et al. (2016) では、原始銀河団 USS1558の深い観測によって小質量側 (M∗ < 109.5 ) で爆発

SED フィッテング

2.2的な星形成活動をしている銀河 (スターバースト銀星質量とダストの減光量を調べるため、SED フ河) が発見された。しかしながら、今回観測された

ィッテングを CIGALE(Code Investigation GALaxy

COSMOS 領域ではそのような天体は発見されなかっEmission, Boquien et al. 2019) を用いて行なった。 た。つまり、小質量星形成銀河は原始銀河団のよう本研究では、Bruzual & Charlot (2003) stellar pop-

な高密度環境では星形成が促進されている可能性がulation model, the Calzetti et al. (2000) extinction
law, the Chabrier (2003) IMF のモデルを組み合わ考えられる。これを定量的に議論するために以下の

せ SED フィッテングを行なった。

調べた結果を紹介する。

節で KS テストを用いて星形成銀河の環境依存性を

星形成率

2.3

3.2

NB と BB のフラックス密度 fNB , fKs 、フィルターの FWHM をそれぞれ ∆NB , ∆Ks としきたとき、輝線フラックス (Fline ) は以下のように示される。

fNB − fKs
Fline =∆NB
1 − ∆NB /∆Ks

環境 (銀河の数密度) によって星形成活動が異なるのかどうかを調べるため、低密度環境下にあ(9) る COSMOS 領域と高密度環境下にある原始銀河

ただし、USS1558(N B : N B2315) の場合は以下の式に従う。

z = 2 における小質量星形成銀河の環
境依存性

団 (USS1558, PKS1138) の比較を行った。具体的には、星形成の活動性を示す指標である ∆MS(=

log(SFR) − log(SFRMS )) の分布の差を KS テストを(10) 用いて評価することで星形成活動の環境依存性を調べ

Fline = (fNB − fKs )∆NB

これらを用いて、星形成率を以下の式に従って算出た。∆MS は、各銀河の星形成率が主系列からどの程度した。

差があるのかを示している。そのため、正の値を取れ−42

SFR = 7.9 × 10(

LHαerg s−1

)
×

1
1.7

ば星形成活動は活動的であることを示し負の値を取れ(11) ば星形成活動は不活発であることを意味する。また、53

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COSMOS、USS1558、PKS1138 の観測データはそれ

星形成活動の環境依存性を議論するため、∆MS のぞれデータの質が異なることから、一番浅いデータ

分布が COSMOS 領域と原始銀河団でどのように異な−1である PKS1138 の値に合わせ SFR > 0.5 M⊙ yr、 るのか KS テストを用いて調べた。その結果、小質量M∗ > 109.7 M⊙ の値をもつ銀河のみを使用して比較 側 (109.5 < M∗ /M⊙ < 109.7 ) では分布に差があるこを行った。これらの閾値は、NB の 68% complete-とが示され (p < 0.05)、大質量側 (M∗ /M⊙ > 109.7 )ness の等級から限界星形成率、質量分布のピーク

では全ての原始銀河団で COSMOS 領域との分布のから限界星質量を見積もり決定した。また、より小差は確認できなかった。このことから、原始銀河団

質量範囲の分布を調べるためより深い USS1558 とのような高密度領域の小質量銀河では環境効果が働−1

COSMOS の観測データから SFR > 0.8 M⊙ yr
M∗ > 10

9.7、 き、銀河の形成進化が促進されている可能性が示唆

M⊙ の値を持つ銀河のみを用いて比較を される。しがしながら、より詳細に環境効果を調べるためにはより深く、より広い範囲での観測が必要

行った。
9.5

その結果、小質量側 (10< M∗ /M⊙ < 10

9.7

である。

)で

は ∆MS 分布に差があることが示され (p < 0.05)、大質量側 (M∗ /M⊙ > 109.7 ) では全ての原始銀河団でCOSMOS 領域との差は確認できなかった。このこと

Reference

から、原始銀河団のような高密度領域の小質量側でBertin, E., & Arnouts, S. 1996, A&AS, 117, 393

は環境効果が働き、形成進化が促進されている可能Boquien, M., Burgarella, D., Roehlly, Y., et al. 2019,
A&A, 622, A103

性が示唆される。しかしながら、本研究では主に主系列の上側の銀河の分布で議論しており、主系列のBruzual, G., & Charlot, S. 2003, MNRAS, 344, 1000

下側は議論できていない。そのため、環境効果をよCalzetti, D., Armus, L., Bohlin, R. C., et al. 2000, ApJ,
533, 682 Cardamone, C. N., Urry, C. M., Schawinski,
K., et al. 2010, ApJ, 721, L38

り詳細に調べるためには、より深く、より広い範囲での観測が必要である。

Chabrier, G. 2003, PASP, 115, 763

4結論

Daddi, E., Dickinson, M., Morrison, G., et al. 2007,
ApJ, 670, 156

銀河の形成進化を理解するためには、未だに性質

Hayashi, M., Kodama, T., Tadaki, K.-I., Koyama, Y.,& Tanaka, I. 2012, ApJ, 757, 15

がよく分かっていない銀河形成の初期段階にある小質量銀河について調べる必要がある。そこで、我々の研究グループは未だ手付かずな点の多い小質量星形成銀河を調べるため、深い狭帯域撮像観測を行い

Hopkins, A. M., & Beacom, J. F. 2006, ApJ, 651, 142

小質量星形成銀河を探し出すプロジェクトを進めている (MAHALO deep feild survey)。

COSMOS 領域に対して行われた狭帯域撮像観測
では、Hα 輝線銀河 68 天体 (z = 2.2)、[OIII] 輝線銀
河 34 天体 (z = 3.2)、[OII] 輝線銀河 2 天体 (z = 4.6)が検出された。z = 2.19 の Hα 輝線銀河に関しては、M∗ ∼ 8.0,SFR ∼ 2.0 [M⊙ yr] までの範囲で星形成率と星質量の関係を示し、これまで大質量側で確認されてきたように小質量側でも星形成率が強く質量に依存していることが分かった。Hayashi et al. (2016)
で報告されたような小質量スターバースト銀河は見Hayashi, M., Kodama T.,Tanaka I., et al. 2016, ApJ,
826, L28

Kodama, T., Hayashi, M., Koyama, Y., et al. 2013, in
Proc. IAU Symp. 295, The Intriguing Life of Massive
Galaxies, ed. D. Thomas, A. Pasquali, & I. Ferreras(Cambridge: Cambridge Univ. Press), 74
Madau P., Pozzetti L., Dickinson M., 1998, ApJ, 498,
106
Madau, P., & Dickinson, M. 2014, ARA&A, 52, 415
Shimakawa, R., Koyama, Y., Röttgering, H. J. A., etal. 2018, MNRAS, 481, 5630 Shimakawa
Whitaker, K. E., Franx, M., Leja, J., et al. 2014, ApJ,
795, 104

つからなかった。

54

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銀河 11

可視近赤外線撮像データを用いた z = 2.39 53W002 原
始銀河団における大質量銀河の探査と性質の調査
愛媛大学大学院 理工学研究科数理物質科学専攻
米倉 直紀

55

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可視近赤外線撮像データを用いた

z = 2.39 53W002 原始銀河団における大質量銀河の探査と性質の調査
米倉 直紀 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
近傍の銀河団では早期型銀河の存在割合が高いことが知られている. このような早期型銀河を形成する古い
星は z > 2 の時代に形成されたと考えられている. そのため早期型銀河の形成と進化の理解には, 形成時期にあたる z > 2 の高密度環境を調査することが重要になる. 今回 z = 2.39 にある 53W002 原始銀河団に注目した. この原始銀河団では電波銀河 53W002 の周囲に同じ赤方偏移の Lyα Emitter (LAE) が 204 個発
見されており, その個数密度から 53W002 原始銀河団は一般の銀河団へ成長すると考えられている. 本研究ではこの原始銀河団に対して可視近赤外線の撮像データを用いた大質量銀河の探査を行った. Balmer/4000

Å ブレイクを利用した色選択と種族合成モデルを使った SED ﬁtting によって候補天体を選出した. また一般領域でも同様の手法で解析を行うことで, 原始銀河団と一般領域の環境による性質の違いを比較した. その結果, 原始銀河団には明るく (Ks < 22.25 AB), 赤い色 (J − Ks > 2 AB) を持つ銀河が一般領域に比べて約 8 倍の個数密度を持つことが分かった. また SED ﬁtting から推定した星質量や比星形成率を比較したところ, 原始銀河団領域では星質量が 1011 M⊙ 以上の大質量銀河や, 星質量が 5 × 1010 M⊙ で比星形成率が10−11 yr−1 以下の星形成を終えた銀河の密度超過が確認された. この結果は一般の銀河団へ成長する原始銀河団においてもすでに大質量銀河の形成されており, 星形成を止めた銀河も存在している可能性が高いことを示している. また原始銀河団領域において選出した銀河と LAE の空間分布を比較した結果, 選出した天体の密度ピークは LAE の密度ピークからはわずかにずれる傾向も見られた.

1団の早期型銀河とは性質が大きく異なる. そのためIntroduction

原始銀河団に対して LAE 探査のみを行うと大質量

銀河の性質とその周辺環境には相関があることが銀河が見落とされている可能性がある. 例えば非常知られている. 例えば, 銀河団では赤く, 大きい星質量, 低い星形成活動を示す早期型銀河の存在割合が高くなる (e.g., Dressler 1980). このような銀河団の早期型銀河を構成する古い星は z > 2 の時代に形成さにレアで大規模な LAE の構造を持つ SSA22 原始銀河団では, 多波長データは用いた大質量銀河探査が行
われ, 大質量銀河の密度超過が発見されている (e.g.,

Kubo et al. 2013). しかし原始銀河団に対して大質れたと考えられている (e.g., Bower et al. 1992). そ量銀河を探査した例は少なく, より一般的な高密度のため早期型銀河の形成と進化の理解には z > 2 の環境において大質量銀河が存在するのかは明らかに宇宙における高密度環境である原始銀河団を直接観なっていない.

測することが重要となる.

そこで本研究では 53W002 原始銀河団に対して可今回我々は z = 2.39 にある 53W002 原始銀河団

視近赤外線撮像データを用いた大質量銀河の探査をに注目した. この原始銀河団では z = 2.39 の電波行った. Balmer/4000 Å ブレイクを利用した近赤外銀河 53W002 の周辺に同じ赤方偏移の Lyα Emitter

線の色選択に加えて SED ﬁtting の結果を用いるこ(LAE) の大規模構造が発見されている (Mawatari etとで, 大質量銀河を選出した. また COSMOS 領域

al. 2012). またその個数密度から将来一般的な銀河において同様の手法で銀河の探査を行い環境による団へと成長すると考えられている. しかし LAE は若い小質量の星形成銀河であると考えられており, 銀河

性質の違いを調査した.

56

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2

Data & Analysis

2.1

観測データ

期質量関数は Chabrier (2003) のものを採用した. 金
属量は Z = 0.04, 0.008, 0.02 の 3 種類を, 星形成
史は tau-model, delayed-tau, single-burst, constant

本研究では 53W002 原始銀河団に対して撮像観測

star-formation の 4 種類を用いた. また減光則としてされた可視光 B, V , i′ バンドと近赤外線 J, H, Ks

Calzetti et al. (2000) の減光則を使用した. IGM 吸

バンドのデータを用いた. z = 2.39 において可視光

収には Madau (1995) のモデルを用いた. 赤方偏移は静止系で紫外線, 近赤外線は静止系で可視光に対応

は z = 0.01-4.99 の範囲で計算した. ベストフィット

する. 可視光のデータは Subaru Prime Focus Cameのモデルを探すために χ2 を以下のように計算した.

(Suprime-Cam), 近赤外線のデータは Multi-Object

χ2 =Infra-Red Camera and Spectrograph (MOIRCS) で(2)

ﬁlters i

観測された.

ここで A, fi,model , fi,obs , σi はそれぞれ規格化定数,

天 体 の 検 出 と 測 光 は SExtractor (Bertin &モデルフラックス, 観測フラックス, 観測フラックス

Arnouts 1996) で行った. 天体検出の際には 6 バンの誤差である. z = 2.39 の可能性が低い天体であれ

ドの中で星質量を最もよく反映しダスト減光の影響

ば, 観測された SED は z = 2.39 のモデルで再現さも小さい Ks バンドの画像を用いた. 測光は PSF を補正した後, SExtractor の dual image mode で行った. 深さの一様性を保つために Ks < 23.3 AB を満

れにくいと考えられる. そのため z = 2.39 における

χ2 はベストフィットの赤方偏移における χ2 に比べて大きくなることが期待される. そこでベストフィッ

たす天体のみを以降の解析に用いた. 最終的な解析

トの赤方偏移における最小の χ2 を χ2min , z = 2.39

領域は 70.2 arcmin2 となった.

2.2∑ (A × fi,model − fi,obs )2,
σi2

における最小の χ2 を χ2z=2.39 として,

∆χ2 ≡ χ2z=2.39 − χ2min < 2.71

サンプルセレクション(3)の条件を (1) 式で選出した天体に課した. 2.71 は ∆χ2z ∼ 2.39 の天体を選出ための以下のカラーセレクの 90% 信頼区間に対応する. この (3) 式の条件で混ション (Kajisawa et al. 2006) を行った.

入天体の除去を行った.

(J − Ks )Vega > 1.5
(1)

and

2.3

(J − Ks )Vega > 2(H − Ks )Vega + 0.5

環境の違いによる影響を見るために COSMOS2015

このセレクションは 2 ≲ z ≲ 3 では J バンドと H バンドの間に Balmer/4000Å ブレイクが入ることを利用している. 星形成をやめた銀河やダストの多い銀河だけでなく, z ∼ 2.5 のある程度星形成を続けている銀河も選出することができる. ただし Balmer/4000Å

カタログ (Laigle et al. 2016) を用いて比較サンプルを作成した. このカタログでは広い視野において X線から電波に渡る多波長のデータが揃っており, 我々の観測と同様の B, V , i′ , J, H, Ks バンドのデータも含まれている. ただし 53W002 領域のデータとブレイクがほとんど見えないような若い銀河は選出

COSMOS2015 カタログのデータとでは近赤外線のできない.

測光誤差の大きさが異なるため, COSMOS2015 カタ

このセレクションの際には測光誤差によって他の赤方偏移の天体の混入が予想される.

比較サンプル

ログの J, H, Ks バンドのフラックスを測光誤差のそこで可視差分を埋めるように揺らがせることで 53W002 領域

近赤外線のデータを使った SED ﬁtting の結果からz ∼ 2.39 の可能性が低い天体を取り除くセレクションを行った. SED ﬁtting のモデルスペクトルにはBruzual & Charlot (2003) の種族合成モデルを, 初の観測と同じ測光誤差を持つ疑似的なカタログを作成した. 疑似的なカタログから 53W002 領域と同様に Ks < 23.3 AB, (1) 式, (3) 式を満たす天体を比較
サンプルとして選出した.

57

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
COSMOS

10 8

10 8

10 9

10 9

sSFR (yr 1)

10 10

10 10

10 11

10 11

10 12

10 12
1011
1010
Ms (M )COSMOS

53W02-COSMOS

10 8

10 8

10 8

10 9

10 9

10 9

sSFR (yr 1)

sSFR (yr 1)

1011
1010
Ms (M )
53W002

10 10
10 11
10 12

sSFR (yr 1)

sSFR (yr 1)

53W002

10 10
10 11

1010

Ms (M )

1011

1
0.0000 0.0032 0.0064 0.0096 0.0128 0.0160 0.0192 0.0224
0
density0.6(arcmin0.8 2) 1.0
0.0 likelihood
0.2
0.4

10 12

10 10
10 11

1010

Ms (M )

1011

1
0.0000 0.0032 0.0064 0.0096 0.0128 0.0160 0.0192 0.0224
0
density0.6(arcmin0.8 2) 1.0
0.0 likelihood
0.2
0.4

10 12
1
0
0.0

1010
0.009

0.005

Ms (M )
0.000

1011
0.005

0.009

2
likelihood
0.2
0.4density
0.6(arcmin
0.8 )

1.0

図 1: 上段左図: 53W002 領域における星質量と比星形成率の分布. 上段中央: COSMOS 領域における星質量と比星形成率の分布. 誤差は天体数が多いので表示していない. 下段左図: 53W002 領域における星質量と比星形成率の確率
密度分布. 下段中央: COSMOS 領域における確率密度分布. 下段右図: 53W002 領域の結果から COSMOS 領域の確率密度分布を引いた結果.

3

Result3.1

個数密度がわかった. さらに Ks < 22.25 かつ J − Ks > 2 の銀河に注目すると 53W002 領域と COSMOS 領域ではそれぞれ 0.085 arcmin−2 , 0.011±0.012 arcmin−2

53W002 領域では 70.2 arcmin2 の解析領域内に 62 の個数密度となり, 約 8 倍もの差があった. これは天体が選出され, 個数密度は 0.88 arcmin−2 であっ 53W002 領域には LAE 構造に付随する明るく赤いた. 一方で COSMOS 領域では 1230 arcmin2 の解析 銀河が一般領域では見られないほど卓越していることを示している.

視野内で 972 天体が選出され, 個数密度は 0.79±0.18

arcmin−2 であった. 誤差は COSMOS 領域において10′ × 10′ のランダム視野を使った個数密度の標準偏差から推定している. 誤差の範囲内であるが 53W002

3.2

性質

領域の個数密度は COSMOS 領域よりも超過してお各領域において SED ﬁtting で推定した星質量

り, 53W002 領域は比較的個数密度の高い領域である(Ms ) と比星形成率 (sSF R) の関係を示したものが図と考えられる.

1 上段の左図と中央図である. 図 1 下段の左図と中央
図は各領域での確率密度分布を示す. 確率密度分布は

Ks < 22.25 AB の部分に注目すると, 53W002 領

2, COSMOS 領域で 0.14±0.04 各天体で Ms と sSF R の平面上で P ∝ exp(−χ /2)
arcmin−2 の個数密度を示した. 53W002 領域には 一 で確率分布を計算し, 全天体分を重ね合わせ, 視野の域で 0.27 arcmin−2

般領域では見られないほど明るい銀河が存在すること大きさで割ることで作成した. 図 1 下段右図は確率58

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
密度分布を 53W002 領域から COSMOS 領域の値を

0.2
50.45

0.1

50.40

0.7

0.2
0.5

引ことで確率密度の超過を示したものである.

Dec (deg)星形成をやめた銀河の密度超過が見られた. また密度超過の部分は COSMOS 領域のランダム視野では0.1再現できないほどの超過を示していた. これらの結果は, 一般の銀河団へと成長する 53W002 原始銀河

50.35

0.1

Ms > 5 × 1010 M⊙ かつ sSF R < 10−11 yr−1 の

0.6

0.1

これを見ると Ms > 1011 M⊙ の大質量銀河や

0.7

0.6

50.30

0.5

50.25

団において, Ms > 1011 M⊙ の大質量銀河や星形成
0.3

258.7

をやめた銀河がすでに形成されている可能性が高い
また Ms < 1010 M⊙ の小質量銀河でも確率密度の0.4

形成率が低い傾向があり, 高密度環境であるためにこ
0.1

かしこのような小質量銀河では物理量推定の誤差が大きいことに加えて, [OII], [OIII], Hα などの強い輝線の影響も縮退している可能性もあり, 今後分光観測などで詳細な性質を調査する必要があると考える.

空間分布258.5 258.4
RA (deg)

258.3

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4
Number densityof JHKs & 2 selected (arcmin 2)
0.1

超過が見られた. COSMOS 領域と比較すると比星のような銀河が形成されているのかもしれない. し

258.6

0.1

ことを示している.

3.3

0.3

MOIRCS F.O.V
sSFR>10 10 yr 1
sSFR=10 11 10 10 yr 1
sSFR<10 11 yr 1
Ms<1010 M
Ms=1 5 × 1010 M
Ms=5 10 × 1010 M
Ms>1011 M
53W002
LAE (Mawatari et al. 2012)0.2

図 2: 53W002 領域における JHKs カラーと ∆χ2 で選0.1
出された銀河の空間分布. 丸のマーカーが選出した銀河を示す. 色は比星形成率, サイズは星質量を反映している.
灰色のコントアは選出した銀河の個数密度を σ = 1′ のガウシアンでなました結果を示す. 水色のクロスマークは
Mawatari et al. (2012) で発見された LAE を示す. 水色の実線は LAE の個数密度を σ = 1.′ 5 のガウシアンでなま
した結果を示す.

Reference

53W002 領域において選出した銀河と過去に発見さ Bertin, E. & Arnouts, S. 1996, A&AS, 117, 393.
れた LAE との関係を調べるために空間分布を比較した. その結果が図 2 である. 丸のマーカーは本研究でBower, R. G., et al. 1992, MNRAS, 254, 601.

選出した銀河を示し, マーカーのサイズと色はそれぞBruzual, G. & Charlot, S. 2003, MNRAS, 344, 1000.

れ星質量と比星形成率を反映している. クロスのマー

Calzetti, D., et al. 2000, ApJ, 533, 682.

カーは Mawatari et al. (2012) で発見された LAE を

Chabrier, G. 2003, PASP, 115, 763.

示しており , その個数密度が水色の実線のコントア

Dressler, A. 1980, ApJ, 236, 351.

で示されている. LAE が少ない MOIRCS 視野の左0.2下の部分では同様に選出した銀河もほとんど分布しKajisawa, M., et al. 2006, MNRAS, 371, 577.

ていないが, LAE 個数密度の高い領域に集中して分

Kubo, M., et al. 2013, ApJ, 778, 170.

布しているわけでもないようである. 灰色の等高線

Laigle, C., et al. 2016, ApJS, 224, 24.

は選出した銀河の個数密度を示しており, 2 つの密度ピークが見られた. 2 つのピークには Ms > 1011 M⊙

Madau, P. 1995, ApJ, 441, 18.

の大質量銀河や sSF R < 10−11 yr−1 の星形成をやMawatari, K., et al. 2012, ApJ, 759, 133.

めた銀河がいくつか集まっていた. また興味深いことに選出した銀河のピークは LAE の密度ピークか
らわずかにずれて分布する傾向が見られた. これは

LAE のみではより大質量の銀河の構造を完璧にはトレースできないことを示しているのかもしれない.

59

0.1

——–index へ戻る

銀河 12

原始銀河団領域 SSA22 における JVLA 5cm 電波連続
光観測 : ソースカタログの作成
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
松田 慧一

60

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

原始銀河団領域 SSA22 における JVLA 5 cm 電波連続光観測 : ソース
カタログの作成松田 慧一 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本発表は、Karl G. Jansky Very Large Array (JVLA) の C-band (中心波長 5 cm) で観測された、z = 3.1に位置する原始銀河団を含む SSA22 領域の電波連続光の解析結果を報告する。宇宙全体の星形成最盛期、かつ銀河進化が促進される高密度環境 (原始銀河団) において、爆発的星形成銀河や活動銀河核 (AGN) の密度超過を定量的に理解することは、銀河進化を探る上で重要である。そこで、星形成活動や AGN をトレースする電波連続光に注目し、X 線天文衛星 Chandra やサブミリ波干渉計 ALMA と組み合わせることで、原始銀河団 SSA22 領域における銀河活動性の超過を定量的に理解することを目指す。解析は、縞状のノイズを含む
観測データに対し、そのノイズの発生源の特定と除去を試みた。解析の結果、 beam size が 0.89′′ × 0.79′′ 、

r.m.s. (1σ) = 0.30 − 0.34 µJy/beam のマップを得た。この r.m.s. は、このデータの理想的な熱雑音の大きさ (0.26 µJy/beam) に迫る値である。また、 この r.m.s. は C-band の観測の中でも最も高感度な結果のう
ちの一つである Hubble Ultra-Deep Field の観測結果の感度 (r.m.s. = 0.32 µJy/beam) と同等の値である。
そのため、このマップは C-band データの中で最も深いものの一つと言える。このマップに対し、JVLA 視
野 (59 arcmin2 ) にわたって公開コード (Aegean) を用いて正もしくは負の SNR を持つソースを検出した。
検出結果から、正の SNR を持つソース数と負の SNR を持つソースの数の比である false detection rate と、
マップに埋め込んだ人工的なソースの検出率でどれほど正しく検出を行うかの指標となる completeness を計算した。そして、計算した false detection rate を使い、検出したソースの分類分けを行った。その結果、
信号対雑音比 (SNR) ≥ 5 で 3038 個 のソースが検出され、false detection rate が 0% となる SNR ≥ 8.4
で 182 個のソース (S5 cm ≥ 3.5 µJy) を検出した。

1

この原始銀河団は z ∼ 3 に存在するライマンブレイ

Introduction

ク銀河の大規模な過密領域として発見された (Steidel

現代天文学の大きな課題の一つに、銀河の形成やet al. 1998)。また過去の研究から、この領域は ラ

進化の解明がある。その理解を深める上で、宇宙全イマンアルファ輝線天体の過密領域であると明らか体の星形成最盛期である z ∼ 1 − 3 に存在する、かになっている (e.g. Hayashino et al. 2004)。また、つ銀河進化が促進される高密度環境の爆発的星形成

ALMA や Chandra など様々な波長の観測装置によっ

銀河や活動銀河核 (AGN) の密度超過を理解するこて観測されている (e.g. Umehata et al. 2015)。

とは重要である。過去の研究から、銀河団・原始銀

本研究では、原始銀河団環境の AGN や星形成銀河団とその中にある AGN や星形成銀河などの銀河河などの密度超過の定量的な理解を目指すために、電の形成・進化の歴史のモデルが推測されており (e.g.

波連続光による原始銀河団 SSA22 領域の観測を行っ

Shimakawa et al. 2018b)、星形成が盛んな銀河やた。この電波連続光は、星形成領域や AGN 等の高AGN が原始銀河団環境で密度超過を起こすと考えエネルギー環境から放射されるシンクロトロン放射られてきた。しかしながら、原始銀河団環境におけであり (Condon et al. 1992) 、爆発的星形成銀河やる AGN や星形成銀河などの密度超過の定量的な理

AGN の良いトレーサーとなる。

解は進んでいない。
そこで、我々は原始銀河団 SSA22 領域に注目した。

本発表では、原始銀河団 SSA22 領域における電波
連続光ソースの検出結果を紹介する。天体検出コー

61

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
ド (Aegean) によるソース検出を行い、検出したソー

2.3

スの分類分けを行った。

Imaging

Data reduction を行った後、CASA のタスクである tclean を用いた イメージングを行った。イメー

2Observations and Analysis

2.1

Observation

ジング時の設定は表 2 の通りである。
項目

われた (PI: Hideki Umehata)。原始銀河団 SSA22
領域を対象に C-band (中心波長 5 cm) を用いて電波連続光を観測した。表 1 に本研究で使用したデー
タの観測諸元をまとめる。

′′′

pblimit(00 17 00 , 22h 17m 26s )0.2

ピクセルサイズ0.1′′ × 0.1′′

weightingnatural

中心座標 (RA, Dec)

本観測は、2017 年と 2018 年に JVLA を用いて行

値◦

表 2: イメージング設定

表 1: JVLA 観測諸元
項目
値 (2018)

PI

Hideki Umehataband

C (中心波長 5 cm)

アンテナ数 [台]25 - 27

合計観測時間 [h]56 (2017), 56 (2018)

Configuration

B (2017), A (2018)flux calibrator

J2212+0152 (2017)

3

Results

3.1

Image

得られた連続波イメージを図 1 に示す。

3C48 (2018)
Phase calibrator

J2212+0152 (2017)
J2148+0657 (2018)

2.2

Data reduction

Data reduction には CASA (version 6.2.0) を用いた。まず、観測から得られたデータをキャリブレー
ションして Measurement Set (MS) を作成した。その MS から作成したイメージの一部に、人工電波源

図 1: SSA22 のシンクロトロン放射のイメージング

やキャリブレーション時のエラーが原因となって生じ結果。主ビーム補正を行っている。

る、空間方向に周期性を持った人工的な縞が存在しまた、解析結果のまとめを以下の表 3 に示す。

た。本研究の解析では、この様な MS について得られたイメージをフーリエ変換し、縞の空間周波数成分を特定した。特定した空間周波数成分から、縞を作る原因を特定し、CASA のタスクである flagdata

項目値

r.m.s. [µJy/beam]

0.30 − 0.34を用いてそのデータを除去した。この解析によって、総積分時間 [h]82.2

MS から作成したイメージの r.m.s. が最大で二倍向beam size (長軸, 短軸, PA)(0.89′′ , 0.79′′ , 24.7◦ )上した。

表 3: SSA22 の解析結果

622021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
イメージの深さについて、本結果と Rujopakarn etで定義される、検出された天体が偽の天体である割al. (2016) で紹介されている結果を比較する。この合である。

論文では、C-band の観測の中でも最も高感度な結果のうちの一つである Hubble Ultra-Deep Field の観

Nnegative (SNR)

項目

値

(1)
Npositive (SNR)
ここで、ffdr は false detection rate、Nnegative は検出された負の SNR を持つソース数、Npositive は検出

r.m.s. [µJy/beam]

0.32

された正の SNR を持つソース数である。

総積分時間 [h]177ffdr (SNR) =測結果を紹介している。その結果を表 4 に示す。

beam size (長軸, 短軸)′′

completeness は式 (2) で定義される、ある SNR を′′持つソースが正しく検出される割合である。

(0.61 , 0.31 )表 4: Rujopakarn et al.(2016) で報告された HUDF

C(SNR) =Ndetected (SNR)(2)
Nassumed (SNR)
ここで、C は completeness 、Nassumed はマップに埋の観測結果
本結果は、最も高感度な結果と同等の感度を得るこ

め込んだある SNR を持つ人工的なソースの数、そしとができている。したがって、このマップは C-bandて Ndetect は検出された人工的なソースの数である。

データの中で最も深いものの一つと言える。

ここで、打ち込んだ天体が SNR ≥ 3.5 で検出されるような範囲に人工的なソースを埋め込んだ。

3.2

計算することで得られた completeness と false de-Source detection

tection rate を図 2 に示す。

イメージを得た後、天体検出コード (Aegean) を用いて、作成したイメージ内に存在するソースの検
false detection rate

出を行った。Aegean による天体検出では、まず rms

map と background map を用意した。ここで、rmsmap は、あるピクセルの周囲 400 arcsec2 に存在す
るピクセルの値を用いて標準偏差を計算し、その計算を全てのピクセルで行うことで得られるマップである。また、background map は、あるピクセルのcompleteness周囲 400 arcsec2 に存在するピクセルの値を用いて中央値を計算し、その計算を全てのピクセルで行うことで得られるマップである。次に、 rms map とbackground map と イメージングで作成したイメージから SNR map を作成した。そして、 この SNR

1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0

4

6

map から SNR ≥ 3.5 を持つソースを検出した。検出

8

SNR

10

12

14

した結果 SN ≥ 3.5 のソースが 3391 個検出された。
図 2: 上: false detection rate と SNR の関係を示し

3.3

た図、下: completeness と SNR の関係を示した図、Completeness and False detec- 誤差は二項分布を仮定している
tion rate

検出結果から false detection rate と completenessの計算を行った。また、false detection rate は式 (1)計算の結果、SNR = 5.0 で ffdr (SNR = 5.0) =0.57 ± 0.11、C(SNR = 5.0) = 0.92 ± 0.03 となった。
また、SNR ≥ 8.4 で ffdr (SNR) = 0、SNR ≥ 13.6 でC(SNR) = 1 となった。

63

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.4

source が 8.4 > SNR ≥ 7.2 の範囲のソースで 186 個

Source classificationとなった。

本研究では、検出したソースを false detection rate

今後、Aegean が検出したソースのパラメータ計を用いて以下の条件で分類した。

測を行う。具体的には、まず Aegean による天体検• 1st priority source : ff dr = 0

出で得られたそれぞれのソースが天体であるかどうかの確認を行う。その後、それぞれの天体に関して• 2nd priority source : 0.5 ≥ ff dr ≥ 0

CASA のタスクである imfit を用いて flux や天体図 3 に false detection rate と SNR の関係を示す。

の大きさなどを測定する。その結果をまとめ、SSA22の 5 cm 天体のカタログを作成する。また number

false detection rate

count を作成し、他領域の結果と比較することで原
1.0

始銀河団 SSA22 領域における銀河活動性の超過を定0.8

量的に理解することを目指す。

0.6
0.4

Reference

0.2

Shimakawa, R., Koyama, Y., öttgering, Huub J. A., etal. 2018, mnras, 481, 5630

0.0
4

6

8

SNR

10

12

14
Steidel, Charles C., Adelberger, Kurt L., Dickinson, M.,
et al. 1998, astro-ph, 146, 428

図 3: false detection rate と SNR の関係を示した

Hayashino, T., Matsuda, Y., Tamura, H., et al. 2004,
aj, 128, 2073

図、橙色の領域は 1st priority source となる SNR の領域、黄色の領域は 2nd priority source となる SNR

Umehata, H., Tamura, Y., Kohno, K., et al. 2015, apjl,
815, L8の領域、誤差は二項分布を仮定している

Condon, J. J., 1992, araa, 30, 575

分類した結果、1st priority source が SNR ≥ 8.4 のRujopakarn, W. Dunlop, J. S., Rieke, G. H., et al. 2016,
apj, 833, 12

範囲のソースで 182 個、2nd priority source が 8.4 >SNR ≥ 7.2 の範囲のソースで 186 個となった。

4

Smolčić, V., Novak, M., Bondi, M., et al. 2017, aap,
602, A1

Conclusion & Future works
本発表では、原始銀河団 SSA22 領域における電波

連続光ソースの検出結果を紹介した。解析の結果、

VLA C-band イメージとして最も深いもののうちの一つを得ることができた。このイメージに対して 天体検出コード Aegean を用いてソース検出を行った。
その結果、SNR ≥ 3.5 で 3391 個のソースが検出された。この結果を用いて、 false detection rate と com-pleteness を計算し、SNR = 5.0 で false detection
rate は 0.57 ± 0.11、 completeness は 0.92 ± 0.03 と求まった。また、 false detection rate から、ソースの分類分けを行った。その結果、1st priority source
が SNR ≥ 8.4 の範囲のソースで 182 個、2nd priority

64

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銀河 13

機械学習と分光観測データで探る極金属欠乏銀河
総合研究大学院大学 物理科学研究科天文科学専攻
西垣 萌香

65

未提出

66

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銀河 14

電離スペクトルから迫る形成初期銀河の強い HeII 輝
線の起源
東京大学 理学系研究科物理学専攻
梅田 滉也

67

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

電離スペクトルから迫る形成初期銀河の強い Heii 輝線の起源
梅田 滉也 (東京大学

理学系研究科物理学専攻)

Abstract
形成初期の銀河は金属量が少ないと考えられている。そのため、銀河形成の初期段階を理解するため極金属欠乏銀河 (EMPG) の研究が行われているが、その性質は未だ分からないことが多い。EMPG に見られる強い高電離輝線 Heii の起源もその１つである。例えば z ∼ 2 における EMPG では、星の種族合成モデ
ルを用いて輝線比を再現しようとすると、観測された Heii 強度の 1/5 以下しか説明できていない。本研究では、従来の研究のアプローチとは異なり、観測で得られた Heii4686 を含む複数の輝線 (Hβ 、[Oii]3727、[Oiii]5007 など) を説明する電離スペクトルの形状を光電離モデル cloudy とマルコフ連鎖モンテカルロ法で探る。ここで、電離スペクトルは、熱的な黒体放射と非熱的な冪乗放射の２成分の和とし、AGN のスペ
クトルも包含する一般化された形状を仮定する。この手法により、強い Heii4686 輝線を出し、0.016Z⊙ と
これまでに検出された中で最も金属量が少ない EMPG J1631+4426 を含む 3 つの近傍 EMPG の電離スペ
クトルの形状を推定した。その結果、用いた全ての輝線を観測値の 3σ 以内で再現できる電離スペクトルを得ることに成功した。1 つの EMPG に対しては、温度が 5.4 × 104 K の黒体輻射のみで全ての輝線を説明することが可能であることが示された。他の 2 つの EMPG の電離スペクトルでは、水素のイオン化エネル
ギー (13.6 eV) からヘリウムの第二イオン化エネルギー (54.4 eV) までの範囲で下に凸の形のスペクトルになっており、従来の研究で使われていた星の種族合成モデルが与える上に凸の形とは根本的に異なることが分かった。このような下に凸のスペクトルを持つ天体としては、降着円盤の温度が 3 × 104 K の黒体放射とν −1 の冪乗放射をもつ AGN が考えられる。本講演では、AGN の他に、超大光度 X 線源など他の天体の電離源としての可能性についても議論する。

1

研究背景

ばれる、太陽金属量の 1/10 以下の金属量を持つ銀河も、先述した初代銀河の特徴と似た性質を持つこと

宇宙再電離の理解は現在、天文学や宇宙物理学にが分かっている。そのため、EMPG の物理的特徴をおいて非常に重要な課題である。宇宙再電離に関す

詳細に調べることで、初代銀河への理解を深められる課題は、主に電離源の特定と、宇宙再電離がいつ、 ると期待されている。
どのように進んだかを解明することに分けられる。このうち、電離源に関しては、初代銀河が重要な役割を果たしている考えられている。そのため、初代銀河が果たして宇宙再電離を引き起こすのに十分な電離光子を放出できるのかといったことを調べる必要があるのだが、現在の観測技術では遠方に存在する初代銀河を直接観測することは難しい。
この技術的問題の解決への糸口として、極金属欠乏
図 1: BPASS を用いた EMPG からの輝線の再現結

銀河 (EMPG) の研究が近年注目を浴びている。Wise

et al. (2012) や Mawatari et al. (2020) によると、初 果。(Berg et al. 2018 より改変）Heii のみ上手く再代銀河の特徴として低金属量 (< 0.1 Z⊙ ) で、高い特 現できていないことがわかる。
性星形成率 (sSFR; O(102 ) Gyr−1 ) を持ち、星質量が106 M⊙ ほどであることが予想される。EMPG と呼68

上記の理由から、現在 EMPG 研究が盛んに行わ2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
れているが、その性質は未だ分からないことが多い。 X 線データが豊富に存在する (e.g., Thuan & Izotov

2005, 以降 T05)。

EMPG に見られる強い高電離輝線 Heii の起源もそ+の１つである。He はイオン化エネルギーが非常に本研究では H、He、O からの輝線を用いて電離高いため (54.4eV)、強い Heii の再現にはハードな電スペクトルの形状を決定する。用いた輝線は Hα、離スペクトルが必要と考えられる。ハードな電離ス

Hβ 、Hγ 、Hδ 、He ii4686、[O ii]3727,29、[O iii]4363、

ペクトルの一つとして、連星系を含んだ星種族合成[O iii]4959、[O iii]5007 の 8 つ で あ る 。た だ し 、モデル (Binary Population and Spectral Synthesis;

J1631+4426 では、Hα の観測値が Case B で予想さ

BPASS; Eldridge et al. 2017) が挙げられる。Berg れる値と比べて観測誤差の 5 倍以上ずれているため、
et al. (2018) では、z ∼ 2 で観測された EMPG のJ1631+4426 に対してはフィッティングに Hα を用い

Heii を含む輝線を、BPASS モデルを用いて再現しよ ない。I Zw 18 NW に対しても、Hα が他の輝線とはうと試みた。しかし、Heii 以外の輝線を再現しよう

別の分光器でしか観測されていないことから、フィッとすると、観測された Heii 強度の 1/5 以下しか説明

ティングに Hα を用いない。

できないことが分かった (図 1)。

銀河

このように、従来の星種族合成モデルだけでは強zlog(M⋆ /M⊙ )

Z/Z⊙
0.016

い高電離輝線 Heii を説明できていない。他の可能J1631+4426

0.03125

5.89+0.10−0.09

性として、活動銀河核 (AGN) や大質量 X 線連星

J104457

0.13

6.80

0.058

(HMXB)(e.g., Schaerer et al. 2019)、また星種族

I Zw 18 NW

0.00243

5.48

0.030

合成モデルに組み込まれていない高速に回転する星

表 1: サンプルに関する物理量。J1631+4426 に関しからの放射 (e.g., Szécsi et al. 2015) 等が挙げられては K20, J104457 に関しては B21, そして I Zw 18ているが、未だ電離源の特定には至っていない。そNW に関しては T05 と Stasinska & Schaerer (1999)

こで、私達の研究では、最初に電離源を仮定するのの値を用いた。

ではなく、まず電離スペクトルの形状を決定してから、電離源の特定を行うことにした。この研究の利点は、従来のものとは違って星種族合成モデルに依2.2存しておらず、よって未知の電離スペクトルも考慮

光電離モデル

した形状推定が行える点である。さらに、電離スペ

我々の 研 究 で は 光 電 離 モ デ ル cloudy(version

クトルに関するパラメータをマルコフ連鎖モンテカ

17.02: Ferland et al. 2017) を用いて、各電離スペク

ルロ (MCMC) 法を用いて効率的に探す。

トルに対しての輝線の強さを計算する。電離スペク
トルは、熱的な黒体放射と非熱的な冪乗放射の２成

2

研究手法

2.1

サンプル

分の和とし、AGN のスペクトルも包含する一般化された形状を用いた：Fν =今回は 3 つの EMPG について電離スペクトルのhν 3
exp(hν/kTBB ) − 1(1)+ aν αX exp(hν/Elc ) exp(−hν/Ehc )形を求める。3 つの EMPG に関する物理量を表 1 にまとめる。3 つの EMPG の内、J1631+4426 は電子

ここで TBB 、αX 、a はそれぞれ黒体輻射の温度、冪温度から求めた金属量が Z = 0.016Z⊙ であり、検出乗放射の傾き、13.6 eV における黒体輻射の強度に対された中で最も金属量が低い銀河である (Kojima et

する冪乗放射の強度比である。また、h, c, k はそれぞ
al. 2020, 以降 K20)。J104457 は、先行研究ですでに れプランク定数、光速、ボルツマン定数である。Elc
BPASS モデルでは輝線が再現されないことが確認さ と Ehc は冪乗スペクトルのカットオフエネルギーとれている (Berg et al. 2021, 以降 B21)。I Zw 18 NW して設け、それぞれ 0.1 Ryd と 10000 Ryd で固定しは最も有名な EMPG の１つであり、分光データやている。今回は TBB 、αX 、a をフリーパラメータと69

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 各 EMPG に対する最適解でのフラックスの値と観測値の比較。横軸は波長、縦軸は最適解で得たフラックスの値 (Mod.) と観測値 (Obs.) の差を観測値で規格化した値。σ は観測値の誤差。
して、電離スペクトルの形状を探索する。電離スペ

結果

3クトル以外に、cloudy に対して Hii 領域における3 つ EMPG に対する、最適解を用いて再現した輝金属量 Z 、ガス密度 nH 、電離パラメータ U を与える必要がある。今回はこれら 3 つもフリーパラメー

線の結果を図 2 に示す。図から、全ての輝線が 3σ 以

タとして扱うことにする。

内で説明できることがわかった。次に、3 つの EMPGの最適解を用いて再現したスペクトルと、比較のた
め BPASS モデルからのスペクトルを図 3 に示す。

2.3

MCMC

J104457 の最適解では、TBB = 5.4 × 104 K の黒体放本研究では、MCMC 法を実行する際、次のような尤度関数 L を与えた：[]
1 ∑ Fλ,obs − Fλ,mod 2
2() + ln(2πσλ,obs)
ln L = −2
σλ,obs射のみで 54.4 eV 以下のスペクトルを説明できることがわかる。対して、J1631+4426 と I Zw 18 NW の最適解は TBB ∼ 3 × 104 K、αX ∼ −1 からなるスペクトル形状を持つことがわかる。この 2 つの銀河の最適解では、水素のイオン化エネルギー (13.6 eV) か(2) らヘリウムの第二イオン化エネルギー (54.4 eV) まで
ここで Fλ,obs 、Fλ,mod 、σλ,obs はそれぞれ波長 λ にの範囲で下に凸の形のスペクトルになっており、従λ∈Λ

ある輝線のフラックスの観測値、光電離モデルで計来の研究で使われていた星の種族合成モデルが与え算された値、観測誤差である。また、Λ は用いる全る上に凸の形とは根本的に異なっている。

ての輝線の波長からなる集合である。cloudy で計Energy10[eV
1 ]F [Scaled Arbitrary]

102
101
100
10 1
10 2
10 3 210いる。そのため規格化パラメータ NHβ をフリーパラ
メータとして導入し、これを cloudy で計算されたフラックスにかけることで Hβ のフラックスの変動を許すことにした。このパラメータも含めると、合計 7 つのフリーパラメータを扱うことになる。これ
らフリーパラメータに対しての事前分布は、各パラメータごとに定めた範囲における一様分布を用いる。

He++
O++

102

格化されており、Hβ のフラックスの値は固定されてJ1631+4426
J104457
I Zw 18 NW
BPASS Binary model
Age=10Myr

H+O+

算した輝線フラックスは全て Hβ のフラックスで規103

Wavelength [Å]104

また、MCMC 法では並列な 40 チェーンで計算し、それぞれ 500 ステップでサンプリングを行う。サン

図 3: 各 EMPG に対する MCMC 法での最適解で再プリングされたパラメータの組み合わせの内、式 2

現したスペクトルと、BPASS モデルのスペクトル。

が最大となるものを最適解として扱うことにする。

スペクトルは全て 910Å で規格化されている。

70

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

議論の 2 つのスペクトルは水素のイオン化エネルギーからヘリウムの第二イオン化エネルギーにかけて下に
3 つの EMPG のスペクトルに共通して見られるの 凸になるような形状を持つことがわかった。今後は、は、水素のイオン化エネルギーにおけるフラックス より MCMC 法でのサンプリング数を増やしても同強度に対する酸素の第二イオン化エネルギーにおけ様の結果が得られるかなどを確かめる。また、得られるフラックス強度の比が、BPASS モデルのものよりたスペクトルの形から、高速で回転する星や AGN、も大きい点である。EMPG における Heii の起源とし

ULX といった天体が電離源候補となり得るのかをよて、高速で回転する星などが挙げられているが、こり詳細に検討していく。

れら電離源候補が UV 領域において同様のスペクト
ル形状を持つのかどうかを今後調べる必要がある。
また、J1631+4426 や I Zw 18 NW のスペクトル

Reference

では、水素のイオン化エネルギーでは 3 × 104 K で黒体放射が支配的で、ヘリウムの第二イオン化エネル
ギーで冪乗放射が支配的になっている。このようなBerg, D. A., Erb, D. K., Auger, M. W., et al. 2018, ApJ,
859, 164

スペクトルを持ち得る候補の一つとして考えられるのは降着円盤から温度 ∼ 104−5 K の黒体放射と、傾き ∼ −1 の冪乗放射を持つ AGN が挙げられる。一方
で、標準円盤モデルにおいて AGN の降着円盤内縁の温度は AGN の質量 MAGN の-1/4 乗に比例し、質量が ∼ 108 M⊙ の AGN が持つ降着円盤温度は ∼ 105 Kである。つまり、もしスペクトルが AGN 由来だと仮定すると、その AGN の質量は ∼ 108 M⊙ になるが、J1631+4426 と I Zw 18 NW の質量は ∼ 106 M⊙ であるため、Magorrian 関係 (M⋆ ∼ 103 MAGN ) から大きく外れてしまう。AGN 以外の可能性としては、超大光度 X 線源 (ULX) 等からのハードな放射による

Eldridge, J. J., Stanway, E. R., Xiao, L., et al. 2017,
PASA, 34, e058. doi: 10.1017/pasa.2017.51
Ferland, G. J., Chatzikos, M., Guzmán, F., et al. 2017,
RMxAA, 53, 385
Foreman-Mackey, D., Hogg, D. W., Lang, D., & Goodman, J. 2013, PASP, 125, 306
Kojima, T., Ouchi, M., Rauch, M., et al. 2021, ApJ,
913, 22
Magorrian, J., Richstone, D., Bender, R., et al. 1998,
AJ, 115, 2285
Mawatari, K., Inoue, A. K., Hashimoto, T., et al. 2020,
ApJ, 889, 137

寄与が考えられる。実際に、Rickards Vaught et al.

(2021) では I Zw 18 NW で検出されている ULX からの放射が強い Heii の起源となり得る可能性を示している。

5Berg, D. A., Chisholm, J., Erb, D. K., et al. 2018,arxiv:2105.12765

Rickards Vaught, R. J., Sandstrom, K. M., & Hunt, L.
K. 2021, ApJ, 911, L17
Schaerer, D., Fragos, T., & Izotov, Y., I. 2019, A&A,
622, 5
Stasinska, G., & Schaerer, D. 1999, A&A, 351, 72

まとめと今後の課題
本研究では、一般化された形状の電離スペクトルを用いて、EMPG からの高階電離輝線を説明できるス
ペクトル形状を探索した。光電離モデルと MCMC 法

Szésci, D., Langer, N., Sung-Chul, Y., et al. 2015, A&A,
581, 35
Thuan, T. X. & Izotov, Y. I. 2005, ApJ, 161, 240
Wise, J. H., Turk, M. J., Norman, M. J., & Abel, T.
2012, ApJ, 745, 50

を組み合わせて探索したところ、調べた 3 つ EMPGの輝線全てを 3σ 以内で再現するスペクトルを同定することに成功した。得られたスペクトルの形状は従来の星種族合成モデルで予測されるものとは根本的に異なっていることが示された。3 つの EMPG に対して、1 つは黒体放射のみで説明できるのに対し、残り71

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銀河 15

すばるによる極金属欠乏銀河観測：He 量から探る初期宇宙の熱史と新素粒子東京大学 理学系研究科物理学専攻
松本 明訓

72

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばるによる極金属欠乏銀河観測：He 量から探る初期宇宙の熱史と新素粒子松本 明訓 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
我々の研究チームでは 2021 年春からすばる望遠鏡による可視・近赤外線分光探査を開始し、30 個の極金属欠乏銀河の可視・近赤外線のスペクトルを取得する見込みである。本研究では得られた天体から、ビッグバ
ン元素合成 (BBN) 時の He の mass fraction YP とニュートリノの有効種族数 Neﬀ を求め、宇宙初期の熱史や新素粒子の存在を探る。現在までに既に 6 天体の観測、データ整約が終えられている。本発表ではこれらの天体と過去の研究で用いられた銀河のを合わせたサンプルから得た YP の値を報告する。得られた値について過去の研究の結果、標準理論と比較し議論する。

1

He/H の値を決定する際に系統誤差が生じるというも

Introduction
ビッグバン元素合成 (BBN) で作られる全バリオンに対する He の質量比 YP は、ニュートリノの有効種
族数 Neﬀ に依存し、初期宇宙の熱史や素粒子を探る上で重要な観測量である。実際、標準理論が予言する

Neﬀ = 3.046 という値は、宇宙初期にニュートリノ、
光子、電子と陽電子が互いに熱平衡状態にあり、その後宇宙膨張に従い起こる電子・陽電子の対消滅で電子と陽電子から光子とニュートリノに異なる割合でエントロピーが受け渡される過程を反映している。仮にNeﬀ < 3.046 であったとすると、これは標準理論でス
タート地点となっているニュートリノ、光子、電子と陽電子の熱平衡が実際には成立していなかった可能性が考えられる。一方、仮に Neﬀ > 3.04 であれば、ステライルニュートリノ等の標準理論に含まれない
素粒子の存在を示唆する。これまで Planck 衛星による CMB の観測や可視光望遠鏡による極金属欠乏銀河(EMPG) などの探査からはそれぞれ Neﬀ = 2.92+0.36−0.37と 2.85+0.28−0.25 という制限が得られているが、3σ 程度でのである。これは可視光域の H,He の輝線のみ用いる
場合に起こり、電子温度と電子密度が正確に決められない事が原因として知られている。しかし Izotov

et al. (2014) により電子密度に敏感な HeIλ10830Å
の輝線を利用する事が考案され、Aver et al. (2015)
により実際にこの輝線情報を含めてると He/H の決定精度が向上することが確かめられた。そこで、我々は 2021 年春よりすばる望遠鏡の可視・近赤外線分光
探査 EMPRESS 3D を開始した。これは従来の 5 倍にあたる 30 個の EMPG を観測するもので、統計誤差を従来の半分程に減らす見込みである。さらに近赤外域にある HeIλ10830 輝線を用いることで電子密度を正確に決定し、YP に含まれる 1%程の系統誤差も除く。最終的には、統計誤差と系統誤差を合わせて、

YP を ∆YP = 0.0022 の精度で求め、∆Neﬀ = 0.12を達成する計画である。本発表では現在までにすばる/IRCS とすばる/SWIMS による近赤外線分光観測で取得した 6 天体を Hsty et al(2020) のサンプルに加えて得た結果について報告する。

Neﬀ = 2 や 4 と見分けられないほど精度が低く、標準理論の予言を確かめるに至っていない。EMPG 探査による Neﬀ への制限は CMB からの制限より強いとは言え、Yp の測定精度が不十分であることが Neﬀ

2

Data and Analysisの決定精度向上の足かせとなっている。これには主

本研究では、低金属銀河の HII 領域における He/Hに二つの原因があり、一つは用いる銀河のサンプルと O/H の関係を正確に決定することが鍵となる。各

サイズが小さいという問題である。二つ目は、銀河の銀河の He/H の決定には可視・近赤外域における H,He
輝線の観測が必要である。EMPRESS 3D において73

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
は、z = 0.0005 − 0.05 の範囲にある 30 個の銀河につダスト減光量 c (Hβ),H 輝線の星吸収量 aH ,He 輝線

いて可視・近赤外領域のスペクトルを取得する。この星吸収量 aHe , 光学的厚さ τ ,H + に対する H の個

れらの天体は、(O/H) = 1 − 10%(O/H)⊙ , fHβ >数密度比 ξ の 8 つの物理量で記述できる。そこでこ1 × 10−15 erg s−1 cm−2 , E(Hβ) ≳ 200Å の基準の 8 つの物理量をフリーパラメータとして、以下のを課して選ばれた。近赤外域の観測はすばる/IRCS,

尤度関数を最大化する。
(
)2
F (λ)
F (λ)
∑ F (Hβ) th − F (Hβ)obs(Te − Tobs )ln (L) =
+
2
2σ(λ)
2σ 2

SWIMS により行われる。本件研究では新たに近赤外域の輝線を取得した金属量 10Z⊙ 以下の極金属欠乏
銀河 (EMPG) からなるサンプルに Hsyu et al.(2020)

λ(1)

らにより得られた 54 天体からなるデータセットを

ここで、添字の th は上述の 8 パラメータで記述され加えたサンプルを用いる。既に 2021 年 4 月 1 日にIRCS、2021 年 5 月 29 日に SWIMS による観測が行われており、6 天体の観測、データ整約が完了している。得られた近赤外領域のスペクトルの一例として、

る理論的な値を示し、obs の添字が付くものは観測から得られる値である。σ は各観測値のエラーである。
和は用いる輝線についてとる。

SWIMS による観測を行った IZW 18 NW の結果を

IRCS_J1418
Best
1sigma

12000
11000
10000
9000
1.5
1.0
0.5
0.31
0.30
0.29
0.28
3.2
2.8
2.4
2.0
2.8
2.4
2.0
1.6
7.6
7.2
6.8
1.5
3.0
4.5

0.0
0.072
0.07550.0770805
0109000
11000
0
12 00
00
0
0.5
1.0
1.5
0.2
0.28
0.39
0.30
1
2.0
2.4
2.8
3.2
1.6
2.0
2.4
2.8
6.8
7.2
7.6
4.5
3.0
1.5

log

(He) a(He) a(H) c(H ) log nT

図 1 に示す。

He/H

T

log n

c(H ) a(H) a(He)(He) log

図 2: J1418+2102 におけるパラメータの推定結果
図 1: SWIMS による観測で得られた I Zw 18 NW の
スペクトル

3.2

YP の決定始原ガスにおける He の Mass fraction は、始原ガスにおける H に対する He の個数密度比 yp が求めら

3

Methods3.1

銀河の He/H 量の決定

れれば、

YP =

(2)

によって求められる。従って本研究ではまず yp を求各銀河の He/H の値は、Aver et al.(2011) によりめる。銀河の HII 領域のガスを構成する元素は、BBN導入された方法を用いる。これは観測したフラック

によって合成された元素と銀河内で合成された元素

スを Hβ 輝線のフラックスで規格化し、He/H の値
をフラックス比を最も良く再現できる様な値として、
マルコフ連鎖モンテカルロ法 (MCMC) によって決定するものである。観測されるフラックス比は、理論

4yp
1 + 4ypが混ざったものと考える事ができる。さらに、O な
どの重元素は BBN の際には実質的に生成されない
ため、銀河内の He/H の値は以下の様に表せる。

He∆He= yp +O
H∆O

的に He/H, 電子密度 (ne ),Hβ での値で規格化した

74

(3)

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
そこで作成したサンプルに対して He/H-O/H 平面において線形フィットを行い、O/H = 0 における He/Hの値を yp と見なすことができる。

4

Results
作成したサンプルに対し、直線をフィットした結果を図 3 に示す。これにより yp = 0.0792 ± 0.0012
図 4: 得られた YP の値と Neﬀ の値との比較。赤の斜線部が今回得られた YP の結果に対応する。比較のため青の斜線部で過去の研究による YP の結果を示してある。曲線は上から順に、N eﬀ = 4.00, 3.04, 2.00とした場合に YP と D/H の取り得る範囲。
から通常膨張へと移り変わる際に起こる、reheatingの温度が低い (≲ 7 MeV) 事を示唆する (Kawaski &Kohri 1999)。しかし、今回用いたサンプルは Hsyu
図 3: yP の推定の様子。赤色、青色のシンボルはそet al. (2020) の用いた 54 天体に僅かに 6 天体のみを加えただけである。それにも関わらず、図 4 では今れぞれ IRCS、SWIMS による観測で HeIλ10830Å の回の結果と Hsyu et al.(2020) の結果が 1 σ ほど中心

輝線情報を取得した天体。灰色のシンボルは Hsyu et

値が異なっている事を考えると、今回得られた結果

al (2020) による天体。

が正しいものであるかを、解析手法の誤りの可能性を得た。これを式 (2) を用いて Mass fraction に換算
すると YP = 0.2406 ± 0.0036 となる。得られた結果
を、クエーサーの吸収線を利用して求められた D/Hの観測量 (Cooke et al. 2018) と合わせ、標準理論のNeﬀ の値と比較した (図 4)。

も含め慎重に検討する必要がある。
今回得られた結果の決定精度は過去の研究で得られた値と同程度であり、今後さらにサンプルサイズを大きくしていく事が求められる。また、YP の高精度の決定を目指していく上では、YP を推定する際に仮定される He/H-O/H の線形関係の妥当性を検証する事が必要になってくると考えられる。現在、銀河の5

化学進化モデルによるシミュレーションで、様々なDiscussion

星形成史を仮定し He/H-O/H の関係を調べている。

図 4 を見ると今回得られた YP の値は標準理論の予言する Neﬀ = 3.04 と 1σ の範囲では一致していない。

6

仮にこれが正しい結果であるとすると、Neﬀ < 3.046である事は、ニュートリノの担うエネルギーが予想されるよりも低い事を意味する。この時に考えられるシナリオの 1 つは、標準理論でニュートリノ、光子、電子と陽電子が互いに熱平衡状態にあると予言されConclusion
本研究では、すばる/IRCS, SWIMS による近赤外域の観測により新たに取得した 6 つの天体と過去の研究 (Hsyu et al, 2020) の結果を合わせ、新たに YPを求めた。また、その値を標準理論の Neﬀ や過去のる宇宙初期の時代は、実際にはニュートリノの温度

研究の値と比較した。得られた結果は、標準理論でが光子に比べて温度が低く平衡に至っていなかったというものである。これは、宇宙がインフレーション

予測されるよりも低い Neﬀ を示しているが、サンプ
ルサイズの小ささや、追加した天体の少なさを考慮

75

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
すると、結果の正しさを慎重に検討する必要がある。
今後の YP の決定精度の向上のためには、引き続きサンプルサイズを大きくしていく事に加え、銀河のHe/H - O/H に仮定されている線形関係の妥当性を理論的に確かめる事が必要である。

Reference
Aver, E. et al. 2011, JCAP, 043
Aver, E. et al. 2015, JCAP, 7, 011
Cooke, R. et al. 2018, ApJ, 855, 102
Hsyu, T. et al. 2020, ApJ, 896, 77
Izotov, Y.I., et al. 2014, MNRAS, 445, 778
Kawasaki, M., & Kohri, K., 1999, PRL, 82, 4168

76

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銀河 16

近傍宇宙にある矮小銀河の多波長の性質と遠方銀河への示唆
筑波大学 数理物質科学研究科物理学専攻
浦 遼太

77

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍宇宙にある矮小銀河の多波長の性質と遠方銀河への示唆
浦 遼太 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
銀河進化を理解する上で、宇宙再電離時代にある銀河の性質を調べる事は大切である。近年、ALMA により、再電離時代にある銀河で遠赤外の微細構造線である [OIII]88µm / [CII]158µm の光度比が約 3 − 20 と大きい事が分かった。星雲輝線モデルによると、この比は星間媒質の電離状態や化学状態など様々な物理量に依存する。しかし、遠方銀河ではこれらの情報を詳しく調べる事は難しく、光度比が高い理由や光度比が高い天体の特徴を調べられていない。そこで本研究では、近傍宇宙に存在し、遠方銀河に似た性質を持ち多波長データが揃うハーシェル矮小銀河サーベイのアーカイブデータを利用し、[OIII]88µm / [CII]158µm と他の物理量や観測量との相関の確立を目指した。[OIII]88µm / [CII]158µm との相関を調べたパラメータは、sSFR (星形成の活発さ)、O32 (電離パラメータの指標)、[OIII]88µm / [OI]63µm (電離、中性ガスの体積比の指標)、ダスト
温度、重元素量である。この結果、[OIII]88µm/[CII]158µm が高い天体は爆発的な星形成を行っており、電離パラメータが高い特徴があることを観測から初めて示した。電離パラメータが高い天体は、銀河内部から外部へ電離紫外光子 (E > 13.6eV ) を放射しやすいことが知られているため、高い [OIII]88µm/[CII]158µm を持つ再電離時代の銀河は、再電離を引き起こしやすい状況だった事が示唆される。本発表では、さらに我々のグループが遠赤外成層圏天文台 (SOFIA) で取得したデータも駆使し、世界で初めて [OIII]88µm / [CII]158µmと電離紫外光子の脱出率の関係を定量的に導いた為、その成果と示唆も報告する。

1

Introduction
ALMA での観測から、赤方偏移 6 − 9 にあり、両輝線の観測が行われた 9 つの銀河全てが、[OIII]88µm/ [CII]158µm の 光 度 比 が 約 3 − 20 と わ かった(Hashimoto et al. 2019;Harikane et al. 2020;Bakxet al. 2020)。図 1 はその一例を表し、赤方偏移 7.2の SXDF-NB1006-2 の図である (Inoue et al. 2016)。
白色の等高線で描かれたものが ALMA で取得された[OIII]88µm 輝線の空間分布図で、背景の図はすばる望遠鏡で取得された水素 Lyα の輝線の様子を表してい
図 1: SXDF-NB1006-2

る。上記の [OIII]88µm 輝線の観測に加え、この天体は [CII]158µm 輝線でも観測が行われている。しかし、[CII]158µm は未検出で、[OIII]88µm / [CII]158µm の離状態、中性ガス被覆率、中性水素ガス密度、酸素

光度比は 12 を超えることが分かった。近傍宇宙の渦と炭素の組成比など様々な物理量に依存することが巻銀河の [OIII]88µm / [CII]158µm の光度比の典型値

分かっている (Cormier et al. 2020;Harikane et al.

は 0.5 程度 (Brauher et al. 2008) である為、遠方銀

2020)。残念ながら遠方銀河は暗いため、上述した星河の値は大きいことが分かる。

間媒質の情報を詳しく調べる上で必要な他の輝線の星雲輝線モデルを用いた理論計算 (CLOUDY: Fer-

観測が難しく、なぜ光度比が高いのかも明らかにさland 2013) から、赤外線の [OIII]88µm / [CII]158µm

れていない。そして、[OIII]88µm / [CII]158µm の光の光度比は星間媒質（以下では ISM）の金属量、電度比が高い天体の特徴をそれ以上調べることも出来78

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
al. (2015) から取得した。ダスト温度に関して、Reていない。

my-Ruyer et al. (2013) から取得した。

今回の研究の目的は、[OIII]88µm / [CII]158µm の

絶対金属量は、可視光の強輝線を組み合わせて R23

光度比と他の物理量や観測量との相関の確立である。

法を用いて導出された。ただし、R23 法の縮退を解く為に [NII]6584 Å/ [OIII]3727 Å 比を用いた。また、

2

Observations

HS 0017+1055 や HS 0052+2536、HS 2352+2733 は[OIII]4363µm 輝線から電子温度を求め、絶対金属量

扱う観測データは The Herschel Dwarf Galaxyを導出された。強輝線法と電子温度法で求められた

Survey (以下 DGS) サンプルのうち 48 天体と遠金属量の差は ∆ Z = 0.1 dex と小さく本研究では無赤外成層圏天文台 (SOFIA) を用いて新たに取得した Mrk54 (ID:07 0108;08 0063) である。DGS とは、視できる。

星形成率は、Madden et al. (2013) 由来のものに
Herschel の SPIRE と PACS 機器を用いた合計 230
加えて De Looze et al. (2014) からも取得した。前者
時間の観測の事である (PI: S. Madden)。ハンブルは、総赤外線光度 LT IR のみから Salpeter IMF を用
ク/SAO 調査と第 1 及び第 2 ビュラカン調査で得らいて導出された。後者は、GALEX FUV と MIPS24
1
れたサンプルのうち、 50
太陽質量 〜 13 太陽質量の範
μ m から Kroupa IMF を用いて導出された。つま囲で 50 個のブルーコンパクト矮小銀河と輝線銀河
り前者は、本来紫外光と赤外光から計算して求めるを選択した。50 個の銀河のうち、2 個は LMC 及びはずの星形成率を赤外光からのみで導出されている。
SMC の為、近すぎて銀河全体を調査できていない。
従って、今回の研究で主に用いるのは後者の値とす
従って、今回用いる天体数は 48 個である。Mrk54 はる。しかし、後者の値だけではサンプル数が 29 個と[OIII]88µm と [CII]158µm を SOFIA の FIFI-LS を少ない為、前者の値を校正し、参考値として用いる。
用いて 3.7 時間観測し、検出した。その後、SOFIA
今回、相関関係を見るにあたって用いるパラメー
FIFI-LS データ解析の標準的なソフトウェアである
タは、SFR を恒星質量で割った sSFR、可視光のsospex を用いて解析し、[OIII]88µm / [CII]158µm を[OIII]4959 Å , 5007 Å / [OIII]3727 Å, 3729Å の光度求めた。Mrk54 は電離紫外光子脱出率が観測されて比 (以下 O32 )、[OIII]88µm / [OI]63µm、[OIII]88µm
いる数少ない天体の 1 つであり、かつ遠方銀河に似/ [CII]158µm、ダスト温度である。
た性質を持つと考えられるので、電離光子脱出に関これらの相関関係を導くために、統計検定を行なっして良い考察を与えることが期待される。
た。p 値の値が 0.05 未満の時、帰無仮説「２変数間には相関がない」を統計水準 5%で棄却可能となる。

3

Methods
4

DGS サンプルのデータについて、Madden et al.
(2013) より、金属量 12 + log(O/H) や恒星質量

ここでは、一例として 1 種類の結果のみ載せる。図M∗ 、星形成率 SFR を取得した。可視光輝線にお2 は横軸に [OIII]88µm / [CII]158µm を取り、縦軸にいては、Madden et al. (2013) のリファレンス論
文から [OIII]3727 Å や [OIII]3729 Å、[OIII]4363Å、[OIII]4959 Å、[OIII]5007 Å の輝線の強度およびエネ
ルギーフラックスを取得したが、Hβ 輝線に対する相対値のみが掲載されている場合が多い。しかし本研ため、相対値でも問題がない。また、赤外線において
ギーフラックスや総赤外線光度 LT IR を Cormier et

O32 を取っている。O32 は電離パラメータ Uion と呼ばれる単位水素原子あたりに照射される電離紫外光
子 LyC の個数を反映する物理量である。標本数は 20個で得られた相関係数は 0.678、p 値は 1.02E-03 であった。p 値から帰無仮説、[OIII]88µm / [CII]158µm

究で利用するのは異なる輝線のフラックス比であるは、[CII]158µm や [OIII]88µm、[OI]63µm のエネル

Resultsと O32 には相関がない、が統計水準 5%で棄却された。相関係数から、両者には正の相関があることが分かった。従って、[OIII]88µm / [CII]158µm と電離パラメータに正の相関関係がある。

792021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
以上のことから、宇宙再電離時代の銀河は電離pre
光 子 脱 出 が 起 き て い る と 予 想 さ れ る 為 、fescと[OIII]88µm / [CII]158µm の正の相関から [OIII]88µm/ [CII]158µm が高いことは宇宙再電離時代の銀河の特徴であると推測した。その上、[OIII]88µm /[CII]158µm と相関を持つパラメータに関しても宇宙
再電離時代の銀河の特徴であると推測ができる。また、[OIII]88µm / [CII]158µm が高い DGS サンプルは宇宙再電離時代の銀河を考察する上での良い指標であることがわかった。
図 2: [OIII]88µm / [CII]158µm vs O32

Mrk54 に関しての解析結果は論文投稿前である為、掲載なしにご了承ください。

Reference
Hashimoto et al. 2019, PASJ, 71, 71
Harikane et al. 2020, ApJ, 896, 93
Bakx et al. 2020, MNRAS, 493, 4294

5

Discussion

Inoue et al. 2016, Science, 352, 1559

図 3 は横軸に O32 から推測される電離光子脱出率
prefesc を取り、縦軸に [OIII]88µm / [CII]158µm を取っている。標本数は 16 個で得られた相関係数は 0.712、Brauher et al. 2008, ApJS, 178, 280
Ferland et al. 2013, RMxAA, 49, 137

prep 値は 1.98E-03 であった。p 値から帰無仮説、fesc

Cormier et al. 2019, A&A, 626A, 23と [OIII]88µm / [CII]158µm には相関がない、が統計

Madden et al. 2013, PASP, 125, 600

水準 5%で棄却された。相関係数から、両者には正のCormier et al. 2015, A&A, 578, A53

相関があることが分かった。
Re my-Ruyer et al. 2013, A&A, 557A, 95
De Looze et al. 2014, A&A, 568, A62
Chisholm et al. 2018, A&A, 616A, 30

pre図 3: fesc
vs [OIII]88µm / [CII]158µm
pre
fesc
は、
pre,O
fesc
= (0.0017 ± 0.0004)O232 + (0.005 ± 0.007) (1)より導出している (Chisholm et al. 2018)。

80

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銀河 17近傍銀河における銀河衝突が星形成に与える影響
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
藤谷 愛美

81

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河における銀河衝突が星形成に与える影響
藤谷愛美 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河の相互作用は銀河の形態や銀河内の環境に影響を与えるため、銀河進化を考える上で非常に重要なプロセスである。相互作用銀河についての研究は多く行われているが、理解できていない部分も多く、銀河内における物理的素過程についての定量的な結論も自明ではない。そこで我々は相互作用の中でも特に、銀河のあらゆる構成要素に大きな変化を与える銀河衝突における星形成に着目した研究を進めている。本研究では、Sloan Digital Sky Survey(SDSS) で調査された近傍銀河 (z < 0.1) において Galaxy Zoo Project で

Merging galaxies に分類された銀河とそのほかの銀河について、質量-星形成率関係におけるの比較を行なった。銀河衝突のタイムスケールは数 10 億年に及ぶとされており、衝突の初期と末期では銀河の形態やガス、ダストなど諸物理量が大きく異なると考えられることから、衝突ステージによる解析により銀河衝突が星形成に及ぼす変化とその要因を検証することが期待される。結果として、銀河衝突が星形成に与える影響の優位性は明白ではなく、衝突段階による違いは極めて小さいことがわかった。

1

は、銀河衝突による SFR の上昇はわずかであった。

Introduction

銀河衝突のタイムスケールは数 10 億年に及ぶとさ銀河衝突や相互作用は、銀河がどのように形成されていることから、我々が捉えている銀河衝突はそれ、進化してきたかを理解する上で非常に重要であの一瞬にしかすぎず、衝突前後の SFR の変化を観測る。相互作用銀河の研究は多く行われているが、全することはできない。しかし、2 つの銀河の 1 回目とては明らかになっておらず銀河内における物理的素

2 回目の接近時にスターバーストが発生し、2 つの銀過程についての定量的な結論も自明ではない。相互

河が接近している状態の方が離れている状態よりも作用によって生じた潮汐力は、内部の星やガスをディ
スクから引き離し銀河を歪ませることが知られていより高い SFR を持つという観測的証拠がある。したがって、銀河内に含まれるガスなど環境によって差る。銀河衝突はこの潮汐的な相互作用によって圧縮は生じても、衝突中の銀河には星形成が活発になるされたガスに衝撃を与え、激しい星形成の期間、つ段階と変化が起きない段階が出てくると考えられる。

まりスターバーストを引き起こすと考えられている

本研究は、銀河の衝突が衝突銀河の星形成にどの(Barnes 2004)。しかし、観測から銀河衝突によるス
ターバーストの発生は衝突銀河のの中でも少数であ程度影響を与えるのか、また、衝突段階と銀河の形態が星形成に与える効果を調べることを目的としていり、宇宙年齢とともに減少していることがわかってる。Sloan Digital Sky Survey(SDSS) の銀河についきている。

て GALEX-SDSS-WISE Legacy Catalog (GSWLC;

ガスが豊富な銀河衝突では、星を作る材料が豊Salim et al. 2016) と Galaxy Zoo Project(Lintott et

富にあるため、高い星形成率 (star formation rate:

al. 2009) のデータを用いて、星質量 (M∗ [M⊙ ]) と現在

SFR[M⊙ yr−1 ]) を維持することができるが、ガスがの星形成を示す指標である比星形成率 (speciﬁc star

少ない銀河衝突では星の材料が乏しくスターバース

formation rate: sSFR、(SFR/M∗ )) の関係から、衝トを生じさせることは難しい。高密度環境では質量

突銀河と非衝突銀河の星形成の変化や、視覚的に分が大きくガスの少ない銀河がより多く存在し、その類された衝突段階や銀河の形態との関係を調査した。

割合は宇宙年齢とともに増加することから、2 つの大質量銀河による衝突では SFR の上昇が起こりにくいと考えられている。Pearson et al. (2019) の研究で82

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

Data

今回使用したデータは全て SDSS で観測された銀河がベースとなっており、GSWLC と Galaxy Zoo

Project から得られた Merging galaxies のデータを
図 1: 銀河の衝突段階 (Darg et al. 2010b)。左:stage

組み合わせた。

1 (separated; 2 つの銀河間にスペースがある)。中央:stage 2 (interacting; 2 つの銀河間にスペースは

2.1.1

GSWLC

ないが、コアの距離が 5 秒角以上ある)。右:stage 3

Explorer (approaching post merger; コアの距離が 5 秒角以内
(GALEX)，SDSS，WISE の 観 測 デ ー タ が 含 ま にある)
GSWLC

は 、Galaxy

Evolution

れたカタログである。SDSS の赤方偏移が 0.3 未満(0.01 < z < 0.3) における約 70 万個の銀河の物理

galaxies における銀河を、非衝突銀河 (non-merger)

量が含まれている。本研究では SDSS の 90 ％をカは GSWLC において merger を除いた銀河をあてはバーしている GSWLC-X2 を用いており、紫外線めている。また、Merging galaxies において本研究と可視光、中赤外線 (22µm) による SED(spectral

では統一性のために M∗1 >M∗2 とした。

energy density) ﬁtting から星質量と SFR が推定さ
表 1: 各ラベルにおける銀河、もしくは銀河ペアの数
non-merger merger stage1 stage2 stage3

れている。

292,219
2.1.2

1,899

106

1,575

218

Galaxy Zoo Project

Galaxy Zoo Project はボランティア 100,000 人以上が参加した大規模な市民科学プロジェクトで、SDSS

Date Release 7 の銀河 900,000 個以上の画像が視覚的

3

Resultsに 6 つのカテゴリーに分類されている。本研究ではこのカテゴリーの 1 つである Merging galaxies(0.005 <図 2 から、それぞれのサンプルの低質量側ではz < 0.1) を使用した。 このカタログには衝突銀河の sSFR のばらつきが log sSFR ∼ 10M の幅に収ま∗データがペアで記載されていおり、2 つの銀河には銀 るような分布だが、高質量側では、sSFR に大きなば
河 1、銀河 2 とラベルが付けられている。サンプル

らつきが生じていることがわかった。sSFR が低い要は全て major merger (質量比 < 3 : 1) であり、衝突因として、星形成主系列の銀河から外れた、大質量している銀河の形状 (s: 渦巻銀河、e: 楕円銀河) にで星形成が少ない銀河からの寄与が考えられる。

加えて衝突の相対的な段階が含まれている。衝突段

このばらつきの差を考慮し星質量を 0.3[dex] でビ

階は 3 つに分けられており、図 1 に示す。

ン分けした場合、図 3 から 109.2 ∼ 1010.1 [M⊙ ] において merger の方がより高い sSFR を示していることが2.2わかった。しかしその差は ∼ 0.4[dex] ほどであった。

Sample Selection

また、1011 [M⊙ ] 以上の星質量の場合、non-merger と本研究では、0.01 < z < 0.1 において銀河の SFR、 merger のトレンドが逆転していることがわかった。
星質量、銀河衝突ステージの関係性を求めることを目

次に、non-merger と stage 1・stage 2・stage 3 の的としているため、それらの物理量が得られるように比較を表した図 4 から、衝突段階での差は非常に小サンプルを選択した。衝突銀河 (merger) は Merging

さいと言える。各ステージにおける銀河形態の割合

832021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4:

non-merger と各衝突段階における bins=

0.3M⊙ での星質量-比星形成率の関係。平均値の変化をプロットし、誤差棒は (第 2 四分位-第 1 四分位,

図 2: non-merger と merger サンプル全体の比星形

第 4 四分位-第 3 四分位) として設定している。

成率-星質量関係を表す。

(a)

(b)

図 3: non-merger と merger における bins= 0.3[dex]での星質量-比星形成率の関係。平均値の変化をプロットしており、誤差棒は (第 2 四分位-第 1 四分位, 第 4
四分位-第 3 四分位) として設定している。

(c)は図 5 にあるように、stage 1 から stage 3 に向かって spiral-spiral(s-s) が減少し、elliptical-elliptical(e-e) は増加しているが、logM∗ < 10.8[M⊙ ] では s-s が大部分を占めていることがわかった。

log sSFR = −10M⊙ 以上をスターバースト銀河としたとき、銀河の形態は 99% が s-s となった。

図 5: bins= 0.3M∗ としたときの銀河形態の割合。

(a) は stage 1、(b) は stage 2、(c) は stage 3 を表す。
全ての衝突段階において星質量 10 10.4[M⊙ ] 以下では s-s が占めていた。

4Discussion
結果より、non-merger と merger における sSFR の変化は非常に小さいが、図 3、図 5 が示すように s-s

842021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校なりました。この場を借りて感謝申し上げます。

の衝突銀河で星質量が小さい銀河においては、銀河衝突によって星形成が促進されていると考えられる。

stage 1、stage 2、stage 3 における変化についても、ほぼ見られない結果となったが、用いた衝突段階

Referenceのデータは視覚的に分類されたものであるため、衝

W.J. Pearson et al. 2019, A&A, 631, A51

突において何回目の接近かはわかっていない。したSalim et al. 2016, ApJS, 227, 2

がって、空間分解されたデータや、直近 (∼ 1Gyr) における星形成の指標となる 4000Å break を用いてさSalim, Boquien, Lee, 2018, AcJ, 859, 11

らなる分類をすることで、より厳密な衝突段階でのLintott et al. 2009, MNRAS, 389, 1179

検証が期待される。

Darg et al. 2010, MNRAS, 401, 1043

また、本解析は衝突銀河の質量の大きいものについて行なったが、major merger において低質量の銀

Darg et al. 2010, MNRAS, 401, 1552
Mahajan, S., Haines, C. P., & Raychaudhury, S. 2010,
MNRAS, 404, 1745

河で星形成が促進されるという研究 (Davies et al.

2015) から、低質量の銀河についての解析を行い本結果と比較する必要があると考えている。
スターバーストを引き起こす衝突銀河は渦巻銀河であるという結果が得られたが、視覚的分類と星質量の観点のみでの議論のため、銀河内のガス量や銀河がおかれている環境による違いを検証していく必要があると考える。

5

Conclusion
non-merger と merger における sSFR の変化は 4%のみの上昇と非常に小さく、各衝突段階における変化もほとんど見られなかったが、星質量が小さい渦巻銀河において銀河衝突は星形成を少なからず促進
していると考えられる結果が得られた。merger サン
プルは、視覚的分類のみで検証したため、今後異なる星形成の指標や、今回用いなかったガス密度などのデータを解析に加えることでより厳密な検証が期待される。また、本研究では衝突銀河において質量の大きい銀河について解析を行なったが、低質量の銀河についての解析を行いどちらがより銀河衝突の影響を受けるのかを調査し、将来的には異なる赤方偏移での検証を行いたいと考えている。

Acknowledgement
指導教官である竹内努准教授、同研究室の先輩方々には研究の議論やアドバイスなど多方面でお世話に85

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銀河 18

SCUBA-2+ALMA を用いた明るいサブミリ波銀河のク
ラスタリング解析
東京大学 理学系研究科天文学専攻
三橋 一輝

86

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

SCUBA-2+ALMA を用いた
明るいサブミリ波銀河のクラスタリング解析
三橋 一輝 (東京大学理学系研究科天文学専攻)

Abstract
我々はサブミリ波単一鏡 JCMT に取り付けられた広視野カメラの SCUBA-2 とミリ波・サブミリ波干渉計

ALMA を組み合わせて 1.5 平方度におよぶ広い領域をサーベイ観測し、星形成率が ∼ 300M⊙ yr−1 以上の明
るい SMGs を 130 天体検出することに成功した。本研究ではこれらの明るい SMGs を用いてクラスタリング
解析を行い、その DMH の質量を推定した。得られた明るい SMGs の DMH の質量は log Mhalo = 12.6 ± 0.4であり、本研究よりも暗い SMGs および一般的星形成銀河に対する結果と差は見られず、SMGs の DMH 質
量が (S870µm ≳ 1 mJy の領域では) そのサブミリ波フラックスに依存しないことが示唆された。

1で得られた 260 天体 (Simpson et al. 2020) を母サ

Introduction

ンプルとする。このうち、以下の条件で解析に用い赤方偏移 2-3 で爆発的に星形成を行っているサブミ
リ波銀河 (以下 SMGs、 Smail et al. 1997) は、これまでの宇宙の歴史の中で最も星形成が活発な銀河とる SMGs を選択した。1. トレーサーとして用いる

COSMOS2015 カタログのマスク領域に含まれない、
2. UVISTA と HST/ACS の観測領域に含まれる、3.

して知られている。銀河を取り囲むダークマターハ

測光赤方偏移が 2-3.5(Ikarashi et al. in prep)。

ロー (以下 DMH) の質量は、その銀河の星形成活動を調査するのに非常に有用な量であり、統計的にク
ラスタリング解析という手法から推定できる。シミュ

2.2

レーションの結果では明るい SMGs ほど重い DMH

SMG sample だ け で の 自 己 相 関 関 数 (Auto-に付随している可能性が示唆されているが (Yajima

et al. 2020)、観測的にはサブミリ波単一鏡での角分解能の低さと個数密度の小ささから DMH 質量に正Correlation Function, ACF) ではサンプル数が少な
く、十分な信号を得られないので、本研究では相互相関関数 (Cross-Correlation Function, CCF) を用い確な制限をつけることが難しかった。そこで本研究た。そのために、DM の分布と SMGs の分布をよくでは、非常に広い領域 (∼1.6 deg) である COSMOS
領域でサーベイ観測された SMGs サンプルを用いて、非常に明るい SMGs の DHM 質量を制限することを目指した。

トレースしている星形成銀河を COSMOS2015 カタ
ログ (Laigle et al. 2016) から SMG sample と同等の条件で選択し、かつ 9.5 ≤ log M∗ ≤ 9.9 の質量で分割したものを用いた。

2

Data and Analysis

2.1

SMG sample

2.3

Clustering Analysis

CCF、ACF を以下のように計算した (Landy &COSMOS 領域を JCMT/SCUBA-2 でサーベイ観

Szalay 1993)。

測した明るい (S870µm ≥ 6.2 mJy) サブミリ波源(Simpson et al.

tracer sample

ω(θ) =2019) に対し、ミリ波サブミリ波

干渉計 ALMA でフォローアップ観測を行なうこと

Ds Dt (θ) − Ds R(θ) − Dt R(θ) + RR(θ)RR(θ)ω(θ) =

87

Dt Dt (θ) − Dt R(θ) + RR(θ)RR(θ)

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
DM のパワースペクトルを halomod(Murray et al.
2020) を用いて計算し、以下のリンバー変換 (Peebles1980) を用いて角度相関関数を導いた。
ωDM (θ)∫∫π 2
1
N (z)2 H(z)=∆ (k, z)J0 [k, θ, χ(z)]dkdz
ck2
計算した相互相関と自己相関は DM の相関関数とバイアスを通して以下の関係にある。

ω(θ) = b2 ωDM (θ)
図 1: tracer の ACF。

これらの量から SMGs と tracer の相互相関のバイア
ス bst 、tracer の自己相関のバイアス bt を求め、調べたいサンプル (SMGs) のバイアス bs を下のように
得る。

bs =

b2st
bt

得られたバイアスを (Mo & White 2002) を用いてハロー質量に変換した。また、相関関数への冪乗関
数 (ω(θ) = Aθ−0.8 ) フィッティングから、相互相関と自己相関の相関長 r0 をそれぞれ以下のリンバー変換から計算し、それらの比からバイアスと同じように

SMGs の相関長を計算した。
∫∞
2
1−γ
dz
γ 0 N (z) Ez χ
A = Hγ r0
N (z)2

図 2: SMGs と tracer の CCF。

ここで N (z) は SMGs や tracer の規格化した赤方偏移分布、H(z) はハッブル定数、χ は radial comoving

distance を示し、Hγ 、Ez は以下の式で与えられる。
Γ(0.5)Γ(0.5[γ − 1])
Γ(0.5γ)√H0 ΩM (1 + z)3 + ΩΛ
Ez =
c
Hγ =

た SMGs のフラックスの閾値、縦軸に相関長をとったのが図 4。フラックスによらず相関長が変化しない様子が見られる。

4

Discussion
横軸にハロー質量、縦軸にハロー質量と星質量の比 (Stellar-to-Halo Mass Ratio, SHMR) をとったのが図 5。合わせて種族比較により求められた各赤方偏3移での値 (実線と点線) と z ∼ 2 での quiescent 銀河

Resultsの値 (点) を示した。また、横軸にハロー質量、縦軸に計算した ACF、CCF は図 1、図 2。同時に DM のバリオン降着率と星形成率の比 (baryon conversion

相関関数も示した。得られたバイアスの値は 4.7±1.1

eﬃciency, BCE) をとったのが図 6。合わせて平均的であり、先行研究の結果と比較したものが図 3。DMH

な関係 (実線)、他の銀河種族に関する結果 (点) も+0.3
質量に焼き直すと log Mh = 12.7−0.4
であり、DMH示した。バリオン降着率は以下の関係式から求めたの成長を追うと z = 0 で巨大楕円銀河に匹敵する

DMH に成長することがわかった。横軸に解析に用い882021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: DMH 質量 vs SHMR。先行研究の SMGs、qui-escent 銀河に関する結果 (点) と、種族比較により得られた結果 (実線、点線) も同時に示した。

図 3: 得られたバイアスの値。先行研究の SMGs に関する結果も同時に示した。

図 6: DMH 質量 vs BCE。先行研究の他の銀河種族
図 4: SMGs のフラックスの閾値と相関長の関係。先に関する結果 (点) や、平均的な関係 (実線) も同時に行研究の SMGs に関する結果も同時に示した。

示した。

(McBride et al. 2009)。
()1.094Mh
Ṁ = fb × 24.1
1012 M⊙√×(1 + 1.75z) Ωm (1 + z)3 + ΩΛ

横軸に赤方偏移、縦軸に DMH の質量をとった図

7 は、各領域が DMH 内のガスの状態を示している(Dekel et al. 2009)。”cold in hot”の領域では所謂cold stream が有効な領域であり、本研究の結果はこの領域に入っている。ただし、本研究で求めた SMGs

SHMR は大きければ大きいほど SNe や AGN によの DMH 質量は同程度の星質量を持つ通常の星形成

るフィードバックを受けづらく、星を効率的に作れる環境にあることを示し、BCE は大きければ大きいほど効率的に降着するガスを星に変換していること

銀河の DMH 質量と差がないことから、主に DMH
質量に依存する cold stream は SMGs の爆発的星形
成には大きく寄与していない可能性が示唆される。

を示す。本研究の明るい SMGs は非常に高い SHMRや BCE を持つことから、非常に効率的に星を形成できる環境にあることがわかる。

892021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Landy, S & Szalay, A, 1993, ApJ
Peebles, 1980, Princeton Univ. Press
Murray, S, Diemer, B & Chen, Z et al. arxiv:2009.14066
Mo, H & White, S, 2002, MNRAS
Stach, S, Smail, I & Amvrosiadis, A, 2021, MNRASMcBride, C, BerWolk, M & Colombi, S, 2015, BAAS
Dekel, A, Birnboim, Y & Engel, G, 2009, Natur

図 7: DMH 内のガスの状態を示す各領域の図。先行研究の SMGs の結果も同時に示した (Stach et al.

2021)。

5

Conclusion
本研究では明るい SMGs に注目し、クラスタリン

グ解析を用いて DMH の質量を求めた。求めた DMHの質量から、z = 0 での巨大楕円銀河の祖先にあたる可能性が高いことや cold stream が爆発的星形成に大きく寄与していない可能性が示唆された。また、非常に高い SHMR や BCE から、これらの SMGs が非常に効率的に星形成を行なっていることを確認した。今後は大局的に見た SMGs の環境を議論するために、他の星形成銀河との密度超過領域との関係を調査する予定である。

Reference
Smail, I, Ivison, R, Blain, A, 1997, ApJL
Yajima, H, Abe,
arxiv:2011.11663

M&

Khochfar,

S,

2020,

Simpson, J, Smail, & Swinbank, A, 2019, ApJ
Simpson, J, Smail, I & Dudzeviciute, U, 2020, MNRAS
Ikarashi, S et al. in prep
Laigle, C, McCrachen, H & Ilbert, O, 2016, ApJS

90

——–index へ戻る

銀河 19

ALMA を用いた南銀極に位置するサブミリ波銀河の統計的研究
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻 (素粒子宇宙物理系)
萩本 将都91

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA を用いた南銀極に位置するサブミリ波銀河の統計的研究
萩本 将都 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本講演では、Herschel Astrophysical Terahertz Large Area Survey (H-ATLAS) で発見された南銀極に位置する、85 個の明るいサブミリ波銀河候補天体に対するアタカマ大型ミリ波サブミリ波干渉計 (ALMA) によるフォローアップ観測の結果を紹介する。我々は H-ATLAS で発見された、南銀極に位置する 85 個の明るい銀河候補天体に対して、ALMA の band3 と band4 による観測を行った。本観測の結果、62/85 の候補天体、及び複数個の天体に分割されたものも含めると合計で 71 天体で CO、[C i] 、H2 O の輝線の検出に成功
し、それぞれの分光赤方偏移を同定した。私はこれらの各々の銀河に対して、まず CO 輝線の強度から内部のガスの物理状態を調べた。その結果、ほとんどの天体は Harrington et al. 2021 で示されている、典型的なサブミリ波銀河 (SMG) に見られる CO スペクトルエネルギー分布 (CO SLED) に従うことがわかった。
また、次に本観測の対象が重力レンズ効果を受けているかどうかを調べるため、輝線光度と輝線の速度幅の関係を調べた。その結果、我々のサンプルは多くが重力レンズ効果を受けている一方で、中には受けていない天体が含まれていることがわかった。さらに、[C i] (3 P1 –3 P0 ) と赤外線光度の関係を調べた。その結果、赤外線光度にしておよそ 5 桁にわたって Kennicutt-Schmidt 則が成り立つことを確かめることができた。

1と CO 輝線を組み合わせることで、SMG の性質にIntroduction

迫る Bright Extragalactic ALMA Redshift Survey

宇宙全体の星形成率密度は赤方偏移が大きくなるとともに上昇し、赤方偏移 z ≈ 2 でピークをとり、さらに時代を遡ると下降するということが知られている (e.g., Madau & Dickison 2014)。一般的に、星形
成率は紫外線と赤外線の観測結果から見積もられる。
しかし、Casey et al. 2018 は z ≳ 2 において赤外線(BEARS; Urquhart et al. in prep.) を推進している。CO 輝線は分子ガスのトレーサーとして広く用いられており、また、明るいため赤方偏移の決定にも有効である。さらに、CO の励起状態は分子ガスの温度や密度に依存するため、様々な準位の CO 輝線
強度を比較した CO スペクトルエネルギー分布 (COによる結果が十分に制限できていないことを示唆しSLED) の測定はこれらに制限を加えるのに有効であている。そのため、特に 2 ≲ z ≲ 4 の宇宙全体の星る。以下では、本計画の結果を紹介する。

形成率密度がどのような曲線を描いて変化するのかについては未だに疑問が残っている。
この問題を解決するため、サブミリ波単一望遠鏡を用いた大規模なサーベイが行われてきた (e.g., Eales

2

我々は ALMA Cycle 4、6、7 で、12m アレイとet al. 2010)。これらのサーベイにより、サブミリ波−1で明るく、時には 1000 M⊙ yr

を超えるような活

Observations

7m アレイ (ACA) による観測を実施した。本観測の発な星形成を行っている銀河種族 (サブミリ波銀河： 対象として Herschel Astrophysical Terahertz Large
SMG) が多く発見されてきている。しかし、単一鏡 Area Survey (H-ATLAS) で発見されたソースの中は角度分解能が不足しており、また天体の測光赤方で、南銀極に位置し、かつ分光赤方偏移が決まってい偏移 (zphot ) の誤差が大きいために、これまで SMGない 85 個を選択した。これらは、Bakx et al. 2018に対する詳細な研究は制限されてきた。

において 500 µm のフラックスが S500 ≥ 80 mJy か

そこで、我々はアタカマ大型ミリ波サブミリ波

つ、測光赤方偏移が zphot ≈ 2–4 と推定されている。

干渉計 (ALMA) の高感度かつ高空間分解能な観測

我々はこれらの分光赤方偏移を効率的に同定する

92

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
対象は分光赤方偏移が zspec = 1.4–4.5 まで広い範囲ため、図 1 の左側に示すように、ACA については

86.6–115.7 GHz、12m アレイについては 89.6–112.6、 にわたっていることも確認された。次の章では、こ139–162 GHz の周波数帯を選択した。この図におい れらの特徴を議論する。
て、右側は赤方偏移に対する CO、[C i]、H2 O の各
輝線の周波数の変化を表しており、青の帯とオレンジの帯はそれぞれの観測で 2 本以上、もしくは 1 本
のみの輝線を観測可能な赤方偏移帯を示している。

図 2: 本観測で赤方偏移を同定した天体のスペクトル一覧。横軸は静止系周波数で、各スペクトルの左側に銀河の ID、右側に分光赤方偏移が示されている。
また縦線は本観測で検出された輝線の周波数に対応する (Urquhart et al. in prep.)。

図 1: 本観測の周波数帯と赤方偏移の関係。各曲線は各輝線を表す (Urquhart et al. in prep.)。

4

Discussions

4.1

Excitation condition of molecular gas

まず、本観測で 2 つ以上の CO 輝線が検出された銀3Results河に着目し、輝線光度比を求めた。図 3 は横軸に COの回転遷移の上の準位を、縦軸には各パネルの右上の本観測の結果、62/85 のソース、及び複数個の天準位に対する輝線光度比を取った図である。比較の体に分割されたものも含めると合計で 71 天体の分光ため、黒の破線で Thermalized な場合の輝線光度比

赤方偏移を同定した。図 2 はこれらの銀河それぞれを、灰色の領域で Harrington et al. 2021 で示されたのスペクトルをおよそ赤方偏移順に並べた図である。 重力レンズ効果を受けた SMG に典型的な CO SLED
この図から、スペクトルには CO (J =2–1) – (J =7–を示している。また、各点の色はカラーバーで示さ6)、[C i] (3 P1 –3 P0 )、(3 P2 –3 P1 ) (以降はそれぞれ ( れる赤方偏移に対応する。この結果から、本観測の対1–0)、(2–1) とする)、H2 O (211 –202 ) という様々な 象はほとんどが典型的な SMG に見られる輝線光度輝線が含まれることがわかった。さらに、本観測の 比に従っていることがわかる。しかし、Thermalized932021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
な場合の輝線光度比を超える銀河が 2 つ含まれてい4.2

ることがわかった。これらはともに 2 つの天体に分Gravitational lensing

次に、各天体について CO の輝線光度と輝線の速度割され、それらがともに同一の赤方偏移に位置して幅の関係を調べた。重力レンズ効果を受けた天体といる銀河であった。この特異な性質を生み出す要因

そうでない天体の間では、この平面内で異なる分布をについて議論するにはさらなる高感度、高分解能な示すことが知られている (e.g., Bakx et al. 2020b)。

観測が必要不可欠である。

図 4 は縦軸に CO (J =1–0) の輝線光度、横軸に輝線の速度幅を取った図で、赤の点が今回の結果を示

redshiftしている。ここで、本観測には CO (J =1–0) は含まれていないため、Harrington et al. 2021 で示された
典型的な SMG における輝線光度比を用いて、低励
起側の CO 輝線の光度を CO (J =1–0) の輝線光度に変換している。また、黒の実線は Bothwell et al.

2013 で示された重力レンズ効果を受けていない天体に見られる傾向を、また、破線と一点鎖線について
はそれを 10 倍 (µ = 10)、30 倍 (µ = 30) した場合の傾向を示している。この図から本観測の対象はほとんどが重力レンズ効果を受けていることが予想され、いくつかは µ > 30 という強い重力レンズ効果を受けている可能性が示唆された。一方で、重力レンズ効果を受けていない HyLIRG も含まれている可能性がある。この結果から、我々のサンプルは銀河そのものが明るいソースと重力レンズ効果を受けた
ソースの両方を含み、両者を比較可能なものである
と言える。

4.3

Comparison with other galaxy
populations

ここでは、本観測の対象を他の銀河種族と比較した結果を紹介する。図 5 は縦軸に [C i] (1–0) の光
度、横軸に赤外線光度をそれぞれ対数で表示した図であり、各点は近傍銀河から z ∼ 4 の SMG やクエー
サー (QSO) に至るまで様々な銀河種族に対応する。
この図から、赤外線光度がおよそ 5 桁にわたって両図 3: CO が 2 輝線検出された天体での輝線光度比。 者の間に、傾き ≈ 0.88 の関係が見て取れる。ここ各パネルは、右上に書かれた励起準位に対する輝線で、赤外線光度が星形成率、[C i] (1–0) の光度が分光度比を表しており、比較として Thermalized の場

子ガス質量の指標となることを考慮すると、この関係

合と Harrington et al. 2021 で示された重力レンズ

は Kennicutt-Schmidt 則 (Schmidt 1959, Kennicutt

効果を受けた SMG における典型的な CO SLED を

1998b) に対応することがわかる (ただし、通常の関合わせて表示している。また、各色は天体の赤方偏

係とは軸が反転していることに注意が必要)。

移に対応する。

942021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: 輝線光度と速度幅の関係。灰色の点は Bothwell

et al. 2013 の結果を、赤点は本観測の結果をそれぞれ

それぞれ対数で表示。赤の点が我々の観測対象、青が様々なサーベイで見つかった z ∼ 2 − 4 の SMG、表しており、赤点については Harrington et al. 2021

緑が z ∼ 1.2 の標準的な星形成銀河、オレンジの点で示された輝線光度比を用いて低励起側の輝線光度から CO (J =1–0) の光度に変換している。また、黒の実線は Bothwell et al. 2013 で示された重力レン

が AGN や QSO 、灰色の点が近傍銀河の結果に対応する。これを見ると、両者は両対数スケールで傾き≈ 0.88 の関係を示すことがわかる。(reference: Bakx

ズ効果を受けていない天体に見られる傾向を、破線と一点鎖線については、それを 10 倍、30 倍にした場
合の結果を示す。

5

図 5: 縦軸：[C i] (1–0) 光度、横軸：赤外線光度を

et al. 2020b, Neri et al. 2020, Valentino et al. 2018,
Bothwell et al. 2017, Harrington et al. 2021)
光度と赤外線光度について、近傍銀河から z ∼ 4 のConclusion

SMG や QSO に至る様々な銀河種族と比較したとこ

我々は H-ATLAS で発見された南銀極に位置する

ろ、赤外線光度でおよそ 5 桁に渡って両者の間には対85 個のソースに対して ALMA によるフォローアッ

数平面で傾き ≈ 0.88 の関係が見て取れた。この関係

プ観測を行った。その結果、62/85 のソース、及び複は Kennicutt-Schmidt 則に対応すると考えられる。

数の天体に分割されたものも含めると合計で 71 天体の分光赤方偏移を同定した。これらのうち、CO が 2

Reference

輝線検出された天体に関して CO SLED を作成すると、ほとんどは SMG における典型的な CO SLED を示すことがわかった。しかし、中には Thermalized
な CO SLED を超える天体が 2 つ含まれており、それらについては今後詳しく調べる必要がある。また、

CO 輝線の光度と輝線の速度幅の関係から、重力レン
ズ効果を受けているかどうかについて調べたところ、
我々のサンプルは多くが重力レンズ効果を受けていることが予想されたが、HyLIRG も含まれている可能性があることがわかった。さらに、[C i] (1–0) の95

Bakx, T. J. L. C., et al., 2018, MNRAS, 473, 1751B
Bakx, T. J. L. C., et al., 2020b, MNRAS, 496, 2372B
Bothwell, M. S., et al., 2013, MNRAS, 429, 3047B
Bothwell, M. S., et al., 2017, MNRAS, 466, 2825B
Casey, C. M., et al., 2018, ApJ, 862, 77C
Eales, S., et al., 2010, PASP, 122, 499E
Harrington, K. C., et al., 2021, ApJ, 908, 95H
Kennicutt, R. C., Jr. 1998b, ApJ, 498, 541K
Madau, P. & Dickinson, M. 2014, ARA& A, 52, 415M
Neri, R., et al., 2020, A& A, 635A, 7N
Schmidt, M. 1959, ApJ, 129, 243S
Valentino, F., et al., 2018, ApJ, 869, 27V

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銀河 20

すばる HSC サーベイで探る遠方電波銀河の性質
愛媛大学 理工学研究科
山本 優太

96

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC サーベイで探る遠方電波銀河の性質
山本 優太 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河中心部の超巨大ブラックホールの質量と母銀河のバルジ質量との間に正の相関が見られることから、銀河と超巨大ブラックホールは共に進化 (共進化) してきたと考えられている。特に、活動銀河核の中で電波を強く放射している電波銀河は共進化の最終段階であると考えられており、遠方電波銀河探査によって宇宙初期の共進化シナリオの理解が深まると期待されている。しかし、これまでの研究では 赤方偏移 = 4 を超す
遠方電波銀河は十数天体しか見つかっていなく、統計的な理解にはまったく至っていないのが現状である。
本研究では、すばる望遠鏡の可視光広視野カメラ HSC による超広域深撮像観測プログラムである HSC-SSP
を利用することにより、大規模遠方電波銀河サンプルの構築とそれらの性質の統計的な理解を目指す。そのため、HSC-SSP データから得られた g-dropout 銀河 (赤方偏移 4 程度のライマンブレイク銀河) のサンプルと VLA の FIRST 電波広域サーベイで得られた電波源サンプルとをマッチングさせることで、赤方偏移 4程度の遠方電波銀河を探査した。その結果、遠方電波銀河の候補が 145 天体得られた。VIKING Ks バンド
画像のスタッキング解析を行い、我々の遠方電波銀河サンプルの典型的な K バンド等級を算出することでK − z 関係を調査した。得られた典型的 K バンド等級は 19.8 Vega Mag 程度であり、これは過去の研究で知られている K − z 関係に合致することが分かった。また、可視光・近赤外線・中間赤外線の測光データに対する SED フィッティングによって、赤方偏移 4 程度の電波銀河候補の星質量は 6 × 1011 M⊙ 程度に達していることが分かった。

1

背景

究では、最新の高感度な可視光と電波での広域サーベイのデータを用いて、遠方電波銀河サンプルの拡銀河の中には、非常に狭い中心領域で銀河全体よ大とその性質の統計的理解を試みる。

りも強い電磁波を発している「活動銀河核」を有するものがある。この活動銀河核の中心に存在する超巨大ブラックホールの質量と母銀河のバルジ質量の2

データ & 解析

間には正の相関があり、この観測事実から銀河と超可 視 光 デ ー タ と し て 、す ば る 望 遠 鏡 の Hyper

巨大ブラックホールは共に進化 (共進化) してきたとSuprime-Cam (Miyazaki et al. 2012) を用いて行わ考えられている (e.g., Kormendy & Ho 2013)。電波れている広域多色撮像サーベイ (HSC-SSP: Aihara et
銀河は活動銀河核の一種であり、電波を強く放射しal. 2018) の S19A カタログを使用した。HSC-SSPている。この電波銀河は共進化の最終段階であるとでは g, r, i, z, y の 5 つの広帯域フィルターを用考えられている (e.g., Hickox et al. 2009)。そのため、遠方電波銀河を調べることで、より宇宙初期のいた撮像観測が行われている。HSC-SSP Wide デー

共進化について理解が深まると期待される。しかし、タの 5σ 限界等級 (AB) は g = 26.6, r = 26.2, i =これまでに発見されている遠方 (赤方偏移 > 4) の電波銀河は少なく、そのため遠方電波銀河の系統的な26.2, z = 25.3, y = 24.5 である。電波データとしては、アメリカ国立電波天文台の電波干渉計であ性質を求めることは難しい。そうした数密度が極める VLA (Very Large Array) を用いて行われた広域て小さい遠方電波銀河の統計的調査を行うためには、サーベイ (FIRST: Helfand et al. 2015) で得られた

可視光と電波の両方で十分な探査面積と感度を兼ね1.4 GHz の電波カタログを使用した。この FIRST は備えたサーベイのデータが必要である。そこで本研

HSC-SSP Wide の観測領域全体をカバーしており、

97

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校の天体は近傍天体及び遠方クェーサーであり、今回検出限界は 1 mJy である。

探査している電波銀河ではなかった。図 1 より、i バ

2.1

遠方銀河の選出

遠方電波銀河を探査するために、まず HSC-SSP の可視光データを用いて遠方銀河を選出し、次に選出された遠方銀河と FIRST の電波データをマッチングさせ遠方電波銀河を同定する。高赤方偏移銀河を選出するために、ここではライマンブレイク法を採用した。本研究では、赤方偏移 ∼ 4 の天体を探すた
めに HSC の g バンドが長波長側に比べて暗くなっている g-dropout 銀河 (赤方偏移 ∼ 4 のライマンブ
レイク銀河) サンプルを利用する。g-dropout 銀河サンプルは、Ono et al. (2018) の選出基準に基づき、

HSC S19A カタログより東京大学の播金優一氏が選 図 1: 遠方電波銀河候補 184 天体の i バンド等級の分布。黄色の部分は分光観測により近傍天体かクェー
出した 2,553,430 天体を使用した。
サーと判明している天体 (23 天体)。

2.2

遠方電波銀河サンプル作成

ンド等級が 22 等より明るい候補天体は、近傍銀河又

g-dropout 銀河サンプルと FIRST カタログをマッ はクェーサーが大部分を占めている。そこでこうした遠方電波銀河以外の天体をできるだけ取り除くたチングすることで遠方電波銀河を抽出する。FIRST
め、候補天体を i バンド等級が 22 等より暗いものに
カタログには 946,432 の電波源がリストされている。
限ることとした。以上により、遠方電波銀河候補はまず、この FIRST の電波源カタログからノイズによる偽電波源を除去し、FIRST クリーンサンプルを作

145 天体となった。

成する。ここで採用したクリーンサンプルの条件は以下の通りである。

2.4

・SIDEPROB < 0.05

赤外線データ

遠方電波銀河の性質を調べるため、近赤外線広域・Fpeak > 1 mJy
この条件によって得られた FIRST クリーンサンプ

撮像サーベイである VIKING (Edge et al. 2013) とルの天体数は 720,712 である。

中間赤外線全天撮像サーベイの結果をまとめた un-

WISE のカタログデータ (Schlaﬂy et al. 2019) を使次に、HSC-SSP S19A g-dropout 銀河 サンプルと

FIRST クリーンサンプルとの間で 1 秒角マッチング 用し、多波長データ解析を行った。VIKING では 5を行った結果、184 天体が遠方電波銀河候補天体と バンド Z, Y, J, H, Ks、unWISE では ch1 (3.4µm),
ch2 (4.6µm) のフィルター観測をしている。

して選出された。

VIKING データについて、検出されているものの
S/N が低い天体がカタログに記載されていないケー

2.3

コンタミネーション除去

スが散見されるため、画像データを取得して aperture
測光を行った (4 arcsec diameter を採用)。unWISE

184 天体の遠方電波銀河候補のうち既に分光されデータではカタログデータと遠方電波銀河候補天体ている天体があるか確認するため、HSC-SSP S19A

を 3 arcsec でマッチングした。遠方電波銀河候補天のデータベースでまとめられている分光カタログを調査した。その結果、23 天体がマッチした。これら体の中で VIKING と unWISE の両方について測光
値が得られた天体は 35 天体であった。

98

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

結果と議論

3.1

電波銀河による K − z 関係

した遠方電波銀河候補はよく知られている K − z 関
係と無矛盾であると考えられる。

電波銀河の K バンド等級と赤方偏移の間に見ら

3.2

れる経験則である K − z 関係 (Willott et al. 2003)

SED フィッティング

が我々の遠方電波銀河候補天体でも成り立っている

選出した遠方電波銀河候補天体から赤外線データかを調査した。ここでは候補天体の赤方偏移を 4 とVIKING, unWISE のデータを用いることで Spectral
Energy Distribution (SED) フィッティングを行い、し、VIKING Ks バンドの測光値を既に知られている K − z 関係と比較した。ただし、VIKING Ks バ

赤方偏移、星質量などの物理量を求めた。この研究で銀河候補天体の中でも Ks バンドで明るい天体を選(Yang et al. 2020) を利用した。フィッティング時

んでいることになる。そのため、VIKING Ks バンに採用したパラメータは表 1 である。仮定した星形

ドで検出がない天体を含めた全ての天体でスタッキ

成史 (SFH) は sfhdelayedbq であり、これは星形成

ング解析を行い、平均的な VIKING Ks バンド等級がある時期に急停止するモデルである。図 4 は SED

ンドで検出がない天体も多く存在していることから、 は unWISE の ch1 と ch2 が両方受かった 14 天体につVIKING Ks バンドの測光値を持つ天体は遠方電波 いて解析した。SED フィッティングには、XCIGALEを求めた。(Willott et al. 2003) が示した K-z 関係に

図 3: SED フィッティングの一例。赤方偏移 3.1 で

best-ﬁt となり、赤が観測値であり黒線が best-ﬁt モ
デルの SED である。
フィット結果の一例であり、赤方偏移分布が図 5 であ
図 2: K − z 関係。黒点が既知の電波銀河、水色線が既知の K − z 関係式 (Willott et al. 2003) である。
青点が今回の遠方電波銀河候補天体であり、赤点がスタッキング解析による平均の K バンド等級を表している。

る。赤方偏移 2 と 4 付近に多く分布していることがわかった。
赤方偏移 4 付近の天体に注目すると、星質量の平均値が 6.0 × 1011 M⊙ であり、過去の研究で調べられている遠方電波銀河と同程度だった。一方、興味深いことに、g-dropout 法では赤方偏移 4 付近 (もしくはよると、赤方偏移 = 4 において K バンド等級は 19.9

近傍のバルマーブレーク銀河) が選ばれるはずだが、Vega Mag であり、今回発見した遠方電波銀河候補

赤方偏移 2 付近の天体が多く含まれていた。赤方偏からスタッキング解析を用いて求めた Ks バンドの移 2 付近では SFH が single burst かつある特定の年平均等級は 19.8 Vega Mag であったため、今回選出

992021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
齢範囲で g-dropout の条件に入る可能性があり、今後調査を進めていきたいと考えている。

表 1: XCIGALE SED フィッティングのパラメータ
範囲

SFH
Model

sfhdelatedbq

τmain (Myr)

1,10,100,200,300,400,500,
600,700,800,900,1000,1100,
1200,1300,1400,1500,1600,
1700,1800,1900,2000

agemain (Myr)

500,600,700,800,900,1000,

agebq (Myr)

1500,2000,3000,4000,5000
1,10,100,200,300,400,500

rsf r (Myr)

0.5,0.1,0.01,0.001
SSP

図 4: SED フィッティングより得られた、候補天体

Model

Bruzual and Charlot (2003)の photo-z 分布。赤方偏移 2 付近を青で、赤方偏移

IMF

Chabrier (2003)

4 付近を赤で、それぞれ分けて表示している。

Metallicity

0.02
Nebular emission

4

まとめ
本研究は、遠方電波銀河を大規模サンプルから発log U−0.2, −0.4

fesc

0

fdust

0

Lines width (km/s)

300

Dust attenuation

見し、統計的な性質を解明することを目的とした。

HSC-SSP の大規模可視光観測からライマンブレイクModeldustatt modiﬁed starburst法を用いて選出した遠方銀河サンプルと電波カタロ

E(B − V )lines

グ FIRST とのマッチングにより、遠方電波銀河候補

0.001,0.01,0.1,0.15,0.2,0.25,
0.3,0.35,0.4,0.45,0.5,0.55,0.6,

天体を 145 天体選出した。選出された候補天体は、

0.8,1.0,1.3,1.6,2.0

既知の K − z 関係と一致する性質を示した。SED

Redshift

フィッティングによって赤方偏移、星質量を求めた

redshift range

0.1 ∼ 5.0

ところ、赤方偏移 4 付近の遠方電波銀河については∆redshift

0.1

6 × 10 M⊙ 程度の星質量を持つことが分かった。
11

Miyazaki et al. 2012, SPIE, 8446, 84460

Reference

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Aihara et al. 2018, PASJ, 70S, 4Schlaﬂy et al. 2019, ApJS, 240, 30
Helfand et al. 2015, ApJ, 801, 26
Hickox et al. 2009, ApJ, 696, 861
Jarvis et al. 2001, MNRAS, 320, 1563
Kormendy et al. 2013, ARA&A, 51, 511
Lacy et al. 2000, AJ, 120, 68

Toba et al. 2019, ApJS, 243, 15
Willott et al. 2003, MNRAS, 446, 599
Yamashita et al. 2018, ApJ, 866, 140
Yamashita et al. 2020, AJ, 160, 60
Yang et al. 2020, MNRAS, 491, 740

100

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銀河 21

COSMOS2020 カタログを用いた銀河 SED から探る星形成史
総合研究大学院大学 物理科学研究科天文科学専攻
杉森 加奈子101

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

COSMOS2020 カタログを用いた銀河 SED から探る星形成史
杉森 加奈子 (総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
銀河のスペクトルを種族合成モデルと比較することによって、銀河の物理量を推定することができる。そのため、広い赤方偏移におけるスペクトル進化を詳細に調べることができれば、銀河の星形成史を探ることが可能となる。測光観測によって得られるスペクトルエネルギー分布 (SED) は分光スペクトルに比べて離散的であるが、広い赤方偏移と波長域に渡ってより統計的に調べることができる。そこで、本研究では 2 平方度に渡って深い多色データをまとめた最新の COSMOS カタログを使用して、Kriek M., et al. (2011) の手法をもとに、0 < z < 5 にある銀河の連続的な SED を作成し、その時間変化から銀河の星形成史を探ることを目的としている。まず、高精度測光赤方偏移を用いて比較的狭い赤方偏移範囲にある銀河を選択し、星質量や比星形成率に基づいて銀河を分類する。次に、それぞれの銀河種族に対して静止波長 λrestframe を観測
波長 λobs に変換し、規格化することで連続的な SED を作成することができる。その結果、SED の分散は星形成が活発な星形成銀河では大きいのに対して、ほとんど星形成を終えた quiescent 銀河では小さく、どれも似たような SED をしていることが明らかになった。さらに、作成した SED に対して Prospector(Leja etal., 2017) というコードを用いて種族合成モデルと比較し、各時代における銀河種族の平均的な物理的性質を調べた。その結果、銀河の性質の星質量や星形成活動への依存性が明らかになってきた。例えばその一つとして、銀河年齢の時間変化が星質量に関係していることが明らかになり、低質量の quiescent 銀河では銀河年齢が宇宙年齢に比べてゆっくり変化していることが分かった。

1銀河のスペクトルを詳細に調べるためには、波長Introduction

分解能が高い分光スペクトルが最適であるが、波長銀河の星形成史を明らかにすることは、星の集まりである銀河の進化過程を解明する上で非常に本質的である。銀河のスペクトルは銀河内の複数の星のスペクトルの重ね合わせであるため、銀河を構成す
る星の種類、銀河の年齢やダストの量など様々な情報が内包されている。

域が狭く、暗い天体に対する感度が悪い。一方、撮像データに基づくスペクトルエネルギー分布 (SED) は
広い波長域かつ赤方偏移において統計的に調べることができるが、分光スペクトルに比べて離散的である。そのため、紫外から赤外に渡る広い波長域で銀河のスペクトル進化を調査することが困難であった。

同じガス雲から形成されたすべての星は同じ年齢と金属量を持ち、この星の集団を Single Stellar Pop-ulation (SSP) という。SSP に対し初期質量関数などを仮定することで SED の進化を計算することができるため、様々な年齢の SSP モデルを組み合わせることで、銀河スペクトルを再現することができる。このような銀河スペクトルの再現方法を種族合成モデ
ルといい、銀河の広い波長範囲の詳細なスペクトル

近年、銀河の SED を調べる新たな方法として、ある赤方偏移範囲における銀河の SED を組み合わせることで特定の銀河種族の平均的かつ連続的な SED を作成する方法が注目されている (e.g., Kriek M., etal. 2011)。そこで本研究では、星質量や比星形成率が異なる様々な銀河種族に対して連続的な SED を作成し、種族合成モデルと比較することで様々な赤方偏移における各種族の物理的な性質を調査した。

と比較することにより、銀河の観測時点の化学的性
質や過去の星形成史を推定することができる。また、
広い赤方偏移におけるスペクトルの進化を詳細に調べることで銀河の星形成史を探ることが可能となる。

102

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Data and Methods

2.1

COSMOS data

2.3

SED ﬁtting

本研究では作成した SED に対して Prospector(Leja et al., 2017) というコードを用いることで種本研究では２平方度の天域をカバーしている Cos-族合成モデルと比較している。ダストによる減光量
mic Evolution Survey(COSMOS) による測光カタロ は Calzetti et al. (2000) の減光曲線を採用し、初期グを使用している。このカタログには、紫外から赤 質量関数は Chabrier (2003) を使用している。また、外にかけての波長域を 39 のフィルターを使用して観星形成史は Delayed τ モデル (星形成率 (SFR) が星形測された測光データと、それに基づく高精度な赤方成のタイムスケール τ に対して SFR ∝ t exp(−t/τ )偏移が含まれている。本研究では 0 < z < 5 の銀河を選択した。

であるモデル) を採用した。これにより、図 2 のように星質量、金属量、ダスト量、年齢、星形成のタイ
ムスケールを推定することができる。

2.2

Method to construct SEDs

ここでは連続的な SED の作成方法について説明する。まず、ある赤方偏移範囲内にある銀河を選択し(図 1 panel 1)、それらの銀河の観測波長を静止波長に換算する (図 1 panel 2)。その後、銀河のフラック
スをある波長で規格化し (図 1 panel 3)、これを同じ種族の銀河について同様に行う (図 1 panel 4)。銀河
種族は、星形成率を星質量で割って求められる比星形
成率と星質量に基づいて分類しており、比星形成率の中央値から ±1 dex 以内の銀河集団を星形成銀河、それより低い比星形成率を持つ銀河集団を quiescent銀河とした。

図 2: SED ﬁtting の例。

3

Results and Discussion
図 3 と図 4 は作成した連続的な SED の一部である。

各 SED の赤方偏移範囲は宇宙年齢の 1Gyr 間隔を基準としており、上の SED ほど高赤方偏移の結果となっている。また、SED は 100 Åごとにビニングし、
図 1: SED の作成方法。

その平均値でプロットしている。誤差は全体の誤差√
σtotal と測光誤差 σﬂux を用いて σtotal 2 − σﬂux 2 という式から求めた。色の違いは ﬁlter の違いを表しており、グレーが broad-band ﬁlter、青が intermediate-band ﬁlter, 赤が narrow-band ﬁlter を使用した結果
である。

103

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校はないかと考えられる。また、どちらも低赤方偏移の方が 4000 Å付近での break が強いことが分かる。
これは星種族の aging によるものである。

図 3: 各赤方偏移における、星質量が 3 × 1010 -1 ×
図 5: 星質量が 3 × 1010 -1 × 1011 [M⊙ ] の quiescent1011 [M⊙ ] の星形成銀河の SED。

銀河と星形成銀河の dust 量の比較。
これらの SED に種族合成モデルをフィットして推定した物理量を次に議論する。図 5 は SED ﬁtting によって推定された各赤方偏移 z における dust 量の変化を表したものである。縦軸は dust の光学的厚さである。この結果からも星形成銀河に比べて quiescent銀河の方がダストが少なく、誤差棒で表されるように、全体的にばらつきが少ない。

図 4: 各赤方偏移における、星質量が 3 × 1010 -1 ×

1011 [M⊙ ] の quiescent 銀河の SED。
これらを比較することにより、quiescent 銀河よりも星形成銀河の方が特に短波長側で分散が大きいことが分かる。星質量が異なる銀河 SED の比較から

図 6: SED ﬁtting の結果の一部。星質量が 3 × 1010 -1も、星形成銀河の方が星質量による変化が大きいこ

× 1011 [M⊙ ] の quiescent 銀河と星形成銀河の年齢とが分かっている。これは quiescent 銀河ではダストの比較。

がほとんど含まれていないのに比べ、星形成銀河で
図 6 と図 7 は SED ﬁtting によって推定された各赤は銀河によってダストの量にばらつきがあるためで

方偏移 z における銀河年齢に対し、age = a × (1 +1042021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Conclusion
本研究では 0 < z < 5 の各時代において、銀河の種族ごとの連続的な SED を初めて作成した。それらを種族合成モデルと比較することで銀河の物理的性質の時間変化を調べることができた。その結果、

quiescent 銀河の方が星形成銀河よりも dust 量が少なく、比較的ばらつきが少ないことを確認することができた。また、星形成銀河よりも quiescent 銀河の方が年老いていることや、銀河の年齢進化が星質量に依存していることが明らかになった。
図 7: SED ﬁtting の結果の一部。星質量の異なる

quiescent 銀河の平均的な年齢。

Referencez)b + c というモデルを仮定し、a,b,c をフリーパラ
メータとしてフィットした結果である。図 6 から星質量が 3 × 1010 -1 × 1011 [M⊙ ] の銀河種族では星形成
銀河よりも quiescent 銀河の方が年老いていることが分かる。図 7 は quiescent 銀河の年齢進化を異なる星質量で比較したものである。これにより、quiescent

Kriek, M., van Dokkum, P. G., Whitaker, K. E., et al.
2011, ApJ, 743, 168
Leja J., Johnson B. D., Conroy C., van Dokkum P. G.,
Byler N., 2017, ApJ, 837, 170
Calzetti, D., Armus, L., Bohlin, R. C., et al. 2000, ApJ,
533, 682銀河の年齢進化が星質量に依存していることが分か

Chabrier, G. 2003, PASP, 115, 763

り、低質量の quiescent 銀河ほどゆっくり変化していPeng, Y.-j., Lilly, S. J., Kovač, K., et al. 2010, ApJ, 721,
193

ることが明らかになった。これは quenching と呼ばれる、星形成活動が低下するプロセスの違いが影響しているのではないかと考えられる。星形成が止まる要因として考えられているのが、星質量が重いために星形成が止まる mass quenching や銀河の数密度が高い
ために星形成が止まる environment quenching である。大質量銀河では mass quenching により星形成活動を停止するのに対し、低質量銀河では environment

quenching が効いていることが分かっている (Peng,
Y.-j., et al. 2010)。また、environment quenching の場合、mass quenching よりもゆっくり進むことが予測される。これにより、大質量銀河では初期に星形成を止めているが、低質量銀河では比較的遅い段階で星形成を止めたため、銀河の年齢進化に星質量依存が見られたのではないかと考えられる。

105

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銀河 22

静止系紫外から可視までの観測から迫る z 4.5 の星形
成率関数
京都大学 理学研究科物理学宇宙物理学専攻
浅田 喜久

106

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

静止系紫外から可視までの観測から迫る z ∼ 4.5 の星形成率関数
浅田

喜久 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
本講演では、CANDELS GOODS South 領域における測光カタログを用いて、赤方偏移 z ∼ 4.5 における星形成率関数 (SFRF) を、静止系紫外から可視までの観測に基づいた SED fit の結果から推定した結果を示す。他の手法による結果との比較のため、用いた銀河のサンプルの incompleteness の補正を行い、星形成率にして > 10 M⊙ yr−1 の範囲で SFRF を推定した。結果、従来の手法で推定される SFRF に比べて星形成率の大きい領域で excess が見られ、従来の推定に比べ星形成率の大きな銀河がより多く存在することが示唆された。我々は SED fitting における仮定を様々に試したが、この結果が変わらないことが分かった。得られた SFRF から、z ∼ 4.5 の星形成活動の大半は星形成率の大きな銀河に占められている可能性が示唆される。

1

河の物理量を推定する際には、SED fitting による手

Introduction
星形成率関数 (SFRF) は銀河の重要な性質の一つ

法が一般的である。近年、Spitzer /IRAC により、高である。SFRF とは、ある赤方偏移 (以下、z) におい

赤方偏移銀河に対して rest optical の観測が可能とて単位体積あたりの銀河の数を星形成率の関数としなった。実際、高赤方偏移銀河に対して SED fittingて表したもので、その時代の銀河進化の様子を記述を用いた研究では rest UV のみに基づく手法と rest

する。従って SFRF を様々な z において調べること

UV から optical までの観測に基づく手法で、推定さは、銀河の宇宙論的進化の理解に必要不可欠である。 れるダスト減光量や星形成率などの物理量が異なる
高赤方偏移 (z ≳ 4) 宇宙においては、SFRF は主に ことが報告されている (e.g., de Barros et al. 2014)。
星形成率の指標の一つである静止形紫外 (rest UV) に

しかしながら、高赤方偏移宇宙における SFRF につおける観測に基づいて調べられてきた (e.g., Madau

いて、rest UV から optical までの観測に基づいた推& Dickinson 2014). Rest UV の光はダストによる定は十分に行われてこなかった。SED fitting におい

減光を激しく受けるため、rest UV の光度関数 (LF)てはダストによる赤化と古い星の赤い色が縮退するこから SFRF を推定するにはダスト減光の補正が重要とが知られており、星形成率の確かな推定が難しい。

になる。この補正はしばしば、rest UV における銀

加えて、Hα や [Oiii]λ5007 などの強い輝線は IRAC

河のスペクトルとダスト減光量の間の相関関係 (e.g.,による観測にも影響を及ぼしうることが知られておMeurer et al. 1999) を仮定して補正が行われてきた。 り (e.g., Yabe et al. 2009)、輝線による寄与の適切なしかし近年、rest UV とは別の星形成率の指標である 推定が必要である。これらの困難から、SED fitting
遠赤外 (FIR) の観測に基づく推定が可能になると、従に基づいた SFRF は十分に調べられてこなかった。

来の rest UV による推定とは一致しない結果が提示

本研究では、これらの問題を考慮しながら rest UV

されているなど (e.g., Rowan-Robinson et al. 2016)、 から optical に基づいた SFRF を推定する。z ∼ 4.5に着目することで、IRAC の 3.6 µm バンドには Hα
これらとは独立な手法による調査が必要である。
独立な手法の 1 つとして、静止形可視 (rest optical)

輝線が影響を及ぼすが、4.5 µm バンドには強い輝線の観測まで含めて推定を行う手法が挙げられる。Restが含まれず、ここから 3.6 µm バンドにおける輝線と

optical の光はダスト減光による影響を比較的受けな 連続光の寄与の推定が可能になる。さらに、古く既
いため、rest optical における観測まで含めることで に星形成を終えた銀河が最近星形成活動を再開する
ダスト減光量をより強固に推定することが可能であような 2 成分モデルも含む様々な星形成史や、ダスる。Rest UV から optical までの観測に基づいて銀ト減光則など、SED fitting における仮定を様々に変107

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
更することで推定される SFRF への影響を調べる。

SFRF の導出にはサンプルの incompleteness の補正を行い、推定された SFRF の completeness limit も評価する。以下では、宇宙論パラメータとして H0 = 70

km s−1 Mpc−1 , Ωm = 0.3, ΩΛ = 0.7 を用いている。

Number density [Mpc 3 dex 1]

データとサンプルセレクション

2

Spitzer によって最も深い観測がなされた領域の1 つに Great Observatories Origins Deep Survey(GOODS) South がある。この領域に着目し、Guoet al. (2013) による Cosmic Assembly Near-infrared
Deep Extragalactic Legacy Survey (CANDELS)GOODS South の測光カタログを使用し、photo-z
は Dahlen et al. (2013) による推定を使用した。
このカタログに含まれる銀河から、まずは photo-zに基づいて 3.88 < zph < 4.94 である銀河を選出した。これは IRAC 3.6 µm バンドに Hα 輝線が通るように決めた。また Hsu et al. (2014) によって同定された AGN は除去した。さらに、4.5 µm バンドでsignal-to-noise ratio(S/N) が 5 以上のものを選出し、IRAC の画像上で隣接する天体との blending が激し

10 2
10 3
10 4
10 5
10 6
10 2
10 3
10 4
10 5
10 6
10 2
10 3
10 4
10 5
10 6
10 2
10 3
10 4
10 5
10 6
10 2
10 3
10 4
10 5
10 60

CSF
exp.( =10 Myr)exp.( =100 Myr)exp.( =1000 Myr)delayed exp.( =10 Myr)delayed exp.( =100 Myr)delayed exp.( =1000 Myr)
Smit+12
Smit+16

1

2

3

0

1

2

3

log10(SFR [M yr 1]) log10(SFR [M yr 1])

い天体は除去した。結果、107 天体からなるサンプルを得た。以下このサンプルを”final sample”と呼ぶ。

図 1: z ∼ 4.5 における SFRF。シンボルの違いは仮3定する SFH の違いを表し、最上段のパネルには全て

SED fitting

この final sample に対して SED fitting を行った。 のシンボルが重ねられている。比較のため、従来のSED model の作成には種族合成コード Pégase.3 rest UV のみに基づいた SFRF を青線で示してあり、(Fioc et al. 2019) を 用 い た 。初 期 質 量 関 数 は

黒破線は SFR = 10 M⊙ yr−1 を表す。

Chabrier03 (Chabrier 2003) を使用した。星形成史(SFH) については、τ = 10, 100, 1000 Myr の expo-

は (i) H160 バンドにおける検出, (ii) 4.5 µm バンド

nentially declining (∝ e−t/τ ) と delayed exponential における S/N カット, (iii) blended source の除去の(∝ te−t/τ )、及び constant star formation (CSF) の 3 種類の影響を受けている。この 3 つの要素を補正
7 通りを考えた。後に、2 成分モデルも検証する。ダ して SFRF を導出する。
さらに、今回用いた final sample の星形成率に関すストの減光曲線は Calzetti law (Calzetti et al. 2000)を仮定するが、後に SMC law (Pei 1992) の場合も る completeness limit を推定することも重要である。
検証する。以上の仮定のもとで SED fitting を行い、 これを推定するために、4.5 µm バンドにおける等級と星形成率の間の相関を用いる。Final sample の 4.5
それぞれの天体に対して星形成率を推定した。

µm バンドの限界等級は ∼ 26.0 ABmag だが、これ4

Results and Discussionsは ∼ 10 M⊙ yr−1 に相当する。従って今回の final

4.1

星形成率関数

sample は SFR > 10 M⊙ yr−1 で complete である。

SED fitting によって推定した星形成率を用いてその結果導出した SFRF を図 1 に示す。ここから、

SFRF を計算するためには、サンプルの incomplete-completeness limit より星形成率が大きい領域では仮ness の補正が必要である。今回用いた final sample

定する SFH が異なっても SFRF は大きくは変化し108

Number density [Mpc 3 dex 1]

Number density [Mpc 3 dex 1]

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

10 1

して、従来の手法に比べてダスト減光量が大きく見

SFRF at z 4.5
Best fit Schechter function (fixed )Smit+12
Smit+1610 2積もられる傾向がある。しかし SED の赤い色はダストによる赤化だけでなく古い星の赤い色によっても説明可能である。そこで、SED fitting において古い

10 3星の成分を必ず含むような 2 成分モデルを仮定した

10 4場合についても同様の方法で SFRF の推定を行う。
その結果が図 2 の下図である。ここから 2 成分モデ

10 5
10 60
10 1

ルを用いる場合とそうでない場合 (1 成分モデル) で

1
2
3
log (SFR [M yr 1])

SFRF は大きく変わらず、いずれの場合でも従来の4手法に比べて星形成率の大きな領域で excess を示す
ことが分かる。

SFRF at z 4.5 w/ two comp. model
Best fit Schechter function (fixed )Best fit w/ one comp. model

10 2

4.3

ダスト減光曲線の仮定

ダスト減光曲線の仮定もまた星形成率の推定に影10 3響を与えることが知られている。ここまでは Calzetti

10 4移銀河に対しては SMC のような減光曲線がよく近law を用いてきたが、一部の先行研究から高赤方偏

10 5

似できる可能性が示唆されている (e.g., Fudamoto et

10 6曲線として Calzetti law の代わりに SMC law を仮

0

al. 2020)。そこで、SED fitting においてダスト減光

123log (SFR [M yr 1])

4

定した場合についても同様の方法で SFRF を推定する。ここでも 1 成分モデルと 2 成分モデルの両方の

図 2: (上)SED fitting に基づく z ∼ 4.5 の SFRF(黒場合について検証する。

点) とその best-fit Schechter function(赤線)。青線

その結果が図 3 である。Calzetti law を仮定したは図 1 と同じ。(下) 上図と同じだが、2 成分モデル

場合に比べて推定される星形成率は小さくなっていを仮定した場合の結果を示す。比較のため、上図にるものの、この場合でも従来の推定に比べて星形成

おける best-fit Schechter function を赤点線で示して率の大きな領域で excess を示している。以上から、ある。

rest UV のみならず rest optical まで含めて SFRF を推定すると、従来の rest UV のみに基づく推定に比ないことが分かる。次に、この結果を従来の rest UV

べて星形成率の大きな銀河が従来の推定よりも多くのみに基づいて推定される SFRF と比較する。ここ存在することが示唆され、この結果は SED fitting に

では、Smit et al. (2012) と Smit et al. (2016) によ用いる仮定によらず変わらないと結論づけられる。

る z ∼ 5 における SFRF と比較する。その結果が図

4.42 の上図である。ここから SED fitting に基づいて推定される SFRF は従来の SFRF に比べ、星形成率の大きな領域で excess を示すことが分かる。このことは、この時代において星形成率の大きな銀河が従来の推定よりも多く存在する可能性を示唆している。

4.2

2 成分モデル

星形成率密度SFRF を積分することでその時代における星形成率密度 (SFRD) が計算できる。ここでは Calzetti lawを仮定して 1 成分モデルを仮定した場合の結果を用いて SFRD を計算し、先行研究との比較を行う。積分の下端は ∼ 0.22 M⊙ yr−1 に設定した。その結果が図4 である。今回の SFRF における excess は、SFRD

ここで見られる従来の推定との違いは、主に推定にして約 0.25 dex の増加をおこすことが分かる。

されるダスト減光の違いによるものと考えられる。

さらに、今回の SFRF を星形成率が大きい (SFR >SED fitting を用いると、赤い SED を示す銀河に対

10 M⊙ yr−1 ) 領域のみで積分すると、全体の 80%以109

Number density [Mpc 3 dex 1]

10 1

-0.4

SFRF at z 4.5 w/ SMC extinction
Best fit Schechter function (fixed )Best fit w/ Calzetti (fixed )Smit+12 (calibrated to SMC)
Smit+16 (SMC-type)

10 2
10 3

log SFR [M yr 1Mpc 3]

Number density [Mpc 3 dex 1]

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

10 4
10 5
10 60
10 1

1
2
3
log (SFR [M yr 1])
SFRF at z 4.5 w/ SMC and two comp.
Best fit Schechter function (fixed )Best fit w/ SMC and one comp.
Best fit w/ Calzetti and two comp.

10 2

-1.2
-1.6
-2.0
2

4
Redshift68

図 4: SFRD の赤方偏移進化。本研究の結果が赤丸で示してあり、rest UV のみに基づく手法による推定が青四角 (Bouwens et al. 2020) と黒実線 (Madau &10 3

Dickinson 2014) で示してある。加えて、FIR 観測に基づく最近の推定を黄色 (Gruppioni et al. 2020) と10 4

マゼンタ (Khusanova et al. 2020) で示してある。

10 5
10 60

-0.8

-2.40

4

This work (Calzetti)
Khusanova+20
Gruppioni+20
Bouwens+20
M&D14

3. SFRD はおよそ 0.25 dex 大きくなり、特に星形

123log (SFR [M yr 1])4成率の大きな銀河が z ∼ 4.5 においては支配的に進化していた可能性が示唆された。

図 3: 図 2 と同じだが、SMC law を仮定した場合。 Reference
比較のため、Calzetti law を仮定した場合の結果 (図Bouwens et al. 2020, ApJ, 902, 112

2 における赤実線) が赤の一点鎖線で示してある。

Calzetti et al. 2000, ApJ, 533, 682
Chabrier 2003, PASP, 115, 763

上を占めることが分かった。これは、星形成率の大きな銀河が数が少ないながらも z ∼ 4.5 における星形成の大半を占めている可能性を示唆している。

5

Dahlen et al. 2013, ApJ, 775, 93
de Barros et al. 2014, A&A, 563, A81
Fioc et al. 2019, A&A, 623, A143

Summary

Fudamoto et al. 2020, A&A 643, A4

本研究は、CANDELS GOODS-South における測Gruppioni et al. 2020, A&A, 643, A8

光カタログを用いて、z ∼ 4.5 における SFRF を SED

Guo et al. 2013, ApJS, 207, 24

fitting に基づいて推定した。結果は以下の通り。

Hsu et al. 2014, ApJ, 796, 60

1. Rest UV から optical までの観測に基づいてKhusanova et al. 2020, A&A, 649, A152

SFRF を推定すると、従来の rest UV のみに基Madau & Dickinson 2014, ARA&A, 52, 415

づく推定に比べて星形成率の大きな銀河の数密Meurer et al. 1999, ApJ, 521, 64

度がより多く存在することが示唆された。

Pei 1992, ApJ, 395, 130

2. この結果は SED fitting に用いる仮定によらず変化しない。

Rowan-Robinson et al. 2016, MNRAS, 461, 1100
Smit et al. 2012, ApJ, 756, 14
Smit et al. 2016, ApJ, 833, 254
Yabe et al. 2009, ApJ, 693, 507

110

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銀河 23

宇宙初期 z 5 における大質量銀河探査
東北大学 理学研究科天文学専攻
岡崎 莉帆

111

未提出

112

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銀河 24

g-dropout カタログから Void 銀河の検出を行う深層学
習手法 VoidNet の開発
東京大学 理学系研究科天文学専攻
武田 佳大

113

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

g-dropout カタログから Void 銀河の検出を行う深層学習手法
VoidNet の開発
武田 佳大 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
低密度領域である Void では銀河同士の衝突・合体の頻度が小さいために、そのような環境効果の影響を受けずに銀河が進化してきたと考えられる。そのため、高赤方偏移にある Void 領域内の銀河はその進化における環境の役割を解明するための理想的なターゲットである。しかし Void 領域を発見するためには非常に広い範囲の銀河を分光観測する必要があり、これまで z > 3 を超える高赤方偏移での研究は行われていなかった。本研究では HSC-SSP サーベイで作成された g-dropout カタログから z ∼ 4 の Void 銀河を選択するた
めに、VoidNet という新しい深層学習手法を開発した。VoidNet は銀河の 3 次元的な空間分布として天球上の位置とその色 (g − r) を赤方偏移の代用として使用する。Millennium Simulation を用いて VoidNet を学習させたところ、保守的な閾値 (recall=0.1%) を設定した場合に VoidNet は 90%の精度を達成し、2 次元的な Void 選択を行うよりも約 20%優れていることが示された。この成果は測光データを用いて宇宙の大規模構造を深層学習でより正確に推定できることを示している。

1とを注意しておく。

Introduction
Void は低密度な環境であり、その内部に存在する銀河は他の銀河から孤立している。これらの銀河は、 2

Methods銀河同士の衝突・合体をほとんど経験しておらず、
高密度領域である銀河団内部の銀河とは異なる進化

2.1を遂げている可能性がある。これまでの研究 (Panet al. 2012; Sutter et al. 2012; Sánchez et al. 2017;
Krolewski et al. 2018) では様々な Void の検出方法が開発され、比較的低赤方偏移で Void のもつ特徴が研究されてきた。

Void を見つけるためには視線方向の位置の不定性が Void の大きさよりも小さいカタログ (例えば分光カタログ) が必要であり、z > 3 を超えると Void の探査ができなくなっていた。しかし、高赤方偏移であるほど銀河の進化における純粋な環境の役割を研究できるため、その重要性は高いと考えられる。
本研究では Hyper Suprime-Cam すばる戦略枠サーベイ (HSC-SSP survey) で作成された g-dropout カ
タログから z ∼ 4 の Void に存在する銀河を検出するために新しい深層学習を用いたモデルを考案した。
このカタログは非常に広い領域をカバーしている一方で視線方向に大きな不確かさ (∆z ∼ 1) があるこ

Simulation Data

深層学習の学習及び評価を行うためには、対象となる銀河が Void に存在しているかどうかのラベルがつけられたデータが必要である。そのため三次元的な情報が正確にわかるシミュレーションデータを用いる。使用する元となるシミュレーションデータ
は Millennium Simulation(Springel et al. 2005) と呼ばれるダークマターの N 体計算シミュレーションにLightcone model(Henriques et al. 2012) 及び semianalytic model(Guo et al. 2011) を入れたものを用いた。流体計算モデルとは異なり、semi-analytic modelは物理現象を近似的・解析的な手法で導入しているため、非常に大きな体積の宇宙をシミュレートできるという特徴がある。このシミュレーションデータ
に存在する銀河のうち、g-dropout 選択に合うように銀河を選択して作られたカタログ (Toshikawa et al.

2016) を使用する。赤方偏移範囲は 3.25 < z < 4.6 であり、銀河の等級範囲は 23.00 < i < 26.07 とした。

114

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
明るい側に制限を設けているのは低赤方偏移に存在2.3する銀河の混ざり込みを防ぐためである。g-dropout
選択では銀河の赤方偏移に対する個数分布に偏りが存在する。選択手法による密度コントラストの大きDeﬁnition of Void

一般的に用いられている underdensity は次で定義
される:

δ=

さが赤方偏移によって変わることが結果に影響を与えないように、Void 銀河かどうかの判定対象とする
ターゲット銀河は赤方偏移を 3.4 < z < 3.7 に絞ることとした。

ρ − ⟨ρ⟩⟨ρ⟩(4)

ただし ρ は銀河数密度、⟨ρ⟩ は平均銀河数密度をである。また三次元空間における underdensity を表す
場合については δ (3) 、天球面上に投影した場合の二次元的な underdensity については δ (2) と表記する。

2.2

Void の定義は研究により様々であるが、本研究ではObservation Data

ターゲット銀河を中心とした半径 4 pMpc の球内で観測データとして使用したのは HSC-SSP Wide

δ < 0 であるものを Void 銀河と定義する。4 pMpc を

survey S16A で得られたデータから g-dropout 選

半径とした理由としては、球内の銀河数が 1 個の時に択 し た カ タ ロ グ で あ る 。こ こ で g-dropout 条 件

δ < −0.9 となる値だからである (Pan et al. 2012)。

(Toshikawa et al. 2018) を次に示す:
1.0 < g − r,(1)

−1.0 < r − i < 1.0, and(2)

1.5(r − i) < g − r − 0.8

2.4

VoidNetターゲット銀河が Void 銀河であるかどうかを見分(3) けるために、PointNet(Qi et al. 2017) という深層学

観測領域は W-WIDE12H で面積は 17 deg2 である。
銀河の等級範囲は 23.00 < i < 25.50 とした。シミュ
レーションデータと限界等級が異なるのは両者の間に銀河数の統計的なズレがあったために限界等級を習モデルを使用した。このモデルは、三次元の点群
データを扱い、三次元の分類問題とセグメンテーショ
ン問題を解くために開発された。このモデルには次の 2 つの大きな特徴がある:

変えることで単位面積あたりの銀河数を揃えたこと

1. 入力する点の順序に関わらず出力が不変に起因している。このうちから次の条件を満たす銀2. 予測されたアフィン変換によって回転の影響を河をターゲット銀河とした。

排除する• ターゲット銀河を中心にした半径 10’ の円内を占める mask の割合が 10%以下であること

PointNet を Void 銀河の判別に用いるために、第一層でターゲット銀河周囲 350 個の銀河について、– Void 判定における mask の影響を小さくす ターゲット銀河を原点とした天球上の相対座標と相るため対的な color(g − r) を入力し、アフィン変換後の中間層に絶対的な color(g − r) を追加するようにネット• color を 1 < g − r < 1.5 に制限

ワークを変更した (図 1)。color(g − r) は赤方偏移と– シミュレーションデータでの赤方偏移の制 相関しているため、奥行きを表す指標として扱うことができる。第一層の入力では相対的な銀河同士の位限に対応させるため
このようにして選ばれたターゲット銀河は 10521 個になった。

置を認識させるためにターゲット銀河を原点に並行移動させたデータを入力させたが、絶対的な (g − r)を入力することで赤方偏移による物理的距離の影響を加味できるようにしている。今後 Void 検出を行う
ための PointNet を VoidNet と呼ぶことにする。

115

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: VoidNet のアーキテクチャ図. VoidNet は, 第 1 層でターゲット銀河を中心とした 350 個の銀河の相対座標 (RA,Dec, g − r) を入力する. 中間層では銀河の情報である (g − r) が入力される. この 2 回目の入力の (g − r) は, 相対値
ではなく絶対値であることに注意する. 出力としてはターゲット銀河が Void 銀河である確率を返す. 図中の MLP は
Multi-Layer Perceptron を表し, 各層の上の数字は層のチャンネルサイズの推移を表す.

シミュレーションデータの 10%を最終的なモデル評
価に使用し、9%を学習中のモデル精度の確認に使用定された銀河は 6 つであった。図 4 に 6 つの Void 銀
河候補天体の分布を示す。

した。残りの 81%のデータを用いて VoidNet をター
ゲット銀河が Void 銀河である確率を出力するように
訓練した。

2.5

Baseline model

VoidNet の比較対象として、二次元的な情報のみを用いて Void 検出を行うベースラインモデルを考える。ターゲット銀河を中心として半径 8’ の天球面上の円を考え、δ (2) を計算する。この δ (2) が小さいものほど Void 銀河である確率が高いと考える。なお、精度の比較には確率の大きさそのものを使用しない
ため、δ (2) を確率へと変換せずあくまでサンプルに対して Void 銀河である確率の順序付だけを行う。

3

図 2: PR 曲線. 横軸は再現率 (recall), 縦軸は適合率 (precision) を表す. 凡例にはそれぞれの Area Under the Curve(AUC) を載せてある. 赤の実線は VoidNet, 青の実線はベースラインモデルを表す.

Results
VoidNet の精度を、学習に使用していないデータで評価し、ベースラインモデルと比較した。図 2 にVoidNet とベースラインモデルの PR 曲線を示す。
PR 曲線の下部の面積はそれぞれ 0.41、0.37 となり、
VoidNet の方が 0.04 ポイント高い結果になった。
次に VoidNet を訓練したものを観測データに適用し実際に Void 銀河候補天体を検出できるかどうかを確認した。図 3 に void 銀河である確率に対するヒス
トグラムを示す。P > 70% の確率で Void 銀河と判

116

図 3: void 銀河である確率についてのヒストグラム.

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校をデータに加えることでより精度良く Void 銀河を判別できることが示された。また深層学習は (g − r) のような奥行きの指標として不定性の大きい値を入力に使用できることも示された。観測データへの適用
では 6 つの Void 銀河候補を検出することに成功した。今後より広範な領域に適用して検出天体を増やし、候補天体の分光追観測を進めることで Void 領域
図 4: Void 銀河候補天体の分布図. 6 つの Void 銀河候補
天体を黄色の星印で示してある. 背景は g-dropout 銀河の2 次元密度 map を表す. 赤い丸は protocluster の位置を示している. 本図は Toshikawa et al. (2018) Fig.2 より作成した.

4Discussion
図 2 は VoidNet を表す赤色の実線が二次元的な密に存在する銀河の性質について明らかにしていくことが期待される。

Acknowledgement
The Millennium Simulation databases used in this paper and the web application providing online access tothem were constructed as part of the activities of theGerman Astrophysical Virtual Observatory (GAVO).

度のみから判別する場合の青の実線の常に上にある。
このことから VoidNet は二次元的な情報だけから判別する以上の精度を安定して出せることが見て取れる。また Void 銀河の検出時に重要な低 recall 側に限ると 20%弱も上回っている。これは検出の純度を高く維持したままより多くのサンプルを選出できることを意味している。
図 3 を見ると観測データに対しても Void 銀河である確率の予測は破綻せずに計算できていることが伺える。また図 4 では今回検出された 6 つの候補天体のうち 4 つがある一箇所に集中している様子が見て取れる。これはその一帯が低密度な環境であり Voidである確率が大きくなったためと考えられる。
これらの結果から (g − r) を奥行きとした VoidNet
は、二次元密度に従って Void 領域を判定するよりも良い検出方法であると言える。これは深層学習が赤方偏移の不定性をうまく考慮して活用しているからだと考えられる。

5

Reference
Guo, Q., White, S., Boylan-Kolchin, M., et al. 2011,
Monthly Notices of the Royal Astronomical Society,413, 101
Henriques, B. M., White, S. D., Lemson, G., et al. 2012,
Monthly Notices of the Royal Astronomical Society,421, 2904
Krolewski, A., Lee, K.-G., White, M., et al. 2018, The
Astrophysical Journal, 861, 60
Pan, D. C., Vogeley, M. S., Hoyle, F., Choi, Y. Y., &Park, C. 2012, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, 421, 926
Qi, C. R., Su, H., Mo, K., & Guibas, L. J. 2017, inProceedings - 30th IEEE Conference on Computer
Vision and Pattern Recognition, CVPR 2017, Vol.
2017-Janua, 77–85
Sánchez, C., Clampitt, J., Kovacs, A., et al. 2017,
Monthly Notices of the Royal Astronomical Society,465, 746
Springel, V., White, S. D., Jenkins, A., et al. 2005, Nature, 435, 629

Conclusion
本研究では Void 領域に存在する銀河を検出するために深層学習モデルである PointNet を応用し、シミュレーションデータでの検出精度の測定及び観測データへの適用を行なった。天球面上での銀河数密度のみだけでなく赤方偏移と相関関係がある (g − r)Sutter, P. M., Lavaux, G., Wandelt, B. D., & Weinberg,
D. H. 2012, Astrophysical Journal, 761, 44
Toshikawa, J., Kashikawa, N., Overzier, R., et al. 2016,
The Astrophysical Journal, 826, 114
Toshikawa, J., Uchiyama, H., Kashikawa, N., et al.
2018, Publications of the Astronomical Society ofJapan, 70, doi:10.1093/pasj/psx102

117

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銀河 25

すばる望遠鏡 HSC で探る宇宙再電離非一様性の物理的起源
東京大学 理学系研究科天文学専攻
石本 梨花子118

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡 HSC で探る宇宙再電離非一様性の物理的起源
石本 梨花子 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
高赤方偏移のクェーサーで測定される視線上の銀河間物質のライマン α の光学的厚み (τeﬀ ) は、z > 5.5 で分散が大きくなることが観測されており、宇宙再電離が非一様に進行していったことを示している。この τeﬀの分散はガス密度のゆらぎのみでは説明できないことがわかっており (Becker et al. 2015)、他の原因として UV 背景光のゆらぎ、あるいは銀河間物質のガス温度のゆらぎが挙げられている。UV 背景光が原因の場
合は中性度と銀河密度は負の相関を、ガス温度が原因の場合は正の相関をとるため、大きな τeﬀ が観測された場所での銀河密度を調べることで、この 2 つの原因のどちらが支配的であるかを制限することができる。
しかしながら、このような観測は過去に 1 つのクェーサー視線についてしか行われていない (Becker et al.

2018; Kashino et al. 2020)。本研究では、z ∼ 5.7 において τeﬀ > 5 を持つ 3 つの高 τeﬀ 領域において、同時代のライマン α 輝線銀河 (LAE) の探査を行った。各領域で ∼ 5000 arcmin2 から約 100 個の LAE が選択され、これらの密度分布を調べた。1 領域ではクェーサー視線周囲で LAE が低密度であったが、他の 2 領
域では視線周囲で高密度であることがわかった。この結果から、UV 背景光とガス温度のどちらのゆらぎも影響している、LAE は銀河の密度分布を調べるのに適した種族ではない、等の原因が考えられる。

1

電離背景光のゆらぎが原因のモデル (Γ モデル:

Introduction
銀河間物質 (IGM) の進化を調べることで、宇宙再電離がいつ・どのようにして進行したのか探ることができる。高赤方偏移 (z > 6) のクェーサースペクトルで測定される視線上の IGM のライマン α の光学的厚み (τeﬀ ) は IGM の状態を探るのに有用である。近年、τeﬀ とその分散は z > 5.5 で急激に大きくなることが観測されており、これは宇宙の中性度 (fHI ) の急
激な進化と再電離の空間的に非一様な進行を示唆している (Fan et al. 2006; Bosman et al. 2018; Yanget al. 2020)。しかしながら、その物理的起源は未だ明らかでない。

Davies & Furlanetto 2016) では、銀河が低密度な領域では電離源が少ないため平均自由行程が小さくなり、大きな τeﬀ が観測されることになる。一方、

D’Aloisio et al. (2015) はガス温度のゆらぎが原因であるというモデル (T モデル) を提唱した。このモデルでは、銀河が高密度な領域ほど早く電離され早く冷えるため、大きな τeﬀ が観測されると考えられ、銀河密度と τeﬀ の相関は Γ モデルと逆になっている。

Davies et al. (2018) は、シミュレーションを行い、クェーサー視線周囲の銀河密度を測定することでこれら 2 つのモデルのどちらがもっともらしいか判定できることを示した。背景光にゆらぎがあれば吸収電離した IGM 中では、以下の式が成り立つ。

fHI ∝ nH T −0.72 Γ−1の大きなライマン α トラフ周囲で銀河は少なくなり、逆に、温度に揺らぎがあれば銀河の高密度領域が観(1)測される。すなわり、同じ赤方偏移でクェーサー視

ここで、nH は水素密度、Γ は電離率、T はガス温度

線周囲の銀河分布を調べればよいということである。

である。Becker et al. (2015) はシミュレーションに

Becker et al. (2018) と Kashino et al. (2020) は、そ

より、水素密度 nH のゆらぎのみでは z > 5.5 で観測

れぞれ、ライマンアルファ輝線銀河 (LAE)、ライマン

されている τeﬀ の分散を再現できないことを示した。 ブレイク銀河 (LBG) を用いて、ULAS J0148+0600
つまり、Γ または T のゆらぎが原因となっていると の視線周囲で銀河密度を調べた。これは τeﬀ = 6.93
いうことになる。

の視線で、同時代の他の場所と比べて極端に大きな

1192021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 観測領域の概要

Field

R.A.

J1137+3549
J1602+4228
J1630+4012

Decl.

h

m

s

h

m

s

h

m

s

11 37 17 .73
16 02 53 .98
16 30 33 .90

quasar redshift

redshift references

τeﬀ

◦

′

′′

6.009 ± 0.010

Shen et al. (2019)5.58 ± 0.62

◦

′

′′

6.083 ± 0.005

Shen et al. (2019)6.05 ± 0.91

◦

′

′′

6.065 ± 0.007

Carilli et al. (2010)≥ 5.06+35 49 56 .9+42 28 24 .9+40 12 09 .7

τeﬀ を持つ。どちらの観測でも視線周囲で銀河が低密 する。さらに、上の条件に加えて、度であることがわかり、Γ モデルを支持した。しかi − NB816 > 3σi−NB816

しながら、これらの先行研究ではまだ 1 つのクェー
サー視線しか調べられておらず、他の原因により低密度領域が観測されている可能性も排除できない。より多くの視線周囲の銀河密度を調べることが必要である。

も用いた。3σi−NB816 は i − NB816 の 3σ の誤差で、
√


2
2
f1σ,NB816+ f1σ,i,
3σi−NB816 = −2.5 log10 1 − 3
fNB816

本研究では、新たに z ∼ 5.7 の 3 領域で LAE 探査を行なった。複数の視線を調べて非一様性の原因に迫ろうとする研究はこれが唯一のものとなる。

(3)

(4)
で与えられる。ただし、f1σ,NB816 , f1σ,i はそれぞれ

NB816, i のフラックスの 1σ の誤差である。最後に、上の条件により選択された天体の画像を全て確認

2

し、LAE としてふさわしくない天体を除いていった。

Observations andSample selection

最終的な LAE 候補は、J1137+3549, J1602+4228,

J1630+4012 の領域で、それぞれ、90, 86, 114 個ですばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam (HSC) で新たあった。

に取得した r, i, z, NB816 の撮像データを用いた。

NB816 は中心波長 λ = 8177Å, FWHM = 113Å で、
3
z = 5.726 ± 0.046 のライマン α 輝線をとらえるのに

Results

適している。

LAE spatial distribution

3.1

公開されている高赤方偏移のクェーサースペクト
ルから NB816 の波長範囲で τeﬀ を測定し、τeﬀ > 5の 3 領域、J1137+3549, J1602+4228, J1630+4012を選んだ。表 1 に観測領域の概要を示した。

LAE 候補は以下の条件により選択された (Shibuya
et al. 2018)。
NB816 < NB8165σ ,i − NB816 > 1.2, and(2)

LAE の 数 密 度 ρ を 、2Dことによって計算する。K(Xi , X0 ) は bandwidthparameter b、2 地点の角距離 r(Xi , X0 ) を用いて()
r(Xi , X0 ))2
1
K(Xi , X0 ) =
exp −
, (5)
2πb2
2b2
で表さる。b = 4′ を用いた。LAE の overdensity δLAE
は

δLAE =

2σ 限界等級よりも暗い場合は 2σ 限界等級に置き換えられた。i − NB816 > 1.2 の条件はライマン α 輝線の静止系等価幅が EW0 ≳ 10Å であることに対応

kernelK(Xi , X0 ) を用いて各 LAE の寄与を足し合わせる

r > r3σ or r − i > 1.0
ここで、nσ の添字は nσ 限界等級を表す。i バンドがGaussianρ − ⟨ρ⟩,⟨ρ⟩(6)の式で定義される。ただし、⟨ρ⟩ は各領域での平均表
面数密度である。
視野内の感度のばらつきを考慮するため、擬似銀河の検出率の分布図を作成し、図??の密度分布を補120

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

J1602+4228

36.4

43.0

36.2

42.8

36.0

42.6

35.8

J1630+4012

42.0

35.2

41.8
173.5
241.5

175.0

174.5

174.0

40.6

2.5
2.0
1.5

40.2

42.2

35.4

3.0

40.4

42.4

35.6

40.8

1.0

40.0

0.5

39.8

0.0

overdensity

Dec [deg]

J1137+3549

0.5
39.6
241.0

240.5

RA [deg]

240.0

248.5

1.0
248.0

247.5

247.0

図 1: 擬似銀河の検出率により補正されたの LAE の overdensity の分布。黄色の四角がクェーサー視線の位
置を、青い丸が視線近くでの密度の極大 (極小) をとる点を示す。数密度は各領域の平均密度で規格化されている。
正した。擬似銀河は Sérsic index of n = 1.5, half-

にわたって支配的なわけではないことが示唆される。

light radius rc ∼ 0.9 kpc で、BALROG を用いて以下で考えられるシナリオを 4 つ挙げる。

100/patch/mag をランダムにばらまいた。実際の天

まず考えられるのは、UV 背景光 Γ と温度 T のど体検出同様に擬似銀河を検出し、想定される等級ごちらのゆらぎも τeﬀ に影響しており、その寄与は場所との LAE の数密度に応じて寄与を重みづけした。補により異なるというものである。Becker et al. (2018)

正後の overdensity 分布を図 1 に示す。

と Kashino et al. (2020) は J0148+0600 の視線周囲

J1137+3549, J1602+4228 の視線周囲では、LAE で銀河密度が小さいことを発見したが、これはこのが高密度な領域が見られたが、J1630+4012 では視線領域で Γ のゆらぎが支配的であったためと考えられ周囲は比較的低密度であった。

る。Γ と T のどちらが支配的になるのかが何によって決まるのかは現状では分からない。この場合、複数の視線周囲を調べる重要性が本研究により初めて

3.2

radial distribution

確かめられたことになる。

LAE の空間分布をモデルと定量的に比較するた

次に、LAE の分布にバイアスがあるという可能性

め、クェーサー視線の近くで密度が極値を取る点をが挙げられる。本研究では LAE をこの時代の銀河分中心として、半径方向の密度分布を調べた (図 2)。 布を代表するものとして用いたが、LAE の分布にバ
J1630+4012 では視線近くに LAE の低密度領域が存 イアスがあった場合、銀河密度を調べるのには不適
在し、Γ モデルの予測と一致するが、他の 2 つの領域

当な銀河種族であり、τeﬀ と銀河密度の関係を正しくでは視線近くで密度が領域内平均より大きく、T モ

反映しないということになる。LAE については、一デルを示唆する結果となった。

般的な低質量星形成銀河であり宇宙の密度分布を反映しているという主張もあれば (Hathi et al. 2016;

Shimakawa et al. 2017)、他の銀河種族とは異なる分

4Discussion

布をするという結果も示されている (e.g., Momose

今回観測した 3 つの領域は、クェーサー視線は全て τeﬀ > 5 であったにもかかわらず、視線周囲の銀河密度分布は領域によって異なった。よって、Γ モ
デル、あるいは T モデルのどちらかが同時代で全体

et al. 2021; Ito et al. 2021)。この仮説が正しい場合、LAE を用いて再電離非一様性の原因を探るのは困難
であり、LBG 等の他の種族で同じ領域を調べる必要
がある。

121

3 つ目に、見つかった高密度領域の LAE は、NB816

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

J1137+3549

6J1602+4228

J1630+4012

normalized LAE density

model

T model

5
4
3
2
1
00

20

40

60

0

20

40

60

0

20

distance from the over/under-density peak [cMpc/h]4060

図 2: クェーサー視線近くの密度の極地をとる点からの距離と LAE 数密度の関係。赤と青の線は τeﬀ > 7の LOS 周囲での Γ モデルと T モデルにより予測される数密度分布を表す (Becker et al. 2018)。
の波長範囲にわずかに存在する τeﬀ の小さな範囲に対応する赤方偏移を持つという仮説が考えられる。τeﬀ
は、観測に用いた NB816 フィルターの FWHM に相当する波長範囲で測定されている。J1137+3549 とReference
Becker et al., 2015 MNRAS, 447, 3402,
Becker et al., 2018, ApJ, 863, 92,

J1602+4228 の Gunn-peterson trough は NB816 の Bosman et al., 2018 MNRAS, 479, 1055
波長範囲全体よりは短く、FWHM の外側に一部透過 Carilli et al. 2010, ApJ, 714, 834
率の大きな部分がある。J1137+3549 と J1602+4228
で見つかった高密度領域がこの透過率の大きな波長

Chardin et al. 2017, MNRAS, 465, 3429

範囲に対応した赤方偏移の LAE によるものであれ

D’Aloisio, McQuinn, & Trac 2015, ApJ, 813, L38

ば、小さな τeﬀ が銀河の高密度、大きな τeﬀ が低密Davies, & Furlanetto 2016, MNRAS, 460, 1328

度に対応するということであり、今回の結果は一貫

Davies et al. 2018, ApJ, 860, 155

して Γ モデルを支持する。この仮説を検証するためには、分光観測による LAE の赤方偏移測定が必要でFan et al., 2006, AJ, 132, 117
Hathi et al. 2016, A&A, 588, A26ある。
最後に、Section 1 で述べた Γ モデルと T モデルの他に、クェーサー等の数密度の小さく明るい天体が

τeﬀ の大きな分散を作り出しているというシナリオ

Ito et al. 2021, ApJ, 916, 35
Kashino et al. 2020, ApJ, 888, 6(Chardin et al. 2017) の場合が考えられる。このシナ

Matsuoka et al. 2019, ApJ, 883, 183

リオの予測は、τeﬀ と銀河密度に明確な相関がないとMomose et al. 2021, ApJ, 909, 117いう本研究の結果と矛盾しない。しかしながら、この

Shen et al. 2019, ApJ, 873, 35

シナリオは最近観測されているよりも多くのクェー
サーを必要とする (e.g., Matsuoka et al. 2019)。また、この場合われわれの観測で大きな EW を持つ天Shibuya et al. 2018, PASJ, 70, S14
Shimakawa et al. 2017, MNRAS, 468, L21

体が見つかるはずだが、そのような天体は見つかっ Yang et al., 2020, ApJ, 904, 26
ていない。

122

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銀河 26

ALMA+重力レンズで探る z=6.03 のサブミリ銀河の諸性質
東京大学 理学系研究科天文学専攻
辻田 旭慶

123

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA+重力レンズ効果で探る z=6 サブミリ波銀河の諸性質
辻田 旭慶 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
本研究では銀河進化を辿る上で重要である遠方のサブミリ波銀河について ALMA の観測データを解析した。用いたデータは、ダスト連続放射及び [NII]205µm 、[OIII]88µm 、CO(12−11) 輝線であり、重力レンズ効果の助けもあり、空間分解 (θ ∼ 1 kpc) 及び速度分解 (dV = 100 km/s) することができている。解析の結果、(1)CO(12−11) がコンパクトに分布していること、ダスト放射に比べて [NII]205µm 、[OIII]88µm 輝線が広がって分布していること (2) 輝線の冷却効率とダスト連続波光度との関係が近傍と類似していること (3)金属量が 0.3 < Zgas /Z⊙ と重元素汚染が進んでいること (4) 銀河質量の約 40%を 200-300 K の高温のガスが占めている可能性があること、がそれぞれわかった。最後に、今後解決すべき課題についても述べる。

1

2

Introduction

本研究で解析した H-ATLAS J090045.4+004125

1990 年代後半以降、赤外線観測によって星形成率
SFR = 10

2−3

M⊙ yr

−1

という勢いで爆発的に星形成

Dataは Herschel 宇宙望遠鏡による赤外線サーベイによをしている遠方銀河の存在が明らかになった。こう って見つかった銀河で、その後 LMT や ALMA をいった銀河は星形成に伴って生成される多量のダス用いた追観測がなされ、CO, H2 O, [CII]158µm 輝線

トによって覆われており、内部の大質量星からの可視およびダスト連続波が検出された。その結果、この光や紫外線が赤外線として再放射されるためサブミ銀河は赤方偏移 z = 6.0269 ± 0.0006 に位置し、強リ波帯 (遠赤外線帯) で明るく観測される。それ故こい重力レンズ効果を受けている (増光率 µ = 9.3 ±の種族はサブミリ波銀河 (SMGs) と呼ばれる。SMGs1.0)、ダストに覆われた活発な星形成銀河 (星形成はそのサイズ、星質量、内部の速度分散の類似性か

率 SFR = 380 ± 50 M⊙ yr−1 ) であることがわかっら、現在の宇宙に存在する活動性の無い大質量楕円銀た (Zavala et al. 2018)。その後国立天文台の但木さ河の祖先であると考えられている (Toft et al. 2014)。 んらが ALMA を用いて同じ銀河を観測し、新たにそのため銀河進化を辿る上で SMGs がいつ生まれ、 [NII]205µm , [OIII]88µm , CO(12−11), ダスト連続波
どのような機構でスターバーストを起こしているの(λobs = 0.6 mm, 1.5 mm) を検出した。それぞれのかを調べることは重要である。現在のフロンティア

分解能と感度を表 1 に示した。なお、輝線について

は z = 6 − 7 であり、これまで 3 つの z > 6 の SMGs

は ALMA の高感度観測+重力レンズ効果のおかげでが見つかっている。本研究ではそのうちの 1 つにつ

100 km/s 毎に速度分解できていた。観測画像の一例

いて、ALMA による観測データを用いて星間物質のは図 1 の一番左側に示した。本研究ではこれらのデー

性質や運動状態を解析する。この銀河の特徴の一つ

タを用いて解析を進めた。

は強い重力レンズ効果を受けていることである。重
力レンズ効果には実質的な角分解能と観測の感度を向上させる利点があり、これにより ALMA をもって3

しても観測が難しい遠方の SMG を空間分解、速度
分解することができ詳細な解析が可能になる。

Method
これらの観測量から銀河本来の物理量を知るには、

強い重力レンズ効果で歪められた画像から本来の画像を復元する必要がある。強い重力レンズ効果とは、観測者から見て光源天体とその手前にあるレンズ天124

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 本研究で用いた主な観測データと像復元を行って得られた有効半径 (光源のサイズ)
連続波
連続波[NII]205µm[OIII]88µm
CO(12−11)(0.6 mm)(1.5 mm)ビームサイズRMS

0.56”×0.38”
170 µJy

0.49”×0.41”
27 µJy0.84”×0.78”
0.17 mJy/50 km/s

0.84”×0.78”
0.43 mJy/50 km/s

0.87”×0.78”
0.13 mJy/50 km/s

有効半径 [kpc]0.62±0.01

0.64±0.01

1.04±0.02

1.12±0.02

0.54±0.02

体がほぼ一直線上に並んだ際に、レンズ天体の重力場

明るくコンパクトな CO(12−11) は AGN 周りの X 線

によって光源天体からの光が曲げられる現象である。 解離領域 (XDR) から放射されている可能性がある。
光がどの程度曲げられるかはレンズ天体の質量分布や両者の位置関係などに依存する。今回の場合光源天体(z = 6.03)・レンズ天体 (先行研究から z = 0.776 とわ

4.2

輝線の冷却効率

かっている) ともに質量分布や形状、位置関係などは[CII]158µm , [NII]205µm , [OIII]88µm といった微細構

詳しくわかっていないので、それらをパラメータに持

造線は星間ガスの冷却に大きく寄与するので、星形つモデルを仮定し、実際の観測画像を再現するよう成を考える上でその冷却効率について理解することにフィッティングを行う。そのための解析ソフトウェ が重要である。近傍の星形成銀河に対する先行研究
アには GLAFIC(Oguri 2010) を用いた。まず、角分 から輝線の冷却効率 (L輝線 /LIR と定義される) はダ
解能・感度ともに良いダスト連続波 (λobs = 1.5 mm)

ストの光度 (LIR ) に比例するのではなく、LIR があのデータを用いてレンズモデル (レンズ天体の質量分る程度以上になると落ち込んでいくこと (”deﬁcit”と布は特異等温楕円体モデル+１次の摂動、光源天体呼ばれる)、及びダストの面輝度との相関が高いことの輝度分布は Sersic 分布を仮定) を決定した。次にが知られている (Dı́az-Santos et al. 2017)。これまで得られたレンズモデルは固定した上で、その他の観遠方の星形成銀河については角分解能の不足により測データから重力レンズ効果を除いた本来の光源天

空間分解できずダストの面輝度を算出するのが難し体を復元した。この時輝線データについては (積分強

かったが今回は z = 6 の銀河について同じプロット

度図だけでなく)100 km/s 毎に速度分解した本来のを行うことができる。その結果この銀河についても

光源天体も得られた。これにより光源天体の運動状近傍と同様の関係が成り立つことがわかった。これ

態についても解析することができる。

は z = 6 の時代の銀河におけるダストの性質や輝線の冷却効率などの物理的性質が、現在の宇宙と変わりないことを示唆する。

4

Results/Discussion

4.1

光源サイズの比較

4.3

金属量の推定像復元を施した後の本来の光源のサイズを比較し炭素や酸素といった元素はヘリウム原子核から直接た結果、最もコンパクトなのは CO(12−11)、次いで生成される一方で、窒素はこれらを原料として CNO

ダスト連続波が小さく、それに対して [NII]205µm とサイクルで生成される。そのため進化が進んでいな[OIII]88µm は大きく広がっていることがわかった (表ければ窒素は相対的に少なく、[OIII]88µm /[NII]205µm1)。これは [OIII]88µm と [NII]205µm 輝線は、ダスト 比は進化の時計の役割を果たす。ただしこの比は電で覆われた星形成領域の外側の HII 領域 ∼PDR 領 離パラメータにも依存するため、本来は独立な方法
域から放射されているためだと考えられる。また、 でこれを求める必要があるが、今回は z = 4.3 にあるCO の高階回転遷移輝線は温かい高密度領域 (T =よく似たサブミリ波銀河での値 (Tadaki et al. 2020)
150 − 1000 K, n > 104 cm−3 ) をトレースするので、 を仮定することにした。その結果この銀河の金属量125

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 重力レンズモデリングの一例 ([OIII]88µm 0 km/s のマップ)。左から順に観測画像、モデル画像、両者の残差画像、光源天体の輝度分布を表す。(白い矢印は図 3 の矢印と対応し、回転から外れる成分である。)
左下の楕円形はビームサイズを表す。
は 0.3 < Zgas /Z⊙ < 1.0 と推定でき、z = 6 の時代に

angle (i) はフィットできなかったため、i = 30◦ とすでに重元素汚染が進んでいることがわかった。

仮定した。ここから力学質量を算出すると Mdyn ∼4.3×1010 M⊙ となる。加えて、先行研究で CO(6−5),

4.4

CO(5−4) のフラックスから推定されているガス質量

ガスの密度と温度の推定

M (H2 ) = (1.6 ± 0.6) × 1010 M⊙ を用いるとガスの質

先行研究と合わせて、この銀河の CO 回転遷移輝量比は、fgas ∼ 0.4 となる。

線は Jup = 5, 6, 12 の 3 本が得られている。これらは臨界密度が異なるので、輝線強度比から放射領域の温度及び密度を推定できる。RADEX(Van der Tak

5

et al. 2007) を用いて解析した結果、これら 3 本が同一の場所から放射されていると仮定すると、Tkin ∼Conslusion/Future works
本研究は以下のようにまとめられる。

200 − 300 K, nH2 < 104 cm−3 となり密度に対する• 重力レンズ効果を除いた本来の光源サイズを比制限は弱いものの非常に高温であることがわかる。

較し、CO(12-11) が特にコンパクトに分布していること、[NII]205µm , [OIII]88µm がダストに比4.5

べて広がって分布していることを確認した。

ガスの運動状態

100 km/s 毎に速度分解した [OIII]88µm マップそれ
ぞれに対して像復元を行うことで、本来の光源天体の• 輝線の”deﬁcit”が high-z 銀河でも見られ、またダストの面輝度との関係が近傍の星形成銀河のものと類似していることを示唆した。

運動状態を解析できる。図 3 は積分強度図/視線速度分
布/長軸に沿った位置-速度図 (P-V 図) を示したもので• 金属量を 0.3 < Zgas /Z⊙ < 1.0 と制限し、z = 6ある。明確な速度勾配があり、銀河が回転しているこの SMG ですでに重元素汚染が進んでいることとがわかる。加えて回転から外れる成分も見て取れるを示した。

(図 1 及び図 3 積分強度図の白い矢印で示した部分)。
角分解能・感度が依然不十分なため、より詳細な観測を行う必要があるが、アウトフローまたはガス降着の可能性がある。得られた (RA, DEC, ∆V ) のキューブ• CO の回転遷移輝線 (Jup = 5, 6, 12) の強度比か
らガスの温度が Tkin ∼ 200 − 300 K と高温であることを示した。

データを 3dBarolo(Teodoro & Fraternali 2015) を• [OIII]88µm の速度場を復元し、ガスが回転して用いて回転円盤モデルでフィットし、回転速度を求めいることを示した。また力学質量を算出し、ガたところ半径 r = 3.0 kpc で ∆V ∼ 250 km/s となっスの質量比を fgas ∼ 0.4 と求めた。

た。ただしデータの S/N が十分ではなく、inclination

1262021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 復元した [OIII]88µm についての (左上) 積分強度図、矢印は回転運動から外れる成分 (右上) 視線速
度分布、速度勾配を確認できる (下) 視線速度分布の灰色の点線に沿った P-V 図、速度勾配があることは見て取れるが、分散が大きいことも事実である。V /σ比を求めるなど、より定量的な議論を行うためには
より詳細な観測が必要である。
ある。今回空間的にコンパクトで明るい CO(12-11)輝線が検出されたことは、AGN によって加熱された
図 2: 輝線の冷却効率 (L輝線 /LIR ) とダストの面輝度

高密度分子ガスの存在を示唆している可能性がある。

(ΣIR ) の関係を近傍の星形成銀河についてプロット

その検証には、より高い解像度で観測し、X 線解離したもの。上は [NII]205µm , 下は [OIII]88µm について

領域 (XDR) のモデルと比較することなどが必要であである。[OIII]88µm についてはやや分散が大きいもる。仮に成長中の大質量ブラックホールの存在が明のの、今回調べた high-z 銀河についても近傍と同様

らかになれば、宇宙再電離期に近い時期の銀河とブの関係が成り立っている。プロット点の色は中間赤

ラックホールの共進化を調べる貴重な手掛かりにな

外線でのカラーを表し、これはダスト温度に対応するだろう。

る。今回の銀河は赤色に対応するので、ダスト温度の観点からも近傍の結果と整合的と言える。

Reference
また、今回の結果を踏まえ、今後の観測で明らかにしていくべき課題として以下が挙げられる。一つDı́az-Santos et al. 2017, ApJ, 846, 32

はガス運動の回転優勢度を表す Vrot /σ 比を算出する

Oguri 2010, PASJ, 62, 1017ことである。この比は SMGs のスターバースト機構

Tadaki et al. 2020, ApJ, 889, 9についてのシミュレーションと観測を比較できる一

Toft et al. 2014, ApJ, 782, 68

つの指標となるので重要である。このために来期のALMA Cycle 8 において [CII]158µm 輝線の角分解能

Teodoro, & Fraternali 2015 MNRAS, 451, 3021

0.3”での高感度な観測を提案を行い、年内に実行さ

Van der Tak et al. 2007, A&A 468, 627

れる予定である。もう一つは本銀河にダストに埋れ

Zavala et al. 2018, Nature Astronomy, 2, 56

た AGN が存在するかどうかを明らかにすることで127

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銀河 27

ALMA で探る宇宙再電離期銀河の星間媒質と星形成
筑波大学 数理物質科学研究群物理学学位プログラム
河原 沙帆

128

未提出

129

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銀河 28

ALMA を用いた赤方偏移 z = 6 にあるクェーサーの[OI] 63 μ m 輝線観測と星間媒質の性質の解明
筑波大学 数理物質科学研究科
石井 希実

130

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA を用いた z = 6 クェーサーの[OI]63µm 輝線観測と星間媒質の性質の解明
石井 希実 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
なぜ宇宙初期に超巨大ブラックホールが存在するかは、現代天文学において重要な未解決問題の一つである。超巨大ブラックホールとその母銀河は共進化していることが分かっているため、遠方のクェーサーを詳
しく観測することが重要である。ALMA によって、遠方クェーサーの遠赤外線微細構造輝線 (中性ガス領域
から放射される [CII]158µm や、電離領域から放射される [OIII]88µm など) の研究が盛んに行われている。
より多くの輝線を調べることで、母銀河の星間媒質の性質を理解できるが、そのような研究例は限られていた。特に [OI]63µm 輝線は、[CII] に比べて暖かく (T > 229 K) 比較的に高密度 (n < 2.5 × 105 cm−3 ) な
中性ガスから放射され、[CII] などと組み合わせることで中性ガスの詳細な情報 (紫外輻射場とガス密度) を理解できるため重要である。そこで本研究では、z ∼ 6 にあるクェーサー J2054-0005 の [OI]63µm 輝線の有無を初めて調べ、先行研究で得られた他の輝線 ([CII], [OIII], CO) の情報とも組み合わせることで、母銀河の星間媒質の性質を明らかにすることを目的とする。J2054-0005 の [OI]63µm 輝線は未検出であり、3σ上限値 (3.42 × 109 L⊙ ) を得た。他の輝線光度および遠赤外線光度との比は、L[OI]63µm /L[CII]158µm < 1、

L[OI]63µm /LFIR < 4 × 10−4 、L[OIII]88µm /L[OI]63µm > 2 (3σ) であった。光度比を z = 0 − 4 の銀河や z = 6のサブミリ波銀河と比較したところ、特に L[OI]63µm /LFIR は、遠方 (z > 1) 天体の中で個別天体としては最も低く、興味深い結果となった。本講演では、Photodissociation region(PDR) モデリングの結果も紹介しつつ、本天体の特徴を議論する。

1

与え合いながら共進化してきたと考えることが出来

Introduction
超巨大ブラックホール (Supermassive Black Hole;

SMBH) とは、銀河中心に普遍的に存在し、106 〜
1010 M⊙ の質量を持つブラックホールである。ビッ
グバンの後 1Gyr 程度の間に SMBH がどのように増加したかは、現代天文学の重要な課題の 1 つである。
理論的には、種 BH の形成メカニズムとして複数のる (Kormendy & Ho 2013)。つまり、母銀河の性質
理解は、SMBH 発現メカニズムの理解に繋がる、有効なアプローチの 1 つになるであろう。そこで、遠方
クェーサーや母銀河を多角的に観測することが重要となる。現在 z > 6 では約 200 個のクェーサーが発見されており、最遠方のクェーサーとしては、z = 7.64まで発見されている。

シナリオが提唱されれている。例えば、Pop III 星の残骸として形成される軽いタネ説や、星団中の星々と BHs の衝突で形成される中間質量のタネ説、低金
属量の巨大ガス雲が高温ハロー内で強烈な H2 ガス
乖離紫外光を浴び、直接崩壊することで形成される
重いタネ説などがある。しかし、これらはいずれも実証には至らず確立はしていない。
ブラックホール質量と母銀河のバルジ質量の間には非常に強い相関関係があることが知られている。このことからブラックホールと母銀河は互いに影響をALMA(Atacama Large Millimeter/submillimeter
Array) 望遠鏡とは、チリ・アタカマ砂漠に建設された電波干渉計である。ALMA 望遠鏡のアーカイブデー
タは、過去に観測されたデータを保存し、観測提案者
を含む全ての研究者に提供するためのインターフェースである。その中で、赤方偏移 z 〜6 で 2017 年 3 月

22 日に Cycle4 で観測された遠方クェーサー SDSS
J2054-0005 の解析を行う。
本研究では、LTIR 〜1013 L⊙ と非常に明るい z 〜

6 の遠方クェーサー SDSS J2054-0005 の ALMA

1312021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
アーカイブデータ (PI K. Ferkinhoﬀ) を利用し、 [CII]158µm、[OIII]88µm の FWHM と一致している。
遠方クェーサーで初めて [OI]63µm 輝線の有無を調

uvcontsub 後のデータから、連続光の map を作成し、べる。また、[OIII]88µm(Hashimoto et al. 2018)、 速度幅が 40,50,60,100 km/s、taper が 0.0-1.0 arcsec[CII]158µm(Wang et al. 2013)、CO 分子ガス輝線、 を 0.1 刻み、weighting が natural を指定した輝線候多波長のダスト連続光 (Shao et al. 2019) を組み合わ

補の cube データを作成した。

CASA（Common Astronomy Software Applica-

せることで、母銀河の物理量に制限を付けることを

tions(McMullin et al. 2007)）の imstat から、J2054-

目的とする。
デ ー タ 解 析 で 、Calibration に は CASA ver-0005 の連続光のマップの rms は 1.15 mJy/beam、

sion4.7.0、Imaging には CASA version5.6.1 を使用

beam size は 0”.65 × 0”.56、beam positional an-

した。

gle（BPA）は 73.21 deg であった。輝線候補を探すために用いた cube データの rms は 50 km/s bin で

3.37 mJy/beam、beam size は 0”.65 × 0”.56、BPA

2

Methods/Observations

は 73.17 deg であった。J2054-0005 のデータの質はJ2054-0005 は、2017 年 3 月 22 日に ALMA Cy-

表 2 に示した。

cle 4 プログラムの一環として、Band 9 で観測された（ID: 2016.1.01063.S、PI: K.Ferkinhoﬀ）。使用された基線長は 15.1-278.9 m で、その結果 maximum

recoverable scale は 4”.2 であった。使用されたアン

3

Results

3.1[OI]63µm

テナの数は 42 台、ﬁeld-of-view は 8”.6、オンソース
での観測時間は 39 分であった。中心座標は、RA:

20:54:06.489600、Dec: -00.05.14.79984 であった。4
つの spectral windows (SPWs）は 1.875 GHz の周
波数幅、3.906 MHz のチャンネル幅が使用された。1つの spw0 は輝線候補を狙っており、中心周波数は674.1 GHz であった。残り 3 つの spw（1,2,3）は連続光観測を狙っており、それぞれの中心周波数は 672.3,

676.0, 677.8 GHz であった。観測概要は表 1 に示した。
J2054-0005 の Bandpass Calibrator は J1924-2914、
Flux Calibrator は Titan、Gain Calibrator は J20250735 を用いた。フラックス較正の不定性は、ALMAのプロポーザルガイドによると Band 9 では 20%であった。これは、のちに考慮して解析を進めていく。

J2054-0005 の moment 0 map は図 1 に示した。
moment 0 map に対して CASA の imﬁt を用いて測光を行なったところ、ピークの S/N ＝ 2.9 であった。
空間位置はダスト連続光の位置と一致していて、輝線候補のある位置は 80 km/s であった。このことから、[OI]63µm 輝線は未検出であった。そのため、フラックスの 3σ 上限値を求めた。3σ 上限値は、1.14 Jy/beam

km/s となった。
フラックスの 3σ 上限値を用いて、J2054-0005 の光度の 3σ 上限値を求めた。光度の 3σ 上限値は、2.85×

109 L⊙ であった。ここにフラックス較正の不定性 20%を含め、本研究において J2054-0005 の [OI]63µm 輝線光度の 3σ 上限値は、3.42 × 109 L⊙ とする。

データ解析には、CASA を用いた。Calibrationには CASA version4.7.0、Imaging には CASA ver-sion5.6.1 を使用した。本研究で扱うデータには連続光が含まれていたので、CASA の uvcontsub というタスクを用いてデータから連続光を差し引いた。赤方偏移と波長から、観測しようとしている周波数帯が分かるため、spw0 の中の輝線候補のデータを含む周波数帯（673.95-674.45 GHz）だけを取りだし、輝線候補と連続光のデータに分けた。この周波数帯は、

132

図 1: J2054-0005 の moment 0 map

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 観測概要
UT end time

Baseline lengths

YYYY-MM-DD hh:mm(m)

2017-Mar-22 13:58

15.1 - 278.9

Nant

Central frequency

Integraion time

median PWV

(GHz)

(min)

(mm)

42

672.3, 674.1, 676.0, 677.8

39

0.644

表 2: データの質
Data
連続光

[OI] 63 µm 50 km/s bin

3.2

Achieved sensitivity in r.m.s.

Beam size FWHM

Beam PA(mJy/beam)(arcsec × arcsec)(degree)

1.15
3.37

0.65 × 0.56
0.65 × 0.56

73.21
73.17

Luminosity Ratios

本研究で得た [OI]63µm の上限値と、他の輝線
光度および遠赤外線光度との比を取り、z = 0〜

4 の銀河や z = 6 のサブミリ波銀河 (Rybak et
al. 2020) と比較した。それぞれの輝線比の結果は、
L[OI]63µm /L[CII]158µm < 1、L[OI]63µm /LFIR < 4 ×
10−4 、L[OIII]88µm /L[OI]63µm > 2 (3σ) であった。
これらの比較をまとめた図は、図 2、図 3(Rybak

et al. 2020)、図 4(Cormier et al. 2015) に示した。図2、図 3 に関して、黒いプロットは z = 0、オレンジの

図 2: LFIR に対する L[OI]63µm /L[CII]158µm

プロットは z = 1〜4 の銀河、青いプロットは z = 6のサブミリ波銀河である。本研究の結果は、赤い星で示した。この結果は、フラックス較正の不定性を含めた上限値であることに注意する。これらの図か
らは、低温かつ低密度の PDR が示唆される。また
図 4 に関して、比較している天体は z = 0 の銀河で、色の違いは金属量の違いを表している。本研究の結果は、図の中央付近の黒い線よりも上という上限値を示してある。この図からは電離ガスの体積割合が大きいことが示唆される。
図 3: LFIR に対する L[OI]63µm /LFIR

4

PDR モデリング

な化学バランスを解いて、局所的な密度を決定、(2)J2054-0005 の母銀河のガス密度や紫外輻射場など 局所的なエネルギーバランスを解いて、温度、圧力の物理量に制限をつけるため、Photodissociation re- などの物理量を推定、(3) 輻射輸送を解く、という３gion(PDR) モデリングを行った。PDR モデリングで つが繰り返されている。
は平行平板を仮定している。また [CII]158µm の放射
PDR モデリングを行った結果は図 5 に示した。
に関して、本来は PDR と HII 領域の両方から放射

こ の 図 か ら は nHされているが、PDR モデリングでは全て PDR から10の放射と仮定されている。計算としては、(1) 局所的

れた。

133

4.0−4.5[1.6 × 10−3=101.0−1.4 [cm−3 ]、G0

erg cm

−2 −1

s

=

] という結果が得ら

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

6

Future Work
今後の課題としては、主に PDR モデリングにおける３つの課題の解決が挙げられる。１つ目に、[OI]63µm 輝線の自己吸収について。[OI]63µm 輝線
は自己吸収をすると考えられている。そこで、本天体でも [OI]63µm 輝線の自己吸収があると仮定すると輝線光度が過小評価されていることになる。２つ目に、[CII] 158 µm 輝線の放射領域について。PDR モデリ
ングにおける [CII]158µm の放射領域の仮定をふまえて観測値をそのままモデリング時に使用すると、光度
図 4: LFIR に対する L[OIII]88µm /L[OI]63µmが過大評価されていることになる。３つ目に、CO 輝
線の CMB 補正について。CO 輝線の特に特に low-J
では CMB の影響を受けて輝線光度が過小評価されることが知られている。そのため CO(6-5)/CO(2-1)
は過大評価されていることになる。
以上３つを考慮することで、現在得られているガス密度と紫外輻射場の値をより精度の良いものに変更できるかもしれない。

Reference
Cormier, D., S. C. Madden & V. Lebouteiller, et al.
2015, A&A, 578, A53
Hashimoto, T., Inoue, A. K. & Tamura, Y., et al. 2018,arXiv:1811.00030

図 5: J2054-0005 の PDR モデリング

5

Jiang, L., Xiaohui, F. & James, A.,et al. 2008, AJ, 135,
1057

Conclusion
J2054-0005 の [OI]63µm 輝線の有無を調べたとこ

Kormendy & Ho 2013, ARA & A, 51, 511

ろ、S/N = 2.9 という結果で、輝線は未検出であっ McMullin, J. P., Waters, B., Schiebel, D., Young, W.,& Golap, K. 2007, Astronomical Data Analysis Software and Systems XVI (ASP Conf. Ser. 376), ed. R.
A. Shaw, F. Hill, & D. J. Bell (San Francisco, CA:
ASP), 127

た。そこから [OI]63µm 輝線の光度の 3σ 上限値を求めたところ、3.42 × 109 L⊙ であった。この値を用いて他の近傍天体と比べたところ、非常に強い制限をもつ結果が得られた。そこで、更に掘り下げるために PDR モデリングを行ない、ガス密度 nH と紫外

M. Rybak, J. A. Zavala & J. A. Hodge, et al. 2020,
arXiv:1912.07652

輻射場 G0 を求めたところ、nH = 101.0−1.4 [cm−3 ]、 Shao, Y., Wang, R. & Carilli, C. L., et al. 2019, ApJ,

G0 = 104.0−4.5 [1.6×10−3 erg cm−2 s−1 ] が得られた。

876, 99
Wang, R., Wagg, J. & Carilli, C. L., et al. 2013, ApJ,
773, 44134

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銀河 29

深層学習を用いた超新星爆発によるシェル膨張の予測
東京大学 理学系研究科天文学専攻
平島 敬也

135

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

深層学習を用いた超新星爆発によるシェル膨張の予測
平島 敬也 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
銀河形成シミュレーションでは、N 体/Smoothd particle hydrodynamics (SPH) 法や moving mesh 法/adaptive mesh reﬁnement を用いて計算するが、現状のアルゴリズムでは、十分な並列化効率が達成できる並列度に限界がある。例えば、重力だけで相互作用する粒子（ダークマター粒子と恒星粒子）と、流体力学相互作用する粒子 (SPH 粒子) の 3 種類の粒子を用いる N 体/SPH 法による最高解像度のシミュレーショ
ンでも、108 個程度の粒子で銀河を表しており、典型的な質量分解能は 103 M⊙ 程度に止まっている。
我々は、スーパーコンピュータ「富岳」を用いて、個々の星まで分解した高解像度銀河形成シミュレーショ
ンの達成を目指している。しかし、一部のタイムスケールの短い現象 (超新星爆発など) が、他の全ての粒子の時間積分に必要な演算・通信回数を数百倍に増大させ、現実的な時間内でのシミュレーション実行を不可能にしている。本研究では、演算・通信回数を減らすため、銀河内の時間刻みが短くなる領域（超新星爆発など）を孤立系で計算する手法を試みている。そのためには、超新星爆発によるシェルが膨張し、時間刻みが短くなる領域、もしくは粒子を事前に予測する必要がある。そこで、将来の映像を予測する深層学習モデ
ル Memory-In-Memory Network (Yunbo Wang et al. 2018) を元に、シェル膨張に伴うガス密度変化を予測する深層学習モデルを開発した。このモデルでは、物理量の 3 次元分布を与えると、将来の３次元分布が予測可能である。そのため、超新星爆発直前の３次元密度分布だけを入力として、シェル膨張による３次元
密度変化が予測可能である。また、爆発後 0.2Myr の密度変化が予測可能であり、予測結果は 1 秒以内で出力される。本講演では、開発したモデルを用いた超新星爆発によるシェル膨張の予測の精度・実行時間等について報告する。さらに、時間刻みの短い粒子を孤立系で計算する手法と、銀河形成シミュレーション高速化の展望について述べる。

1

Introduction

1.1

銀河形成シミュレーションの解像度誕生した環境、現在までの移動経路などの解明が期待される。世界最高解像度の銀河形成シミュレーショ
ン IllustrisTNG(Weinberger et al. 2017)(Pillepich

銀河形成は、重力・流体力学、放射冷却、星形

et al.

2018) では、CPU コア数 2.5 万個を用いた

成、超新星などが複雑に絡み合った現象であり、N計算で質量分解能は 8×104 M⊙ に達した。私たちの体/Smoothed Particle Hydrodynamics(SPH) 法や研究グループで開発中の超高解像度銀河形成シミュ

moving mesh 法/adaptive mesh reﬁnement を用いレーション「ASURA-FDPS」では、CPU コア数 90て研究が盛んに行われている。粒子系シミュレーショ 万個以上のスーパーコンピュータ「富岳」を用いた
ン (N 体/SPH) では、スーパーコンピュータの発展 計算で質量分解能 1M⊙ の達成を目指している。
（CPU コア数の増大など）に伴い、シミュレーション
で用いる粒子数が増加し、質量分解能は向上してきた。近年では、個々の恒星まで再現された超高解像度

1.2

並列化効率の限界

銀河形成シミュレーションの実現が目前に迫ってい個々の恒星まで再現された超高分解能銀河形成シる。これにより、銀河系内の個々の恒星の運動や化学

ミュレーションを実現するために、使用する粒子数

組成が明らかになるため、史上初のシミュレーションは従来の 1000 倍を目指しているが、一定の並列度をと観測の直接比較が可能になり、太陽に類似した星の超えると粒子数の増加は困難になる（図 1）。恒星ス

136

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ケールを分解した銀河形成シミュレーションの課題

2

Methods

2.1

重力・流体力学の数値計算手法を挙げる。

1. （演算回数の課題）解像度の向上は、銀河進化に対してタイムスケールの短い現象（超新星爆発など）の再現を要請する。銀河回転のタイムスケールは 106 年であるのに対し、超新星爆発のタイムスケールは 102 年程度と非常に短い。そのため、超新星爆発の再現に必要な非常に短い
時間刻みが、銀河全体の演算回数を数百倍以上に増加させる原因となる。

本研究では、学習データの生成には粒子法のひとつである SPH 法を用いる。SPH 法では、流体を粒子によって離散化し、その運動を Lagrange 的に追跡する。タイムステップごとに、粒子が受ける重力・流
体力学的な力を計算し、位置や運動量などの物理量を更新する。更新式には、ハミルトニアンが保存されるリープフロッグ法 (式 1) などを用いる。

2. （通信回数の課題）CPU コア数 1000 個以上のxi = xi−1 + vi−1/2 ∆t,

並列計算では、演算に伴う処理（CPU 間通信な

(1)

ai = F (xi ),ど）が著しく増大し、並列化効率が低下する (図1)。そのため、高並列度で演算回数・通信回数

vi+1/2 = vi−1/2 + ai ∆t.

の多い計算の実行は困難である。

0.025

Simulation
Ideal Scaling

1000

time per step (sec)

2.2

nodes

計算領域の分割

0.1 0.25 0.5 1 2 4 8 16 32 64 128 256

超新星爆発が起こる領域は、他の銀河の領域に比べてタイムステップが短く、計算・通信回数が増大する (図 2)。そのため、タイムステップが短い領域を100

大きな並列度で計算すると、通信時間がボトルネッ
10クとなってしまう。そこで、タイムステップが短い
領域を事前に同定し、小さな並列度で計算すること

10.1

で、通信に関するボトルネックを解消する (図 3)。
1

10

100

Ncore

1000

10000

dt = 106 yr

Comm

Comm

Comm

Galaxy

図 1: 銀河形成シミュレーション Gadge-4 (Springel

dt = 102 yr

SN Explosions

et al. 2020) の並列化効率。縦軸は 1step あたりの計算時間、横軸は並列度（CPU コア数）を表す。通

Comm

Comm

Comm

Comm

Comm

Comm

常、並列度増加により計算時間は短くなるが、1000
図 2: 領域ごとのタイムステップの違い

コア以上では逆に計算時間が長くなる。
本研究は、深層学習を用いて現象のタイムスケー
ルの長短で領域を分離することで、数百倍の計算高速化を達成し、個々の恒星まで分解した超高解像度

2.3

解析的なシェル膨張の予測

密度が ρ0 の一様な星間ガスの中の１点で爆発が起銀河形成シミュレーションの実現を目的とする。

き、エネルギー E が放出され、衝撃波が伝播した場合を考える。衝撃波は球状に伝播し、爆発時点から計った時刻 t 後に、波面の半径は R(t)、膨張速度はV (t) に達したとする。さらに、星間ガスは衝撃波の137

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
する深層学習モデルである。入出力には、時系列のSupercomputer System
Low degree of parallelization(~104 cores)
dt~102 yr

High degree of parallelization(>106 cores)
dt~105 yr

4 次元テンソル (時刻 x 幅 x 高さ x 色) を用いる。10フレームを入力に、将来の 10 フレームを予測する。

#1(~102 cores)

我々は、超新星爆発による密度の時間・空間分布の変化を予測するために、時系列の 5 次元テンソル (時#2(~102 cores)

刻 x 幅 x 高さ x 奥行き x 色) を入出力に用いるよう

ESA/Hubble & NASA, ESO, J. Lee and the PHANGS-HST Teamに MIM を拡張した (Extended-MIM; E-MIM)。また、入出力の時系列データの長さも変更し、爆発直

図 3: 領域分割の概要

前のスナップショット 1 枚を入力に将来の 19 フレー

前面の薄い球核にかき集められているとする。この

ムの予測を行う。E-MIM の構成を図 4 に示した。

時、かき集められた星間ガスの質量は、4πR3 ρ0 /3 なので、爆発のエネルギー E が全て膨張運動に費やされたとすると、エネルギー保存より、

2.5

学習データ

2 次元画像データを構成する grid は pixel と呼ば(2) れるが、3 次元画像データの場合は voxel と呼ばれ4π 3 1 2
R ρ0 V = E
32が成り立つ。この式を V についてとくと、√dR
3E −3/2
≡V =
R
dt
2πρ0

る。E-MIM を用いて密度の時間・空間分布の変化を予測する場合は、ある時刻のある物理量の空間分布(3)を 323 個の voxel で表現し、時系列方向に 20 枚のスナップショットを作成する。爆発直前の密度分布 1が得られ、時間について積分して、以下のようになる。 枚 (1x32x32x32x1) を入力に、将来の密度分布 19 枚
(19x32x32x32x1) を予測する。今回は、SPH により
(
)1/5
75E
−2/5
R=
t2/5 ∝ E 1/5 ρ0 t2/5
(4) 300 個の独立した初期条件から超新星爆発シミュレー
8πρ0
ションを行なった。さらに、シミュレーション結果
実際には星間ガスの密度は一様でないため、ρ0 にはを独立に 48 回転することで 14400 個に拡張し、学習平均のガス密度を用いる。超新星爆発のエネルギーデータとした。

E, 時間 t を与え、星間ガスの密度 ρ0 を計算することで膨張半径 R を求める。

2.4

深層学習による映像予測の応用

3

Results3.1

超新星爆発によるシェル膨張の予測

E-MIM を用いて、超新星爆発によるシェルの膨張に伴う密度の時間・空間分布の変化を予測した。SPH[32x32x32][32x32x32]を用いて超新星爆発シミュレーションを行い、爆発中[1x128]Hidden State h(t)[32x32x32]

MIM
Blocks

心周辺の密度の時間・空間分布の変化を学習した。学[32x32x32]

3D-CNN[Kernel: 5x5x5]

習データは、爆発中心を中心とする立方体領域 (323

[32x32x32]

Input x(t)(3D Density Map)の voxel データ) の密度の時間・空間分布であり、各Memory Cells

voxel における密度はカーネル関数を用いて計算さOutput x(t+1)(3D Density Map)

れる。爆発直前の 3 次元的な密度分布から、爆発後0.1Myr の 3 次元的な密度分布を予測した結果を図 5

図 4: 深層学習モデルの構成に示す。

Memory In Memory Network(Yunbo Wang et al.
2018) は、画像の時系列データ（映像）を学習・予測

138

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Initial Condition (t=0)

Simulation (t=0.1 Myr)

Deep Learning (t=0.1 Myr)

も SNP は 0.9 を超え、YTP もほぼ同じ水準である。

Enclosed Region (dt<0.1 Myr)

一方、図 6 右から、dtG = 0.1Myr の target 粒子を同定する場合、解析解を用いる手法では、SNP が減
0

50

100
density [ /cc ]少することが分かる。爆発後の経過時間が短い時は、

150

シェルの形状が球状に近いため、深層学習と解析解
図 5: E-MIM を用いた超新星爆発によるシェル膨張のいずれを用いる手法も性能に著しい差異はないとの予測結果と target 粒子特定アルゴリズムの実行結考えられる。一方で、爆発後の経過時間が十分長く果の断面図。画像中央で超新星爆発が起きた 10 万年

なると、シェルの形状が非等方になるため、深層学

後の密度分布 (個/cc) を学習・予測しており、初期状習を用いた手法の方が良い性能になると考えられる。

態（左）、シミュレーション結果（中央左）、深層学
習による予測（中央右）、抽出されたタイムスケールが短い領域（右）である。深層学習（中央右）によ4

Summary

りシミュレーション（中央左）を十分高精度に予測
今回我々は、銀河形成シミュレーション時にタイしていることが分かる。

ムステップが短くなる領域・粒子を深層学習により予測する手法を開発した。今回開発した深層学習を粒子同定アルゴリズムの評価

3.2

用いる手法は解析解を用いる手法より、グローバル

グローバル・タイムステップ dtG の間に、温度 T >タイムステップに関して適用可能範囲が広いことが100[K] かつ粒子のタイムステップ dt が dt < dtG と 明らかになった。今後は、銀河形成シミュレーショ
なった粒子を target 粒子と定義する。図 5 右の黄色 ンにおいて実際に同定された target 粒子を分離しては同定された領域を表し、緑が実際の target 粒子の計算し、self-consistent になるかを検証する。また、位置を表す。図 6 に手法・グローバルタイムステッ 開発した深層学習モデルを用いて密度以外の物理量
プごとの粒子同定アルゴリズムのパフォーマンスを の時間・空間分布の変化を予測し、物理量が保存す示す。縦軸は Speciﬁc Non-target Particles(:=同定
12

DL+IP
Icosahedron

14
Specific Non-target Particles

Specific Non-target Particles

14

10
8
6
4
2
0
0.80

0.85

0.90
0.95
Yield of Target Particles(a) dt = 0.05 Myr

1.00

12

DL+IP
Icosahedron

10

Reference

8
6
4

Weinberger et al. (2017), MNRAS, 465, 329.

2
0
0.80

るかを検証する。

0.85

0.90
0.95
Yield of Target Particles

1.00

Pillepich et al. (2018), MNRAS, 473, 4077.

(b) dt = 0.1 Myr

図 6: 粒子同定アルゴリズムの評価。縦軸は「同定した Non-target 粒子の数 / 同定した target 粒子の数」を表し、横軸は「同定した target 粒子の数 / 全

target 粒子の数」を表す。左図は dt = 5 × 104 yr のSpringel et al. (2020),
arXiv:2010.03567.

MNRAS,

submitted,

Yunbo Wang, Jianjin Zhang, Hongyu Zhu, Mingsheng Long, Jianmin Wang, & Philip S Yu, 2018,arXiv:1811.07490 [cs.LG]

場合、右図は dt = 105 yr の場合を表す。青は深層学習を用いた場合、赤は解析解に基づいた場合を表す。
した Non-target 粒子の数/同定した target 粒子の数;

SNP) を表し、横軸は Yield of Target Particles(:=
同定した target 粒子の数/全 target 粒子の数; YTP)を表す。図 6 左から、dtG = 0.05Myr の target 粒子を同定する場合、深層学習と解析解のどちらの手法

139

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銀河 30

天の川銀河 N 体シミュレーションにおける位相空間分
布分布の時間変動と共鳴軌道
東京大学 理学系研究科天文学専攻
朝野 哲郎

140

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

天の川銀河 N 体シミュレーションにおける位相空間分布分布の時間変動と共鳴軌道
朝野 哲郎 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
我々は、Gaia の観測データと天の川銀河の大規模 N 体シミュレーション データを比較し、星の位相空間
分布と共鳴軌道の関係を調べてきた。先行研究においては、Gaia によって観測されている Hercules streamなどの速度空間サブ構造がバーの共鳴軌道によって作られている可能性が高いことを示した。本研究においては、速度空間分布の時間変動を調べるために、Kullback-Leibler divergence (KLD) と呼ばれる指標を用いて、実際に観測された太陽系近傍の星の速度空間分布とシミュレーション内での粒子の速度空間分布の類
似度を定量的に評価した。シミュレーションにおいては、常に同じ場所で、観測に類似した (KLD が小さい) 分布が見られるわけではなく、速度空間分布は大きな時間変動を示していた。ただし、KLD が小さい分布が見られる場所は、完全にランダムではなく、銀河中心からの距離 R ∼ 8 kpc、バーの長軸に対する角度

ϕ ∼ 30◦ 付近などの特定の領域では出現確率が高いことがわかった。以上の結果は、実際の天の川銀河においても位相空間分布の大きな時間変動が起こっていること、さらに、時間変動ある場合においてもバーの共鳴軌道が星の位相空間分布に対して大きな影響を与えていることを示唆している。

300

位置天文衛星 Gaia (Gaia Collaboration et al.,2016) によって天の川銀河内の星の位置・速度が精密に測定されている。６次元位相空間分布は、銀河の重力ポテンシャルを反映するため、Gaia の観測データを詳細に解析することによって天の川銀河の

Hat

250

100
50

太陽から 200 pc 以内の星の動径-方位角速度 (vR -vϕ )HornHercules 1
Hercules 2
Hercules 3

200
150

Obs.

100
150

力学構造の解明につながると期待される。図 1 は、

500

100

50

vR

0

10

CountsIntroductionvφ [km s−1]

1

−50 −100 −150

[km s−1]

空間分布を表している。ここには、Hercules stream(Dehnen, 1998; Fux, 2001) に代表される 様々なサ

図 1: 太陽から 200 pc 以内の星の速度空間分布。図ブ構造が確認できる。こうした構造は、軸対称な円は Asano et al. (2020) より。

盤銀河モデルでは説明できない構造であることから、
バーや渦状腕などの非軸対称構造と関連付けてその起源が議論されてきた。特に、Hercules stream は、

outer Lindblad resonance (OLR) や corotation resonance (CR) などのバーの共鳴に束縛された星された星によって作られていると考えられているが、正確な起源は解明されていない (e.g. Dehnen, 2000; Pérez-

Villegas et al., 2017; Monari et al., 2019; Fragkoudi
et al., 2019; D’Onghia & L. Aguerri, 2020; Chibaet al., 2021)。

これまでの先行研究の多くでは、定常的なポテン
シャルにおけるテスト粒子シミュレーションを使った解析が行われてきた。テスト粒子シミュレーション
は、軌道進化の基礎的な物理過程を理解するためには有用であるが、銀河構造 (重力ポテンシャル) 自体の時間変動の効果を取り入れることが難しいという問題がある。我々は、より現実的な銀河モデルとして天の川銀河の大規模 N 体シミュレーション (Fujii

et al., 2019) を用いてきた。先行研究 (Asano et al.,1412021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
2020) では、シミュレーションの最終スナップショッ

3

Results

トにおいて、Hercules stream に類似した速度空間構造を発見し、これが 4:1OLR と 5:1OLR から作られていることを示した。本研究では、これを発展させて速度空間分布の時間変動に着目した解析を行った。

はじめに、銀河中心からの距離 R = 8 kpc、バーの長軸に対する角度 ϕ = 25◦ に場所を固定してシミュレーションにおける KLD の時間変動を調べた。

KLD の時間変化には、バーの進化との対応が見られた。今回のシミュレーションでは、シミュレーション開始からの時刻 t ≃ 3 Gyr にバーが形成され、ここ

2

Analysis

2.1

N -body simulations and orbit いる。KLD もまた、t ≃ 3 Gyr から t ≃ 7 Gyr まで
analysis
時間とともに小さくなっていた。t ≃ 7 Gyr 後にはから t ≃ 7 Gyr までパターン速度が減少していって我々は、天の川銀河の大規模 N 体シミュレーショ
ン の解析を行った。総粒子数は約 50 億で、回転曲線などの基本的な性質も近年の観測と整合的である。
シミュレーションの詳細は、Fujii et al. (2019) を参照。各時刻のスナップショットにおいて粒子の速度空間を求め、さらに軌道の時系列データのフーリエ解

パターン速度と KLD ともに比較的安定していたが、KLD は比較的小さい値を示しつつも振動を見せていた。これは、(R, ϕ) = (8 kpc, 25◦ ) という場所では、観測に類似した速度空間分布が見つかりやすい傾向にはあるものの、常に観測に類似しているわけではないことを示している。
次に、銀河円盤内の様々な場所で KLD を計算し観析から軌道振動数 (ΩR , Ωϕ ) を計算することで共鳴に束縛されている粒子を選択した。軌道解析の詳細は、測に類似した速度空間分布が見つかりやすい場所を探した。具体的には、KLD が 0.2 より小さい場合に、

Asano et al. (2020) を参照。

対応する速度空間分布が観測の速度空間分布に類似

2.2

していると定義した。銀河円盤中心部 (R ≲ 7 kpc)

Kullback-Leibler divergenceや外縁部 (R ≳ 9 kpc) では、観測に類似した速度空

Kullback-Leibler divergence (KLD; Kullback &間分布はほとんど見られなかった。一方、R = 8 kpc,

Leibler, 1951) KLD は、同じ確率空間 X で定義さ8.5 kpc では、他の半径よりも小さい KLD の出現確

れた二つの確率分布 p と q に対して、以下の式で定義される。

D(p||q) =∑x∈Xp(x) log

p(x)
q(x)

率が高い傾向に合った。特に (R, ϕ) = (8 kpc, 20◦ )や (8.5 kpc, 50◦ ) 付近で観測に類似した速度空間分布の出現確率が高いことがわかった。

(1)

KLD は、(1) 常に D(p||q) ≥ 0 である、(2) D(p||q) =0 となるための必要十分条件は p と q が等しいことである、といった性質を満たすため、p と q の間の「距離」のようなものとして理解される。ただし、一般には、D(p||q) ̸= D(q||p) であるから、より正確に

特定の共鳴軌道に束縛された星の分布には、(R, ϕ)
依存性がある (Ceverino & Klypin, 2007; Khoper-

skov et al., 2020)。上に記したように、小さな KLDが見つかりやすい場所にも (R, ϕ) 依存性があり、粒子の速度空間分布がバーの共鳴の影響を受けていることを示唆している。

は D(p||q) は、確率分布 q が基準分布 p からどの程度離れているのかを表す指標である。本研究では、p4Discussions and Conclusions

を Gaia によって観測された太陽から 200 pc 以内の
特に KLD が小さい速度空間分布が見られた時刻

星の速度空間から求め、q をシミュレーションの各時◦

刻・各地点における粒子の速度空間分布から求める。 t = 9.29Gyr, (R, ϕ) = (8 kpc, 25 ) という場所を選
KLD が小さい値を取るほど観測された速度空間分布 び、その周囲の粒子の軌道解析を行った。共鳴に束とシミュレーションの速度空間分布が類似している

縛された粒子の速度空間分布を見ると、共鳴軌道とことを表す。

速度空間サブ構造の対応が確かめられた。Hercules1422021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
stream については、Asano et al. (2020) の結果と同じ
く、4:1OLR と 5:1OLR から形成されていた。一方で、

KLD は時間変動を示しており、(R, ϕ) = (8 kpc, 25◦ )という場所で常に Hercules stream のような構造が見られるわけではない。速度空間分布の時間変動を引き起こす原因としては、動的渦状腕 (e.g. Baba et al.,2013) などが考えられる。
以上の結果は、実際の天の川銀河においても速度空間分布の大きな時間変動が起こっていること、さらに、そのような状況においてもバーの重力ポテン
シャルが星の軌道と分布に影響を与えていることを示唆している。
本研究の詳細は、Asano et al. (現在、準備中) を参照されたい。

Reference
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Portegies Zwart S., 2020, MNRAS, 499, 2416
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500, 4710
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MNRAS, 482, 1983
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Katz D., Khrapov S., Khoperskov A., Arnaboldi M.,
2020, A&A, 634, L8
Kullback S., Leibler R. A., 1951, The annals of mathematical statistics, 22, 79
Monari G., Famaey B., Siebert A., Wegg C., GerhardO., 2019, A&A, 626, A41
Pérez-Villegas A., Portail M., Wegg C., Gerhard O.,
2017, ApJ, 840, L2

143

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銀河 31

HSC と Gaia データを用いた銀河系ハローサブ構造 の恒星種族と運動東北大学 理学研究科天文学専攻
鈴木 善久

144

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

HSC と Gaia データを用いた銀河系ハローサブ構造の恒星種族と運動
鈴木 善久 (東北大学大学院 理学研究科天文学専攻)

Abstract
銀河の階層的構造形成モデルに基づいたシミュレーションから、銀河系 (MW) の形成史を探るための重要な鍵が、その恒星系ハロー内にサブ構造として残されているのではないかと考えられてきた。近年では Gaia
衛星によって得られた高精度の位置天文学データにより、サブ構造の観測的研究が進展している。本研究はそのようなサブ構造の１つである、Virgo OverDensity (VOD) の恒星種族とその運動を調査することを目的としている。Gaia と HSC データを組み合わせて調査した結果、恒星種族の観点では VOD 領域において空間的な勾配があることが確認された。また、運動学的観点では青色水平分枝星 (BHB) が VOD の運動に対するよい tracer となりうることが確認された。今後 VOD 領域内に存在する BHB の同定およびその距離推定を進めることで、Sagittarius stream 形成の N 体シミュレーションに対してよい制限を与える事が期待
される。

1

2

Introduction

Data

現在、銀河の形成シナリオとして ΛCDM model な

本研究では、VOD の領域を赤道座標系で 180◦ ≦どの階層的構造形成モデルが提唱されている。このモRA ≦ 240◦ かつ −5.0◦ ≦ DEC ≦ 5.0◦ として解析をデルに基づいたシミュレーションの結果から、現在の進めた。データは HSC の S20A (wide) および S16A

MW の恒星系ハローには、その形成に大きな影響を と、Gaia のこと座 RR 型変光星 (RRLyrae) の Cat与えた過去の矮小銀河の合体・降着イベントを反映し alog (DR2) および EDR3 を、RA・DEC (J=2000.0)
た恒星ストリームや Overdensity などのサブ構造が で照合させたものを使用した。照合には、天体の観存在するのではないかと考えられてきた。このよう測結果と天体の標準モデルとの間の不一致を示す as-

なサブ構造が MW 形成過程の痕跡として観測的側面

trometric excess noise が 1.0 以下の天体のみを使用

から注目されるようになったのは、Sloan Digital Sky

した。HSC の S16A を使用しているのは Fukushima

Survey (SDSS) のデータが公開されて以降である。

et al. (2018) にて求められた、BHB である確率が 7

SDSS の広範囲の系統的な測光観測によって発見さ 割以上である恒星を使用しているためである。BHB
れたサブ構造の１つに Virgo OverDensity （VOD） は Helium Flash を起こした後、安定的に He 燃焼をがある。VOD は、いて座矮小銀河 (Sgr dSph) が起こす段階にある恒星で、ほぼ一定の光度を持つた

MW に降着した際に潮汐力で引き伸ばされたことで め、距離推定が可能であるという点で重要な役割を形成された Sagittarius stream (Sgr stream) 内にあ 果たす。図 1 に、HSC の S20A のデータを使用してる Overdensity であると考えられている (Carlin et 作成した、今回の VOD 領域に含まれる恒星の色等
al. (2012))。しかし、その恒星種族の特徴や MW ハ

級図 (CMD) を示した。図中の色のついた点は距離

ロー内の運動に関しては未解明の部分が多い。本研究ごとに色分けをした BHB、紫色の点は RRLyrae でではこれらを紐解くために、広視野かつ深い測光が可ある。

能なすばる望遠鏡の Hyper Suprime-Cam （HSC）とHSC は比較的暗い天体を観測可能だが、暗くなれ

高精度の位置天文学的観測を目的とした Gaia 衛星にばなるほど、今回調査したい恒星系の方向にある遠より取得されたデータを組み合わせて研究を行った。 方銀河などが点源とみなされ、恒星として検出されてしまう可能性が高まる。このような遠方銀河などの成分を除去し、可能な限り恒星の成分を抽出する

145

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Li は i 番目の Isochrone の尤度を示している。(g −r)j は図 1 の黒枠内にある j 番目の恒星の色指数を、(g − r)i,j は j 番目の恒星と同じ g band 等級を持つ恒星が i 番目の Isochrone 上ではいくつの色指数に対応しているかを表している。また、σ(g−r)j は j 番目の恒星の測光誤差である。Isochrone は、年齢が 6.5Gyrから 12.5Gyr まで 0.5Gyr 間隔、金属量が [Fe/H] を-

3.0dex から-0.5dex まで 0.5dex 間隔、距離が 40kpc
図 1: VOD 領域全体の色等級図から 70kpc まで 5kpc 間隔のものを用意した。

ために、まず Aihara et al. (2018) に基づき、遠方銀河と恒星の割合が約半分となる 24.5 等級 (i band) よ3.1.2

りも明るい天体のみを抽出した。その後で、Homma

et al. (2018) に則り、(g-r) と (r-i) の 2 色図上で遠方銀河や QSO ではなく恒星であると SDSS DR12 を用いて確認された領域を、減光補正を考慮して抽出した。

Result上記の手法を用いて解析した結果、この VOD 領域
全体を最もよく説明する Isochrone の parameter の組み合わせは年齢 12.5Gyr, 金属量 [Fe/H]=-1.0dex,
距離 45kpc であることが分かった。ここで得られた

Isochrone は、図 1 内の赤い点線で示している。求めた Isochrone を、VOD を領域を 10 × 2 [deg 2 ] の小3

Methods & Results

3.1

Stellar population

3.1.1

Methodさな領域に分割し、その分割領域内での色等級図に重ねて表示させた結果、その分割領域のいくつかは、VOD 領域全体の Isochrone と異なる傾向を示すことが確認された。そのような領域の１つを図 2 に示した。この領域は 180◦ ≦ RA ≦ 190◦ かつ −1.0◦ ≦恒星種族の調査は、HSC S20A データのみを使用

DEC ≦ 1.0◦ であり、Jerjen et al. (2013) で調査さして行った。Gaia 衛星でも測光観測は行われているれた領域と重複する。Jerjen et al. (2013) で求めらが、HSC のデータでは、対象とする恒星系の年齢推れた、この領域の VOD の恒星種族をうまく説明す

定に有効な転向点が VOD 領域内で確認できたため

る Isochrone の parameter は年齢 7.9+0.7−1.2 Gyr, 金属である。転向点は図 1 において、中心付近の黒枠内

量 [Fe/H]=−0.66+0.20−0.14 dex, 距離 24.3±2.5 kpc であの成分に相当する。

り、図 2 内で青色の点線で示している。全体の VOD

この VOD 全体の恒星種族を確認するため、まず
図 1 の黒枠内のデータに対して、年齢と金属量を指に対して求めた Isochrone は図 1 と同様に赤い点線で示している。

定した単一の恒星種族の進化の理論曲線 (Isochrone)
を PARSEC Isochrone (Bressan et al. (2012)) に基づいて計算した結果を挿入し、それぞれの Isochrone
について以下の式で定義された尤度 Li を計算した。
その上で尤度が最大となるような年齢・金属量・距離の組み合わせを求めた。これは Jerjen et al. (2013)と類似した方法である。

Li =

stars
∏
j

[
[
] ]
1
1 ((g − r)j − (g − r)i,j ) 2
√
exp −
2
2
σ(g−r)j2πσ(g−r)j146

図 2: VOD の分割領域内の色等級図

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

Motion3.2.1

Method

3.2.2

ResultVOD の運動を反映した成分として固有運動空間か運動の調査は Gaia データと HSC data を組み合わせて行った。Gaia 衛星は恒星の固有運動を計測しており、距離推定された tracer と組み合わせることにより、VOD の接線速度を評価することが可能である。図 3 に、VOD 領域内全体の固有運動空間での様子を示した。図の全体に広がる成分は前景の disk 星
であり、図の中心部の成分は遠方のハロー星であると考えられる。また、図 3 を見ると、密度の超過した部分が確認できるだろう。この密度超過部分が VODの運動を反映したものであると考えて以降の解析を行った。

ら抽出した密度超過部分が Sgr Stream に沿ってどのように分布しているかを図 4 に示した。横軸の Λ˜⊙は Sgr Stream に沿った座標系を示しており、座標が増加する方向は Sgr stream の運動方向に対応している (Belokurov et al. (2014))。図の黒い点は密度超過として抽出した領域を示し、その内部の色のついた
点は図 1 と同様に BHB と RRLyrae を示している。
それ以外の灰色の点は、Ramos et al. (2020) で行われた、Sgr stream の運動の tracer として使用された

RRLyrae のデータ (Gaia) である。この図から HSC
data を用いて求められた BHB が Sgr stream の運動の tracer として有効であることが分かる。
Proper motion b as a function of4b [mas/yr]

2

0

2

4
60

Ramos et al. 2020 (RRLyrae sample)
RRLyrae (Gaia DR2)
No.0::46.33[kpc]::P=0.75
No.1::53.59[kpc]::P=0.74
No.2::61.07[kpc]::P=0.85
No.3::50.73[kpc]::P=0.71
No.4::51.99[kpc]::P=0.81
No.5::49.25[kpc]::P=0.7
No.6::56.97[kpc]::P=0.84
No.7::43.7[kpc]::P=0.84
No.8::53.48[kpc]::P=0.8
No.10::55.84[kpc]::P=0.82
No.11::55.13[kpc]::P=0.73
No.12::67.21[kpc]::P=0.82

80

100

No.13::62.23[kpc]::P=0.73
No.14::57.39[kpc]::P=0.87
No.15::67.4[kpc]::P=0.76
No.16::51.53[kpc]::P=0.85
No.17::77.3[kpc]::P=0.85
No.18::52.43[kpc]::P=0.77
No.19::44.31[kpc]::P=0.79
No.20::48.46[kpc]::P=0.87
No.21::47.11[kpc]::P=0.75
No.22::57.56[kpc]::P=0.78
No.23::51.54[kpc]::P=0.75
No.24::55.7[kpc]::P=0.81
No.25::62.1[kpc]::P=0.78

No.26::67.13[kpc]::P=0.79
No.27::52.85[kpc]::P=0.93
No.28::60.1[kpc]::P=0.84
No.29::48.72[kpc]::P=0.7
No.30::65.17[kpc]::P=0.78
No.31::48.31[kpc]::P=0.8
No.32::42.92[kpc]::P=0.85
No.33::56.36[kpc]::P=0.78
No.34::50.55[kpc]::P=0.8
No.35::71.13[kpc]::P=0.86
No.37::56.86[kpc]::P=0.83
No.38::58.78[kpc]::P=0.85
No.39::41.34[kpc]::P=0.7

[deg]

120

140

No.40::46.2[kpc]::P=0.75
No.41::60.23[kpc]::P=0.84
No.42::46.95[kpc]::P=0.82
No.43::50.71[kpc]::P=0.71
No.44::43.13[kpc]::P=0.86
No.45::42.48[kpc]::P=0.7
No.46::41.97[kpc]::P=0.8
No.47::57.83[kpc]::P=0.77
No.48::52.03[kpc]::P=0.81
No.51::70.65[kpc]::P=0.87
No.52::36.87[kpc]::P=0.77
No.54::47.4[kpc]::P=0.76
No.55::87.88[kpc]::P=0.8

No.57::63.61[kpc]::P=0.71
No.59::54.4[kpc]::P=0.76
No.60::55.14[kpc]::P=0.73
No.61::61.41[kpc]::P=0.83
No.64::67.81[kpc]::P=0.79
No.65::52.59[kpc]::P=0.8
No.67::53.9[kpc]::P=0.71
No.68::55.28[kpc]::P=0.85
No.70::46.93[kpc]::P=0.83
No.71::44.3[kpc]::P=0.81
No.72::102.56[kpc]::P=0.71
No.73::54.41[kpc]::P=0.72
No.74::51.46[kpc]::P=0.81

図 4: Sgr stream の運動に沿った方向に対する固有運動 µb

図 3: VOD 領域全体の恒星の固有運動空間の分布
この固有運動空間内の分布が密度超過の成分と disk
やハローの成分で構成されているとして、混合ガウス分布を fitting した結果を以下の表 1 に示す。pmraは固有運動空間内の x 軸を、pmdec は y 軸を示している。
表 1: VOD 領域全体の固有運動に対する混合ガウス
分布の fitting 結果
成分

平均[mas/yr]

標準偏差[mas/yr]

重み密度超過 (pmra)
disk+halo (pmra)-1.023-3.911-1.169-3.789

1.498
1.351
1.302
1.244

0.621
0.379
0.560
0.440

からの距離とした場合の図である。。図 4 と同様に灰色の点は Ramos et al. (2020) の RRLyrae のデータを示し、色のついた点は BHB を表している。影のついた領域は、Ramos et al. (2020) で求められた Sgrstream の leading の apocenter を示しており、推定値は Λ˜⊙ = 64◦ ± 2◦ .5 (DGC = 47.73 ± 0.48 kpc) である。 apocenter の距離推定には大きな違いが見られないことが分かる。
Galactocentric distance as a function of

100

80

DGC [kpc]

密度超過 (pmdec)
disk+halo (pmdec)

図 5 は、横軸を図 4 と同じにして、縦軸を銀河中心

60

40

20

0

表 1 のデータを用いて、密度超過成分を抽出した。
抽出領域は中心を密度超過の平均値、半径を標準偏差とするような楕円の内部であり、図 3 中では黒い

60

Ramos et al. 2020 (RRLyrae sample)
No.0::45.33[kpc]::P=0.75
No.1::50.11[kpc]::P=0.74
No.2::57.34[kpc]::P=0.85
No.3::47.09[kpc]::P=0.71
No.4::48.09[kpc]::P=0.81
No.5::45.47[kpc]::P=0.7
No.6::52.8[kpc]::P=0.84
No.7::39.44[kpc]::P=0.84
No.8::49.15[kpc]::P=0.8
No.10::50.98[kpc]::P=0.82
No.11::50.3[kpc]::P=0.73
No.12::61.93[kpc]::P=0.82

80

100

No.13::57.07[kpc]::P=0.73
No.14::52.27[kpc]::P=0.87
No.15::62.08[kpc]::P=0.76
No.16::50.95[kpc]::P=0.85
No.17::76.19[kpc]::P=0.85
No.18::51.42[kpc]::P=0.77
No.19::43.24[kpc]::P=0.79
No.20::45.39[kpc]::P=0.87
No.21::43.97[kpc]::P=0.75
No.22::54.12[kpc]::P=0.78
No.23::48.0[kpc]::P=0.75
No.24::52.09[kpc]::P=0.81
No.25::58.21[kpc]::P=0.78

No.26::63.21[kpc]::P=0.79
No.27::49.11[kpc]::P=0.93
No.28::56.36[kpc]::P=0.84
No.29::44.62[kpc]::P=0.7
No.30::60.81[kpc]::P=0.78
No.31::44.14[kpc]::P=0.8
No.32::38.63[kpc]::P=0.85
No.33::51.86[kpc]::P=0.78
No.34::45.81[kpc]::P=0.8
No.35::66.08[kpc]::P=0.86
No.37::51.9[kpc]::P=0.83
No.38::53.62[kpc]::P=0.85
No.39::36.39[kpc]::P=0.7

[deg]

120

No.40::45.41[kpc]::P=0.75
No.41::59.46[kpc]::P=0.84
No.42::45.98[kpc]::P=0.82
No.43::49.56[kpc]::P=0.71
No.44::42.11[kpc]::P=0.86
No.45::41.57[kpc]::P=0.7
No.46::40.76[kpc]::P=0.8
No.47::54.64[kpc]::P=0.77
No.48::49.02[kpc]::P=0.81
No.51::66.83[kpc]::P=0.87
No.52::33.43[kpc]::P=0.77
No.54::43.71[kpc]::P=0.76
No.55::83.54[kpc]::P=0.8

140No.57::59.2[kpc]::P=0.71
No.59::49.85[kpc]::P=0.76
No.60::50.4[kpc]::P=0.73
No.61::56.7[kpc]::P=0.83
No.64::62.89[kpc]::P=0.79
No.65::47.75[kpc]::P=0.8
No.67::48.89[kpc]::P=0.71
No.68::54.32[kpc]::P=0.85
No.70::44.09[kpc]::P=0.83
No.71::41.28[kpc]::P=0.81
No.72::99.0[kpc]::P=0.71
No.73::50.68[kpc]::P=0.72
No.74::47.12[kpc]::P=0.81

図 5: Sgr stream の運動に沿った方向と銀河中心からの距離の間の関係

点線で囲まれた領域に対応している。

147

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

古い成分が支配的なのではないかと考えられる。運Discussion

動学的観点では、固有運動空間の密度超過を混合ガウ
はじめに VOD の恒星種族に関して考察する。図 2
では今回の VOD 領域内全体の恒星種族の特徴と異なる傾向の種族で構成された領域が、VOD の分割領
域内に存在することを示した。Jerjen et al. (2013)の結果を踏まえると、VOD は恒星種族に空間的な勾配があることが分かる。また、VOD の progenitor
である Sgr dSph は複数の恒星種族によって構成されていることが、Alfaro-Culleo et al. (2019) などにより研究されており、そのうち最も古い成分は年齢

12.16Gyr、金属量 [Fe/H]=-1.41 であると推定されている。本研究で調査した恒星種族は、今回の手法にス分布を用いて fitting して抽出したところ、BHB がよい tracer になることは分かったが、現状データ点が少なく、Sgr stream に対して制限をかけることは難しいことが分かった。今後の課題としては、VODの恒星種族・運動の両者に共通することとして、前景の disk の影響を定量的に評価することが挙げられる。
また、Sgr stream の運動を調査する上では、BHB の
距離推定の誤差を評価し、その距離推定を行う領域を拡大する必要があると言える。この研究全体をさらに進める上では、分光観測による金属量と視線速度の情報が不可欠であるだろう。

よる誤差は考慮しきれていないが、この成分を抽出したのではないかと考えられる。
次に Sgr stream に沿った VOD の運動に関して考察する。図 5 で示したように、BHB や RRLyrae は

Sgr stream の運動を調査する上で距離推定が可能という点で有力な tracer であることが分かる。また、stream の leading 成分の apocenter の距離の推定値
は BHB の場合と RRLyrae の場合でおおよそ等しい
ことが読み取れるが、BHB は sample 数が少ないた
めに、現状では Sgr stream 形成の N 体シミュレー
ションに対して強い観測的制限をかけることは難し
いと言える。今回は VOD の領域に限って解析を行ったため、Sgr stream が存在する他の領域内で BHBを探査し、Gaia の固有運動データと組み合わせて、その運動を調べることで強い制限をかけることができるようになると期待される。

5

Reference
Aihara, H., Armstrong, R., Bickerton, S., et al. 2018,
PASJ, 70S, 8
Alfaro-Culleo, M., Kacharov, N., Neumayer, N., et al.
2019, ApJ, 886, 57A
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2014, MNRAS, 437, 116B
Bressan, A., Marigo, P., Girardi, L., et al. 2012, MNRAS, 427, 127B
Carlin, J. L., Yam, W., Casetti-Dinescu, D. I., et al.
2012, ApJ, 753, 145C
Fukushima, T., Chiba, M., Homma, D., et al. 2018,
PASJ, 70, 69F
Homma, D., Chiba, M., Okamoto, S., et al. 2018, PASJ,
70S, 18H
Jerjen, H., Da Costa, G. S., Willman, B., et al. 2013,
ApJ, 769, 14J

Conclusion
本研究は、HSC と Gaia のデータを用いて、MWのサブ構造の１つである VOD の恒星種族とその運Ramos, P., Mateu, C., Antoja, T., et al. 2020, A&A,
638A, 104R

動を調査することを目的として行った。恒星種族の観点では、従来調査が難しかった VOD の恒星種族の転向点を用いて、それをうまく再現する Isochrone のparameter を最尤法を用いて調べた結果、VOD 領域
全体の恒星種族は年齢：12.5Gyr、金属量：[Fe/H]=-

1.0、距離：45kpc であると推定された。今回の調査領域に対して MW に近い領域を調査した Jerjen et al.

(2013) で求められた恒星種族と比較すると、年齢が148

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銀河 32

すばる望遠鏡/HSC 用挟帯域フィルター NB515 で探る
アンドロメダ銀河恒星ハローの構造
法政大学 理工学研究科システム理工学専攻
小上 樹

149

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡/HSC 用狭帯域フィルター NB515 で探るアンドロメダ銀河
恒星ハローの構造
小上 樹 (法政大学大学院 理工学研究科)

Abstract
すばる望遠鏡/HSC の NB515 で観測されたデータを用いてアンドロメダ銀河 (M31) のハロー星と前景にある銀河系主系列星の分離を行なった。M31 ハロー星と前景星を分離した後、観測フィールド内にある恒星ストリームの距離を推定した。距離推定の結果、先行研究と一致するような距離や空間勾配を持つストリームのフィールドが確認できた。一方で、先行研究とは距離や空間勾配の傾向が不一致なフィールドがあることも確認できた。前景にある主系列星と分離した天体の色等級図を確認すると、NB515 での分離で引き残した
前景星が残っていることが確認でき、この引き残した星が本研究での距離推定の結果に影響を与えている可能性があると考えられる。そのため、今後前景星の引き残しを確率的に処理することを試みている。

1

オを理解する最適な観測対象である。しかし、M31

Introduction

は低銀偉に位置しており、前景にある銀河系主系列星
銀河形成史の解明は天文学において重要な課題である。現在、銀河系のような大型銀河は小さな恒星系が衝突・合体を繰り返して形成される、階層的構
造形成シナリオに従って形成されたと認識されている。このシナリオでは、大型銀河の周りに潮汐力によって崩壊した矮小銀河の残骸がシェルやアーク状の恒星ストリームとして存在すると考えられている。
銀河形成の枠組みは大局的に描かれたが、銀河の詳細な構造に関しては、衛星銀河の個数が理論と観測で 1 桁以上の差異が生じているミッシングサテライ
ト問題 (Navarro et al. 1996; Moore et al. 1999) や
銀河ハローの内部密度の形状に関するコアカスプ問が M31 の星を観測する際に多く紛れ込んでしまう。
そのため、M31 の真の構造を捉えることは難しい。

M31 では、Ibata et al.(2001) による Giant Stellar
Stream (GSS) の発見を皮切りに、10 個以上のストリームが発見されている。しかし、それらのストリームを構成している天体は銀河系の前景星に埋もれてしまうこと、見かけの等級が 21〜24 等と暗いこと、ストリーム自体が 400deg2 に及ぶハローに普遍的に分布していることが原因で、ストリームの距離や視線速度の推定に関する観測研究は進んでいない。これを解決するためには、M31 ハローの深く広大な観測と前景星の除去を行うことが必要である。

題 (Moore 1994; Ogiya et al. 2014) などの未解決問題が残っている。恒星ストリームは銀河ハローに存在しており、力学時間が長いため降着してからの情報を長期に保持している。また、その距離や視線速度はシミュレーションの拘束条件にもなる。そのため、観測から階層的構造形成シナリオを理解するためには、ストリームの性質を調べることが重要となる。

M31 ハローや恒星ストリームの理解を深めるために、視野が広大かつ深くまで観測できるすばる望遠
鏡/Hyper Suprime-Cam(HSC) を用いた観測が行われた。本研究では、HSC 専用に開発された挟帯域フィルター (NB515) を用いることで、前景星を吸収線の違いに基づいて効率よく除去し、M31 ハロー星のみを選択する。NB515 によって選択された M31 ハロー星を用いて、各ストリームに対して距離推定を行う

銀河系の隣に位置する M31 は、距離が近いことか
ら銀河全体を恒星に分離した観測が可能である。また銀河中心からハローの外側までを俯瞰的に観測すことにより、観測から推定することが困難であった
恒星ストリームの 3 次元的空間分布を明らかにする。

ることができるため、M31 は階層的構造形成シナリ

1502021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

図 1 左と同じ二色図であり、誤差棒は i0 < 20 の星に

Observations
and Data Reductions

対して計算した各 (g-i)0 における (NB515-g)0 の 3σの値になっている。二色図上で誤差棒をつけた領域

2015 年と 2019 年にすばる望遠鏡/HSC の NB515の外側の領域 (図 1 右の白線よりも (NB515-g)0 の値

によって、M31 ハロー領域の観測が行われた。観測が小さい側にある領域) の星を選択することにより、

フィールドは 33 個あり、M31 ハローの約 50deg を

M31 赤色巨星を選択する。以降の解析では、ここでカバーしている。g バンドと i バンドは、2008 年から選択した M31 赤色巨星を使用して解析を進める。

2

2011 年にかけて CFHT/MegaCam によって行われた
M31 サーベイ観測 Pan-Andromeda Archaeological
Survey (PAndAS) のデータを用いた。観測された
HSC のデータは hscPipe ver6.0 を用いて、一次処理・測光を行なった。HSC と PAndAS のデータは座標情報をもとに、半径が 0.”5 の円内に入っている天体
を同一天体として扱っている。本研究では、hscPipeと PAndAS のカタログの両方で点光源と分類された天体のみを以後の解析で使用している。作成したカタ

図 1: (左) 解析フィールドの二色図。黒破線内は主系

ログに対して、Schlegel et al. (1998) のダストマップ

列星が密集する領域、黒四角内は赤色巨星が密集すをもとに、個々の座標情報をもとに減光の値 E(B-V)

る領域を表している。青とピンクの実線は [Fe/H]=-の値を推定し、減光補正を行なった。

2.00 と-0.25 の赤色巨星の理論曲線、黄色と白の破線は [Fe/H]=0.00 と+0.25 の主系列星の理論曲線を3表している。 (右) 左図と同じ二色図。エラーバーは

Methods and Reults

i0 < 20 の星の (NB515-g)0 の 3σ の値。白線より上

図 1 に一次処理・測光・減光補正したデータの二色図の領域にある天体を以後の解析で使用している。

を示す。青とピンクの実線は [Fe/H]=-2.00 と-0.25 の赤色巨星の理論曲線、黄色と白の破線は [Fe/H]=0.00

恒星の中心核がヘリウムのみで、ヘリウム中心核と+0.25 の主系列星の理論曲線を表している。銀河の周囲にある水素が燃焼されている段階を赤色巨星線の形状に差が出ることで知られている。NB515 はに達するまで続く。Lee et al.(1993) より、TRGB の系主系列星と M31 ハローにある赤色巨星の間では、 という。この赤色巨星段階は、色等級図上で見た時に表面重力が異なり、この違いは Mgb や MgH の吸収 赤色巨星の先端 (Tip of Red Giant Branch; TRGB)
透過率の中心波長が 515nm、バンド幅 (FWHM) が7.7nm の挟帯域フィルターである。この波長域は Mgb
や MgH の吸収線をカバーしているため、赤色巨星と主系列星では NB515 の等級に違いが生じる。そのため。(NB515-g)0 -(g-i)0 の二色図上では赤色巨星と主I バンド絶対等級は [Fe/H]< −0.7 の低金属量の恒星系において、0.1mag しか変わらないことが知られて
おり、TRGB は球状星団や近傍銀河などの恒星に分離できる古い恒星系の距離指標として用いられている。

系列星が異なる位置に分布することが知られている。

しかし、高金属量であったり、金属量に幅がある

なお、図 1 左の黒破線で囲っている天体の集まりが恒星系に対しては、TRGB の絶対等級が一定になら主系列星が分布する領域、黒四角内の領域が赤色巨ず、従来の方法で正確な距離推定を行うことは困難

星が分布する領域になっている。i0 < 20 の星を選択であった。これを克服するために、赤色巨星の色等級

すると、銀河系主系列星のみを多く選択することが図上での理論曲線をもとに、任意の星が赤色巨星でできる。この i0 < 20 の星に対して、二色図上でのある確率分布を作成し、実際のデータを確率分布に(NB515-g)0 の標準偏差を計算する。なお、図 1 右は フィットさせることで、距離を推定する方法が Connet al.(2016) によって開発された。今回距離推定を行151

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
う恒星ストリームの中には、高金属量でかつ金属量距離推定法を適用して作成した GSS の M31 中心付に幅がある恒星ストリームも存在する。そのため、本近におけるモデル色等級図に実際の観測データを重研究では Conn et al. (2016) によって開発された距

ねた図である。作成した確率分布を使用して、距離離推定方法を用いた。

推定したい恒星系にある星の赤色巨星らしい確率をConn et al.(2016) では、以下の方法で色等級図上 算出し、その総乗を取ることで尤度を計算する。恒での赤色巨星のモデルを作成し、マルコフ連鎖モン星ストリームをいくつかの領域に分割し、パラメー

テカルロ法 (MCMC) を用いることで距離推定を行タの事前分布を位置よう分布と仮定することで上述なった。最初に、金属量が-2.50 ≦ [Fe/H] ≦ 0.00 のした Conn et al. (2016) の方法を各領域に適用した。

色等級図上での理論曲線 51 本を用意した。この理論推定した距離の値を表 1 に示す。

曲線をもとに色等級図上での赤色巨星の確率分布を構築する。次に、確率分布を構築するために、各理論
曲線上での赤色巨星の個数分布を 2 つの式を用いて計算する。まず、1 本の理論曲線上での個数分布を計算する。1 本の理論曲線に沿った個数分布は、式 (1)で与えられる光度関数のモデル式を適用することで計算する。
{

L(m) =

10a(m−mTRGB ) + b, m < mTRGBb, m ≧ mTRGB(1)

この式において、パラメータは a、b、mTRGB であり、a は光度関数の勾配、b は赤色巨星以外の天体のモデルであり今回 b は定数とする。また、mTRGB はTRGB の見かけの等級であり、mTRGB = MTRGB + 5 log10 (d × 1000) + 5

図 2: 今回の距離推定方法を適用して作成した GSSの M31 中心付近領域のモデル色等級図。カラース
ケールは色等級図上での規格化された個数を表している。黒点は観測データになっており、今回構築した個数分布モデルに重なるように分布していること

(2)

がわかる。

で求められる。式 (2) において、MTRGB は TRGBの絶対等級、d は恒星系までの距離 [kpc] である。次に、理論曲線間の相対的な個数の割合を決める。その4Discussion & Future Work

ために、各理論曲線の重みを式 (3) として計算する。
今回推定した距離推定の結果と先行研究で推定し)(2([Fe/H]iso − [Fe/H]0 )た距離の値を比較したところ、GSS と NW stream 2(3)
Wiso = exp −2
2 × ωRGBにおいて、それぞれ先行研究と最大で約 40kpc、約
この式において、パラメータは [Fe/H]0 、ωRGB であ

15kpc 離れている領域が存在する。空間勾配に関しり、[Fe/H]0 は距離推定を行う恒星系の平均金属量、 ては、GSS では中心付近ほど手前側に、中心から遠ωは恒星系の金属量の分散を表している。なお、 ざかるほど M31 本体の奥側に分布するという傾向を
RGB[Fe/H]iso は着目している理論曲線の金属量である。 示しており、Conn et al. (2016) の傾向と一致して
式 (1) で求まる 1 本の理論曲線に沿った赤色巨星の個 いる。また、NW stream 2 においても、空間勾配は数に、式 (2) で求まる重みを掛け合わせることで、各M31 中心に近いほど手前に、中心から遠ざかるほど

理論曲線上での赤色巨星の個数分布が決定する。各奥側に分布しており、先行研究と一致している。し

理論曲線上での赤色巨星の個数とその色等級図上でかし、Stream C や Stream D に関しては、距離の推の座標を補間し、規格化することで、赤色巨星の色定結果の違いが最大で約 30kpc の違いがあるに加え等級図上での確率分布を作成する。図 2 は、今回のて、空間勾配の傾向も異なってしまっている。

152

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 恒星ストリームの各領域の距離推定の結果。
ストリームの種類 領域 本研究の推定値 [kpc]ある。図 3 において、M31 ハロー星が多く分布する
黒線の内側以外に赤枠内にも天体が多く分布していることがわかる。赤枠内は、銀河系の主系列星が多く

GSS1

769.05+0.01
−0.01

GSS2

797.91+0.01
−0.01

GSS3

840.82+0.87
−0.03

GSS4

858.36+1.06
−0.55

GSS5

865.68+2.17
−24.8

C1

800.89+12.20
−1.64

C2

822.18+9.62
−0.55

C3

844.75+1.93
−2.91

D1

779.05+1.15
−0.51

D2

783.06+10.6
−0.53

D3

800.02+16.0
−5.01

D4

814.16+8.01
−3.54

D5

813.05+10.3−5.06

NW stream 1—

725.10+0.01−0.01

NW stream 2

NW1

740.05+0.01
−0.01

NW2

769.38+9.83
−1.33

NW3

772.58+3.23
−4.57

WS1

779.13+0.12
−0.85

WS2

774.72+0.04−0.03

Eastern Shelf

ES1
ES2

769.98+0.12−0.03
763.48+0.26−0.16

Reference

G1 Clump—

794.16+0.05−0.34

Bosch, J. et al. 2017, PASJ, 70, 5

GSS

Stream C

Stream D

Western Shelf

分布している領域になっている。本研究では、NB515を用いて恒星物理に基づき銀河系の主系列星の除去を行なったにも関わらず、除去をし損ねた前景にある銀河系の星が混じってしまっていた。

Conn et al. (2016) において前景星の除去は、サブ構造が発見されていない (とされる) 領域をもとに統計的に除去しており、この方法では、真の M31 ハ
ロー星を除去してしまっているかもしれない。そのため、本研究のように NB515 を用いた個々の星に対する分離は、真の M31 ハロー星のみを選択し M31 本来のサブ構造を確認することができる。しかし、図 3で確認したように本研究では前景星の引き残しが確認された。そのため、M31 ハローの真の構造を捉え、恒星ストリームの距離を推定するためには、この引き残した前景星にも対処していく必要がある。この除去に関しては、二色図上での主系列星の分布を利用して、確率的に除去することを検討している。

Conn, A. R. et al. 2016, MNRAS, 458, 3282
Ibata, R. A. et al. 2001, Nature, 493, 62
Komiyama, Y. et al. 2018, ApJ, 853, 29
Navarro, J. F. et al. 1996, ApJ, 462, 563
Lee, M. G. et al. 1993, ApJ, 417, 553
Majewski, S. R. et al. 2000, AJ, 120, 2550
McConnachie, A. W. et al. 2009, Nature, 461, 66
Moore, B. et al. 1999, ApJ, 524, L19
図 3: M31 中心から 6〜8deg の距離にある恒星の色
等級図。黒線内の天体は M31 赤色巨星。赤四角内の天体数は NB515 で除去し損ねた銀河系の主系列星。
図 3 は NB515 を用いて前景星を除去した M31 中

Moore, B. 1994, Nature, 370, 629
Ogiya, G. et al. 2014, MNRAS, 440, L71
Schlegel, D. et al. 1998, ApJ, 500, 525

心から 6〜8deg の距離にある赤色巨星の色等級図で153

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銀河 33

銀河団ガスから放射される複数の重元素輝線に対する共鳴散乱の定量的評価
東邦大学 理学研究科物理学専攻
岡戸 悠一郎154

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団ガスから放射される複数の重元素輝線に対する共鳴散乱の定量的評価
岡戸 悠一郎 (東邦大学大学院 理学研究科)

Abstract
自己重力系として宇宙最大である銀河団は、宇宙の構造形成の歴史を反映していると考えられる。銀河団の約 15%を占めている銀河団ガスは、温度が 107 ∼ 108 K 程度の高階電離ガスである。一般に銀河団は光学的に薄いが、一部重元素イオンに対しては、共鳴散乱の効果が無視出来ない事が示唆されている。共鳴散乱の度合いを示す光学的厚さは、各重元素輝線の種類と視線上に存在するガス運動に依存することから、共鳴散乱はフラックスや輝線の形状に影響を与える。したがって共鳴散乱の効果を定量的に評価する事は、観測技術の向上に伴って重要である。本研究では、Fe の他にも光学的に厚くなる可能性がある、O,Ne,Mg,Si 等の重元素の共鳴線に対して、ガス運動と共鳴散乱効果を考慮した輻射輸送方程式を解くことにより、共鳴散
乱と銀河団ガスの関係性を調べる。また将来的な観測に対する理論予言を行う。

1

りえる事を意味しており、吸収や再放出過程 (散乱)Introductionが重要になる。他の光学的に厚くなりえる重元素イ
銀河団は数%の銀河、約 15%のガス、約 80%のダークマターによって構成される宇宙最大の自己重力系である。自己重力系の構造が変化するタイムスケー
ルは、一般の銀河団の場合 tdyn ∼ 4 × 109 yr であり、現在の宇宙年齢 t0 = 1.4 × 1010 yr と近い値をとることから、銀河団は宇宙全体の進化の情報が反映されていると考えられる。
銀河団に付随する銀河団ガスは温度が約 107 ∼108 K、数密度が 10−5 ∼ 10−2 cm−3 の高階電離さオンは表 1 にまとめた。それぞれ物理量は fLU が振動子強度、NL が遷移の下準位を占めるイオンの数
密度、δE がガス運動に起因する輝線の半値全幅である。
表 1: 光学的に厚くなりやすい He 型重元素イオンの共鳴線 (w) の一部
イオン名

れた希薄な熱的プラズマである。希薄プラズマである為、トムソン散乱の平均自由行程 λγ はトムソン全散乱断面積 σT 、数密度 ngas を用いて

(

λγ =

1
ngas
≃ 500
σT ngas10−3 cm−3

)−1

Mpc

(1)

と見積もられ、一般の銀河団サイズが数 Mpc である
事から光学的に薄い。ただし、希薄プラズマから放出される重元素の Fe XXV Heα の共鳴線 (w) を例にして平均自由行程 λLine を見積もると、散乱断面積σLine ≃ 1.1 × 10−17 cm2 を用いて
λLine

=
≃

ELine [keV]

fline

O VII Heα0.57397.20 × 10−1

Ne IX Heα0.92207.42 × 10−1

Mg XI Heα

1.352

7.56 × 10−1

Si XIII Heα

1.865

7.63 × 10−1

Fe XXV Heα

6.700

7.19 × 10−1共鳴散乱はイオンが光子を吸収することで励起し、瞬時に脱励起する光子の再放出過程を指す。共鳴散
乱の度合いを示す光学的厚さは、各重元素輝線の種類と視線上に存在するガス運動に依存することから、

1(2) 共鳴散乱はフラックスや輝線の形状に影響を与える。
σLine NL
特に Fe XXV Heα の共鳴線 (w) は他の重元素イオ
(
) (
)−1 (
)
fLU −1
NL
δE
1.0
Mpc
ンの中でも光学的に厚くなりやすく、共鳴散乱の効
0.719
10−8 cm−3
4.35eVとなる。これは銀河団サイズよりも小さくなること

果を考慮する必要がある事が示唆された (Churazovから一部の重元素イオンに対しては光学的に厚くな

et al. 2004)。図 1 は Hitomi 衛星によって得られた

155

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Methods

2.1

Radiative transfer

本研究では原子準位が 2 準位系であると仮定する。
その時の遷移の上準位に存在するイオン数密度を NU 、下準位に存在するイオン数を NL とし、光子に対して「自発的脱励起」「吸収」「再放出」の 3 つの過程を考慮した。

図 1: Hitomi が観測した Fe XXV Heα のスペクトルデータ (Hitomi Collaboration 2016)

Fe XXV Heα のスペクトルデータである。赤線と青線はモデリングした関数であり、衝突電離平衡と光学的に薄い場合に対応していることから共鳴散乱の効果は考慮していない。共鳴線 (w) の観測データに着目するとモデル結果にギャップがある事から、共図 2: 光子の吸収・放出過程

鳴散乱の兆候であると考えられ、Hitomi によって初めて観測された (Hitomi Collaboration 2018)。また

その時の視線方向 z に沿った輻射輸送方程式はアペルセウス銀河団中心 30 ∼ 60 kpc の範囲に対する

インシュタインの A 係数を用いて、以下の通りにな

Fe XXV He の輝線群から、ガスの乱流運動の視線方 る。本研究では放射強度 IE に対して定常状態を仮定
向の速度分散が 164 ± 10 km sec−1 程度生じている し、誘導脱励起過程は自発的脱励起に比べて寄与が事が示唆された (Hitomi Collaboration 2016)。しか小さいことから無視した。α は微細構造定数である。

し銀河団外縁部の直接観測や、Fe 以外の重元素の観∂IE∂z

測は充分に達成されておらず、次世代 X 線分光撮像
衛星 XRISM1 等の観測によって、遠方を含めた銀河==団ガス運動の理解、ガスのより詳細な重元素量やイ−

オン温度の測定をすることが期待される。
そこで本研究では、Fe の他にも光学的に厚くなる+可能性がある、O,Ne,Mg,Si 等の重元素の共鳴線に対して、ガス運動と共鳴散乱効果を考慮した輻射輸送[放出項] + [吸収項] + [再放出項]
hνϵNe NH ϕE
4π
2π 2 (ℏc)2 α
NL fLU ϕE IE
me c2
∫
IE dΩ
2π 2 (ℏc)2 α
NL fLU ϕE ∫
2
me c
dΩ

(3)

方程式を解くことにより、複数の重元素に対する共各 項 の 計 算 方 法 と し て 、吸 収 項 に 対 し て は 、鳴散乱と銀河団ガスの関係性を調べ、将来的な観測

AtomDB2 のデータベースを用いて電離平衡下でのに対する理論予言を行うことを目的とする。

振動子強度 fLU を算出し、下準位に存在するイオン
数密度 NL は各イオン電離度の温度依存性と水素の数密度 NH から算出する。

ϕE はガス運動から起因する輝線の広がりを決める関数である。本研究ではガウス関数で近似した。
[]
1(E − ELine )2
√
ϕE =
exp
(4)
2(δE)22π(δE)2
1 http://xrism.isas.jaxa.jp/

2 http://www.atmdb.org/Webguide/webguide.php

1562021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校∫∞

dEϕE = 1 と規格化されている。ELine

る (図 3 真ん中)。中心から離れた、視線方向に平行なは各輝線のエネルギーで、δE はガス運動に起因する

地点 A から地点 B までの距離を impact parameter

輝線の広がりを表す。本研究では主なガス運動に対と呼ぶ (図 3 右)。地点 a から地点 b までの方程式のして「熱運動」「乱流運動」「バルク運動」の 3 種類

解と地点 A から地点 B までの方程式の解は等しいのについて考えた。その際、熱運動と乱流運動に対しで、地点 b に入射する光子は impact parameter で区てはガウス関数で近似し、バルク運動に対しては輝切った視線方向に並行な方向で輻射輸送方程式を解線のずれとして考慮した。したがって、観測されるいたもので表す事が可能である。

ここで

−∞

地点 b に対して 1 方向のみではなく、あらゆる方

輝線の幅は以下の様になる。

(δE)2向から光子が飛んでくる場合も同様に考えることが(δEth )2 + (δEturb )2(5) できるので、地点 b に入射してくる光子数は地点 b
(√
)2
)2
(σ
に対応する円に対して任意の impact parameter 離れ
kT
turb
=
E
E
+
Line (6)
Line
2
mi c
c
た視線方向に平行な直線との交点まで方程式を解き、=ここで k はボルツマン定数、mi はイオン質量、σturb

和を取ることで求めることができる。

は乱流運動に対する視線方向の速度分散である。
再放出項についてはイオンがあらゆる方向からの光子を吸収し、瞬時に脱励起 (再放出) が起きる状況を考える。したがって、再放出過程が生じる事によって視線方向以外からの光子を散乱し、視線方向の光子を増加させることになる。その際近似的に、再放出するエネルギーは吸収されたエネルギーを等方的
図 3: Impact parameter のイメージ図に放出すると考える。立体角積分は光子が全方位からくる事を考慮して行った。
放出項に対しては、上準位に存在するイオン数密度を算出する代わりに AtomDB のデータベースから得られる光子の放射率 ϵ(T, Z) ph cm3 sec−1 を用

3

Test calculation

いた。
表 2: 銀河団テストモデル
銀河団ガス半径 rmax

以上をふまえて、輻射輸送方程式を用いて定量的評価を行う。解法については球対称を仮定すること
で、Impact parameter method を用いた。

2.2

Impact parameter method

球対称を仮定し Impact parameter method を考える為に図 3 の様な状況を考える。地点 a で放出された光子は、地点 b に行くまでの行程で放出・吸収を繰り返し、地点 b に到達すると再放出過程により光子

2000 kpc

電子数密度 Ne

1.2 × 10−3 cm−3

温度 kB T

4.0 keV

ガス重元素質量比 Z0.3Z⊙

共鳴線エネルギー hν

6.7 keV

振動子強度 fLU

7.19 × 10−1共鳴線放射率 ϵ3.988 × 10−17 cm3 sec−1

鉄イオンの電離度 nFeXXVHe /nFe

1.0

イオン質量 mi56mpを吸収し全方位に放出する。球対称の仮定より、図 3
ここでは球対称な銀河団を仮定し、放射強度は時のような動径方向に区切ったモデルが考えられ、その時の各球殻における物理量は等しいとする (図 3 左)。 間依存せずに視線方向のみを考える。テストモデル
この時、系全体を回転させれば地点 a から地点 b ま としては、重元素の中でも特に光学的に厚くなりえでの経路は視線方向 (a→A,b→B), に直すことができる Fe XXV Heα の共鳴線 (w) を考える事にする。各157

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
物理量のパラメータは表 2 にまとめた。mp は陽子質

4Discussions量である。
図 4 の上図は銀河団ガスが熱運動のみをしている
場合を考えた。紫色は光学的に薄い場合の放射強度を示し、緑色は吸収項を加味した場合の放射強度を

現在テストモデルである電子密度、温度、重元素
質量比の動径分布が一様である場合の、吸収項まで含めた輻射輸送方程式を解く事が実現出来ている。
今後の展望としては、より現実的な解析の為に銀示している。共鳴散乱が起きる場合は光学的に薄い場合に比べて共鳴散乱により放射強度が落ち込む事

河団ガスに対して、電子密度、温度、重元素質量比の動径分布を考慮し、再放出過程までを考慮した輻

が見て取れる。
左下図は熱運動に加えて乱流運動が銀河団ガス中に一様にある場合を考えた。輻射輸送方程式は吸収

射輸送方程式を解く必要があるので、現在コードを構築している。
また銀河団ガスに対する各重元素イオンの数密度項のみを考慮している。グラフから乱流運動が大きは温度に依存する。したがって対象の重元素イオン

くなるほど共鳴散乱が抑制されることになる。
右下図は熱運動に加えてバルク運動が銀河団ガス全体に起きている場合を考えた。輻射輸送方程式はに対する、He 型重元素イオンの割合の温度依存性を調べる必要がある。
共鳴散乱の定量的評価には光学的に厚くなると予吸収項のみを考慮している。グラフからバルク運動が大きくなるほどずれる事がわかる。また共鳴散乱

想される各重元素イオンの共鳴線 (w) と、光学的にの影響は変わらない事から、バルク運動は共鳴散乱

薄くなると予想される禁制線 (z) のフラックス比を計算することで評価し、ガス運動や動径方向等の依に影響を直接与えないことがわかる。

存性を調べる。さらに銀河団の外縁部や遠方銀河団に対して観測を行った場合の共鳴散乱に対する、輝線の形状やフラックスの影響等も調べる予定である。

Reference
Churazov E. et al., 2004, MNRAS, 347, 29
Hitomi Collaboration 2016, Nature, 535, 117
Hitomi Collaboration 2018, PASJ, 70, 10 (RS)Kaastra J.S. et al., 2008, Space Sci Rev., 134, 155

図 4: 上図:熱運動のみの場合 (紫:光学的に薄い場合、
緑:吸収項のみ)、左下図:熱運動と乱流運動の場合、右
下図:熱運動とバルク運動の場合 (吸収項のみ、速度はそれぞれ紫:0 km/s、緑:100 km/s、青:200 km/s、
橙:300 km/s)

158

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銀河 34

近傍銀河団 Abell 262 銀河団の重元素と銀河光度比
埼玉大学 理工学研究科物理機能系専攻
近藤 麻里恵159

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河団 Abell 262 銀河団の重元素と銀河光度比
近藤 麻里恵 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract銀河団は、銀河が数十から数千個集まった重力的に束縛された宇宙最大の天体である。銀河団内は温度数千万度程度の高温ガス (Intracluster medium; ICM) で満たされ、X 線を放射している。ICM には様々な元素が含まれており、これらの元素は構成銀河内の恒星内部や超新星爆発によって合成され、ICM 内に供給された。銀河団を構成する主な銀河は、古い星が主体となっている楕円銀河である。近赤外線による観測を用いると、銀河団を構成する楕円銀河の光度から銀河の質量とその分布を推定することができる。よって、ICM 内に存在する元素量と過去に元素を生成した構成銀河の分布を比較することにより、どのように銀河団ガス内に元素が供給されていったかを知ることができる。本研究では、X 線天文衛星「すざく」による観測と Two

Micron All Sky Survey による近赤外線観測結果を用いて、近傍銀河団 Abell 262 の ICM に含まれている
重元素 (鉄) の質量と銀河団を構成する銀河の光度の比を調べた。Abell 262 の ICM に含まれている鉄の分
布は銀河の分布よりも広がっており、銀河は鉄を放出した後、銀河団中心方向に集まったと考えられることが示唆される。また、Abell 262 の鉄質量-銀河光度比は、宇宙年齢の間に Ia 型超新星が現在と同じ発生率で発生していたと仮定して計算した鉄質量-銀河光度比よりも大きかった。このことから、過去における Ia型超新星の発生率は現在よりも高かったと考えられる。

1て、ICM 中の各重元素の存在量とその比から、過去

Introductionに生成された星の質量やその総量について調べるこ銀河団とは銀河を数十から数千個含み、重力的にとができる。

束縛された天体として宇宙最大の天体であり、質量は1014 −1015 M⊙ である。銀河団を構成する主な銀河は、古い星が主体となっている楕円銀河である。銀河と銀河の間の空間は、高温ガス (Intracluster medium;

ICM) と呼ばれる温度が数千万度程度のガスで満たされている。ICM には様々な重元素 (炭素より重い元素) が含まれている。重元素は宇宙初期には存在しておらず、恒星内部の核融合や超新星爆発により生成され、銀河間空間に放出された。

Ia 型超新星爆発は連星系にある白色矮星の爆発、
Ia 型以外の超新星爆発は大質量星の重力崩壊による先行研究において、銀河群や銀河団の鉄質量-銀河光度比が調べられている ([1]、[2])。これらの研究により、銀河群や銀河団の鉄質量-銀河光度比は、宇宙年齢の間に Ia 型超新星爆発が現在と同じ発生率で発生していたと仮定した場合の鉄質量-銀河光度比よりも大きいという結果が得られている。本研究では、X
線天文衛星「すざく」による観測と Two Micron All

Sky Survey (2MASS) による近赤外線観測結果を用いて、近傍銀河団 Abell 262 の ICM に含まれている鉄の質量と銀河団を構成する銀河の光度の比を調べた。

爆発である。Ia 型超新星爆発は、連星系にある白色矮星がチャンドラセカール質量を超えたときの爆発であり、爆発までのタイムスケールは数十億年程度と長い。重力崩壊型超新星爆発は太陽質量の 8 倍以上の質量をもつ星によって引き起こされ、爆発までの

1.1

X 線による銀河団の観測

1.1.1

ガス質量

タイムスケールは数千万年程度と短い。それぞれのX 線観測で得られたエネルギースペクトルから、光超新星爆発で生成する元素やその割合が異なる。鉄学的に薄いプラズマモデルを考えることにより、温は主に Ia 型超新星爆発により生成・放出される。よっ 度と電子数密度を求めることができる。これらの半

160

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
径分布から以下の手順で銀河団ガスの質量を求めると表される。ここで、Fmass は水素の個数を 1 としたことができる。

時の元素の個数比 Nmetal 、元素の原子量 ZFe,numberを用いて以下のように表される。

1. 電子数密度の計算

Fmass = Nmetal × Zmetal,number × 0.7

電子数密度 ne (cm−3 ) は、プラズマモデルのnorm の値を用いて以下のように表される。
√
3π norm7
ne = 10 × 4(DA (z + 1)) ×
× ∫
10
dV

本研究では、アバンダンステーブルとして Anders &Grevesse (1989) を用いた。水素を X 、ヘリウムをY 、その他を Z とした時の質量比は、X + Y + Z =DA (cm) は天体までの角径距離、z は赤方偏移である。ここで、ICM における水素とヘリウムの全質量比が MH : MHe = 70 : 28 と表される
こと、水素とヘリウムの質量比が 1 : 4 であるこ

1(X = 0.7、Y = 0.28、Z = 0.02) とした。

1.2

近赤外線による銀河団の観測とから電子数密度 ne と水素原子の数密度 nH の近赤外線帯域の光度は古い恒星の質量をよく反映

比が ne : nH = 12 : 10 となることを用いた。

する。2MASS からは、K バンド (波長 2.159µm) の銀河の視等級の値を得ることができる。視等級 m と絶

2. 電子数密度のモデルフィッティング

対等級 M の関係は、銀河までの光度距離を DL (pc)、β モデルは、近傍の銀河団でよく密度分布を再星間減光を A と書くと以下のように表される。

現する。β モデルでは、電子数密度 ne (r) の動
径分布を以下のように表すことができる。
[( )2 ]−3β/2r
ne (r) = ne0 1 +rc

M = m − 5 log10

DL
−A
10 pc

K バンドにおける光度 LK は、K バンドにおける太陽の絶対等級を M⊙,K 、K バンドにおける太陽光度ne0 は銀河団中心での電子数密度、rc はコア半

を L⊙,K と書くと以下のように表される。

LK = 10−0.4(M −M⊙,K ) L⊙,K径である。

3. ガス質量密度の計算

M⊙,K = 3.33 (mag)[4] を用いた。
本研究では、H0 = 70 km s−1 Mpc−1 、ΩΛ = 0.73、水素イオンとヘリウムイオンのみで構成されるガスの質量密度を ρgas (kg cm−3 ) と書くと、半ΩM = 0.27 とした。誤差は信頼度 68 ％である。

径 r よりも内側のガス質量 Mgas (< r) (kg) は、∫ r
Mgas (< r) =4πr′2 ρgas (r′ ) dr′∫ 0r=
4πr′2 × 1.95 × 10−27 × ne dr′2Analysis
本論文の X 線解析では 2005 年に打ち上げられた

X 線天文衛星「すざく」による Abell 262 銀河団の

0

となる。

観測データを用いた。「すざく」に搭載されている 4台の X 線 CCD カメラ X-ray Imaging Spectrometer

1.1.2(XIS) は低く安定したバックグラウンドをもつため、重元素の分布銀河団の外側の領域まで解析を行うことができる。

ICM に 含 ま れ て い る 重 元 素 の 質 量 Mmetal (< Abell 262 銀河団は、赤方偏移 z = 0.0163、光度距r) (M⊙ ) は ICM の 質 量 Mgas (M⊙ )、重 元 素 量

離 DL = 70.7 Mpc、角径距離 DA = 68.461 Mpc のabundance (solar) から求めることができ、近傍銀河団である。図 1 に Abell 262 銀河団のエネ

Mmetal (< r) = Mgas (< r) × Fmass × abundance

ルギー帯域 0.5–2.0 keV の X 線画像を示す。

161

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校+37°30′
10

-2

10

-1

1

10

10

2

表 1: ICM 成分の円環領域ごとのベストフィットパラ
メータ

-1
-1
counts pixel Ms+37°10′+36°50′+36°30′+36°10′+35°50′

図 2: 銀河団中心から半径 3′ までの X
線スペクトルのフィット結果。緑色が観+35°30′
測データ、青色が LHB、水色が MWH、
1 58
1 56
1 54
1 52
オレンジ色が CXB、マゼンタが ICM、
図 1: Abell 262 の X 線画像。エネ 黒色がモデルの足し合わせを表す。
ルギー帯域は、0.5–2.0 keV である。
h

m

h

m

h

m

h

m

ルフィットには、Local Hot Bubble (LHB) からの放射と、Milkey Way Halo (MWH)、ICM、Cosmic X-

ray Background (CXB) からの放射に星間物質による光電吸収を掛けた放射を足し合わせたモデルを採用した。図 2 に銀河団中心から半径 3′ までのスペク
トルフィット結果を示す。LHB、MWH の赤方偏移は

z = 0 に固定した。LHB の温度は 0.1 keV、MWH の
温度は 0.2 keV に固定した。銀河団中心部の円環領域
では銀河団からの放射が明るいため、LHB、MWHのアバンダンス、norm の値を外側のバックグラウ
ンド領域でフィットした結果で固定した。水素柱密度は 5.38 × 1020 cm−2 、ICM の赤方偏移は z = 0.0163[5] とした。CXB について考慮したモデルのべきは
図 2: ICM の温度、電子数密度、アバンダンスの半径分布。破線は r500 を表す。

1.4 で固定した。non X-ray Background (NXB) の影響を受けることを避けるため、エネルギー範囲は0.4 − 7.1 keV とした。
表 1 に ICM 成分の円環領域ごとのベストフィット
パラメータを示す。ICM の温度、電子数密度、鉄アバンダンスの半径分布を図 2 に示す。破線は内側の平均質量密度が宇宙の臨界質量密度の 500 倍となる
半径 r500 である。電子数密度を求める際には、2 次元な平面に投影された観測データを 3 次元的なデータに補正するデプロジェクションを行った。図 2 か図 3: ICM 中の鉄質量の半径分布と銀河光度から計算した銀河中の鉄質量の半径分布。青色が ICM 中の鉄質量、黒色が銀河中の鉄質量を表す。

Abell 262 銀河団を銀河団中心から 8 つの円環領ら計算した ICM 中の鉄質量と、銀河中の鉄アバンダ
ンスを 1 solar と仮定し銀河光度から計算した銀河中の鉄質量を図 3 に示す。図 3 から、銀河団中心部以外では、ICM 中の鉄質量の方が銀河中の鉄質量よりも大きいことが分かる。

域に分割して解析を行った。各円環領域のスペクト

1622021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
生率で Ia 型超新星が発生していた場合に、Ia 型超新星により合成された鉄質量は 1.8 × 10−3 (M⊙ /LB,⊙ )となる。この値を K バンドの光度を用いて表すと、

2.8 × 10−4 (M⊙ /LK,⊙ ) となる。この値を図 4 の黒色の直線で表した。3′ から外側の領域では、実際の鉄質量-銀河光度比の方が 2.8 × 10−4 (M⊙ /LK,⊙ ) よりも大きいという結果が得られた。銀河団の ICM 中の鉄が全て Ia 型超新星によって生成、拡散されたと考えると、ICM 中の鉄を生成するためには現在の Ia 型
図 4: 鉄質量-銀河光度比の半径分布

超新星の発生率では足りない。このことから、過去
における Ia 型超新星の発生率は、現在よりも高かっ

3

Discussion3.1

鉄質量-銀河光度比の半径分布たと考えられる。

鉄質量-銀河光度比 Mmetal (< r)/L(< r) [M⊙ /L⊙ ]4

Conclusionの半径分布を図 4 に示す。単位光度あたりで同じ質

本研究では、Ｘ線天文衛星「すざく」による観測

量の鉄が生成され、銀河で生成された鉄がそのままと 2MASS による近赤外線観測結果を用いて、近傍銀河の周囲に存在し続けるのであれば、鉄質量-銀河銀河団 Abell 262 の ICM に含まれている鉄質量-銀

光度比は銀河団中心からの距離に寄らず一定になる

河光度比を調べた。ICM 中に含まれる鉄の分布は銀はずである。しかし、図 4 から分かるように、Abell

河の分布よりも広がっており、ここから銀河は鉄を262 の鉄質量-銀河光度比は銀河団中心から外側に向 放出した後、銀河団中心方向に集まったことを示唆
かって増加しており、銀河団の ICM 中における鉄の している。また、Abell 262 の半径 3′ より外側にお分布は銀河の分布よりも広がっていると言える。銀

ける鉄質量-銀河光度比は、宇宙年齢の間に現在と Ia

河は重力により銀河団中心の方向に衝突せずに集ま型超新星が同じ発生率で発生していたと仮定して計ることができるが、ICM は圧力があるため銀河団中算した鉄質量-銀河光度比よりも大きかった。このこ

心の方向に集まることは考えにくい。また、ICM 中とから、過去における Ia 型超新星の発生率は現在よに含まれている鉄の多くが銀河団の形成前、もしくりも高かったと考えられる。

は形成初期に合成されたことを示唆している。このことから、銀河は鉄を ICM 中に放出した後、銀河団
中心の方向に集まり、図 4 に示したような鉄質量-銀
河光度比の半径分布になった考えることができる。

3.2

Ia 型超新星が合成した鉄質量

宇宙年齢の間に現在の Ia 型超新星の発生率とReference[1]

横田佳奈 修士論文 東京理科大学[2]

佐々木亨 修士論文 東京理科大学[3]

Anders, E., & Grevesse, N. 1989, Geochimica et
Cosmochimica Acta 53, 197[4]

Allen,C. W. (editor: Cox, A. N.) 1976, Allen’s Astrophysical Quantities, The Athlone Press, Ltd

同じ発生率で Ia 型超新星が発生していた場合に、Ia 型超新星によって合成された鉄質量を考える。 [5] Sato, K., Matsushita, K., & Gastaldello, F. 2009,
楕円銀河における Ia 型超新星の発生率は 0.18 ±PASJ, 61, 365[6]Cappellaro, E., Evans, R., & Turatto, M. 1999,

0.06 (100yr)−1 (1010 LB,⊙ )−1 である [6]。一回の Ia 型
A&A, 351, 459
超新星爆発で生成される鉄質量は 0.749 M⊙ であると [7] Iwamoto, K., Brachwitz, F., Nomoto, K., et al.
1999, ApJS, 125, 439
すると [7]、宇宙年齢は 13.7 Gyr であるので、これらの値を掛け合わせると、宇宙年齢の間に現在と同じ発163

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銀河 35

初期の衝突銀河団 CIZA J1358.9 -4750 における衝撃波の X 線および SZ 信号の比較
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
大宮 悠希

164

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

初期の衝突銀河団 CIZA J1358.9 -4750 における衝撃波の X 線および

SZ 信号の比較
大宮 悠希 (名古屋大学 理学研究科 素粒子宇宙物理専攻)

Abstract
銀河団は数百 ∼ 数千個の銀河が束縛された宇宙最大の自己重力系であり、現在も衝突と合体を繰り返し成長している。銀河団同士の衝突によって高温プラズマの加熱のみならず粒子加速 · 磁場増幅などの現象が起こることはわかっているが各成分にどれほどのエネルギーが注ぎ込まれているのかわかっていない。そこで衝突前の形状が残っており３次元的な幾何学構造がわかりやすい衝突初期の銀河団を詳細に調べることで、重力エネルギーがどのように熱的・非熱的なエネルギーに分配されているかより容易に迫ることができる。

CIZA J1358.9 -4750 は北西 (z=0.0709) と南東 (z=0.0745) の 2 つの銀河団で構成されている近傍の初期の衝突銀河団でマッハ 1.4 程度の衝撃波が存在している (Kato et al. 2016)。本研究では撮像解析によって得られる 2 次元情報に Rankine-Hugoniot 式を適応することによって CIZA1359 の衝撃波加熱が起こっている
領域 (hot-region) における 3 次元構造を探った。結果南の衝撃波面は 1 Mpc、北の衝撃波面は 0.8 Mpc ほどの厚さを持つことがわかった。一方で post shock 領域では ICM の側方への流出なども始まっており、一見密度が低い領域、channel も発見されるなど複雑である。この領域でさらに３次元構造を探るために我々
は、SZ 信号との比較に着目している。

1

るのが最も効果的である。特に衝突前の銀河団形状

Introduction

が一部残っている衝突初期のケースでは、衝突の速現在の宇宙はビックバン直後に存在した小さな密度揺らぎが衝突と合体を繰り返したことで、星や銀河などの幾重もの階層が重なり合った不均一な構造をしている。その階層の一つが銀河団である。銀河団とは数百 ∼ 数千個の銀河が束縛された宇宙最大の自己重力系を指し、1014−15 M⊙ ほどの質量を持つが、そのうち銀河は 1 %のみであり高温プラズマ (ICM)
やダークマターが多くを占めている。また、銀河団は孤立した系ではなく、重力相互作用によって周りの物質を降着させながら成長している。その中でも、ほぼ同等の質量を持つ銀河弾同士が正面から衝突するものを major merger と呼ぶ。衝突のスケールは数

Mpc に達し、解放される全重力エネルギーも巨大である。これらの重力エネルギーは衝撃波や乱流を通じて ICM の加熱のみならず粒子加速 · 磁場増幅に用いられることはわかっているが各成分にどれほどのエネルギーが注ぎ込まれているのかなど基礎的なことはわかっていない。これを知るためには現在衝突途中の銀河団である衝突銀河団を観測し、構造を探度やその３次元 (3D) 構造、衝突面で解放される運動エネルギー量の推測が可能である。ところが初期の衝突銀河団の観測例は数個しかなく 1E2216.0-0401

and 1E2215.7-0404(Liyi Gu et al. 2019) などが知られている。その中から銀河面近くの銀河団カタロ
グ CIZA カタログに収録されている CIZA J1358.9-4750 に着目した。
CIZA J1358.9 -4750(以 下 、CIZA1359) は 北 西(z=0.0709) と南東 (z=0.0745) の 2 つの銀河団で構成されている近傍の天体で両者のコアは約 1.1 Mpc
離れている。この 2 つのコアを結ぶ領域で橋をかけたように X 線で明るく輝いている。ブリッジ領域は一段と高温であり、ブリッジとは反対側の外縁部では温度が減少していることから CIZA1359 は初期の衝突銀河団であると結論づけられている。また、衝撃波のマッハ数は「すざく」衛星を用いた ICM 温度測定より 1.4+0.21−0.15 と導出されている (Kato et al.

2016)。本研究では先行研究では解明されていない
CIZA1359 の 3 次元構造を求めることにより加熱構

165

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校ていることがわかる。この hot-region は衝撃波によっ造を追究する。

て加熱された領域であり衝突軸に沿って約 700 kpc に渡っていることから、衝突により発生した 2 つの衝

2Data analysis

2.1

XMM observation

撃波が北西と南東に走っているといえる (図 2 右上の
２つの緑の列)。pre-shock·post-shock の温度は典型+0.69
的に北西側では kTpre = 5.0+0.36−0.33 ,kTpost = 6.4−0.55 、+0.94
XMM-Newton を用いて 2016 年 8 月 24 日に観測さ 南東側では kTpre = 5.6+0.46−0.43 ,kTpost = 8.0−0.78 でれたデータ (OBSID:078498010) のうち pn 検出器の あった。Abell85 では main cluster に対して南西のデータを使用した。Exposure は 64.7 ks である。観測sub cluster が衝突したことで hot-region が形成されデータについて XMM-Newton が提供する解析ソフており、中心付近で擬似密度の低下が発見されていトウェア群である ESAS(Extended Source Analysis

る (Ichinohe et.al. 2015)。この構造は「channel」とSoftware) パイプラインを用いて、イメージ解析と分 呼ばれ、他にもいくつかの銀河団でも見られる構造
光解析を行なった。得られた 0.5keV-12keV 帯域にお である。CIZA1359 も hot-region の中心部に密度低下が見えていることから (図 2 左下)、「channel」構けるイメージを図 1 に示す。

造を持つことがわかった。

図 1: CIZA J1358.9 -4750 の 0.5-12keV エネルギー帯域における pn による X 線イメージ図

2.2

Thermodynamic mapping

図 2: 0.5-12keV エネルギー帯域における pn による

ICM の熱力学的分布を探るため温度 · 密度 · 圧
力マップを作成した結果を図 2 に示す。この熱力学マップは一定の S/N 比になるように領域を分け

X 線イメージ図 (左上) と WVT で領域分けをした熱力学マップ (温度 (右上)· 擬似密度 (左下)· 擬似圧力(右下) マップ)。

るアルゴリズムである weighted Voronoi tessella-tions(WVT)(Steven Diehl et al. 2006) に基づいて2500 カウントとした。また簡単のため密度・圧力は、

Deprojection analysis of preshock cluster

奥行き 1 Mpc で一様に広がったガスであると仮定し我々は、hot-region と未だ衝撃波が通過していない

作成されたものであり、本研究では最低カウント数て、擬似的に導出した。

2.3

領域 (cold-region) に分けて、３次元的な密度・温度

我々は、熱力学マップから「北西と南東に広がる衝分布の導出を試みた。図 1 に示すように北と南の銀撃波」
・「channel」の 2 つの存在を発見した。温度マッ 河団それぞれの cold-region に対して半径に基づき 14
プ (図 2 右上) より高温の領域 (hot-region) が広がっ 領域に分割し分光解析を行なった。さらに分光解析

1662021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校によって得られた温度分布を xspec 内の prject モデ
ルを使用し deprojection することで 3 次元温度分布に変換し (1) 式で表現した (Vikhilinin et al. 2006)。

T (r) = t0

(r/rt )−a[1 + (r/rt )b ]c/b

(1)

prject モデルを使用し変換した 3 次元温度分布と (1)式でフィットした結果を図 3 に示す。

図 4: hot-region を除いた 0.5-10 keV 帯域におけるイメージ (左) 北と南の銀河団にβモデルが広がっていると仮定しフィットした結果 (右)3Discussion and conclusion

3.1

3D modeling of the post-shock
region流体の保存則を解くことにより衝撃波通過前後に

図 3: 北 (左) と南 (右) の銀河団の cold-region における 2 次元温度分布を 3 次元温度分布に変換した結おける物理量の関係が理想気体のとき、果と 3 次元温度モデルでフィットした結果。誤差範

kThot
5M 4 + 14M 2 − 3
=
kTpre
16M 2

(4)

nhot
4M 2
= 2
npre
M +3

(5)

囲をシアンで示している。

0.5-10 keV 帯域のイメージに対して NXB を差し引いた後に vignetting 補正を行ない、hot-region を除いた X 線表面輝度イメージを作成した (図 4 左)。 と与えられる。この関係式を Rankine-Hugoniot 式
イメージに対して楕円 β モデル (Cavaliere & Fusco-と呼び、マッハ数を通じて温度と密度を関連づける
Femiano et al. 1978) でフィッティングし、ガスの広 ことができる。2 次元的な領域で分割した ICM のス
がりを評価した。β モデルは銀河団ガスの 2 次元表 ペクトルに対し、3 次元の奥行き構造を仮定した解
面輝度分布を表すモデルとしてよく用いられ，以下釈を行い Rankine-Hugoniot 式と合わせることで hotのように表される。

region の視線方向の厚さを導出した。

S(r) = S0 [1 + (r 2 −3β+ 1
2
) ]
rc

(2)

温度マップで見られる hot-region は垂直方向で hot-region と cold-region が重なり合っている構造を想定

また、この時の数密度の 3 次元分布は
3rn(r) = n0 [1 + ( )2 ]− 2 βrc

仮定として 2 つの銀河団が r200 まで広がっており、する。垂直方向に投影したイメージを図 5 左に示す。

(3) また、図 5 右のように衝突による加熱が起きなかった場合の hot-region 部分を pre-region とすると密度で与えられる。フィットした結果のモデルを図 4(右)に示す。フィットの結果、北側は βnorth =0.45 南側はnpre · 温度 kTpre は cold-region での 3 次元銀河団モデルを外挿することで求められる。

βsouth =0.50 となった。さらにそれぞれの銀河団が扁平楕円体であることを仮定し表面輝度を密度に変換した結果、北側は n0north = 2.3 × 10−3 cm−3 、南側
は n0south = 3.1 × 10−3 cm−3 となった。以後、ここで得られた cold region の ICM 分布を、衝突前の銀河団の分布だと解釈する。
図 5: 衝突前と衝突後のイメージ

167

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
さらにスペクトルを 2 温度成分 (hot-region· cold-∫

n2 T 1/2 dl であるのに対し、SZ 観測か∫
region) でフィットすることにより hot-region におけ ら得られるコンプトンパラメーター y は y ∝ nT dl
る kThot と EMhot (emission measure) が得られる。 であるため、T を X 線の分光解析で求まった平均温
輝度 S は S ∝pre-region における npre ·kTpre と hot-region におけ度とすると 2 つの信号を比較することにより 3 次元

る kThot ·EMhot の両者を Rankine-Hugoniot 式のマパラメータが求まることが予測される。このことを

ッハ数で関係づけることによって hot region の視線利用し我々の 3D モデルと矛盾しないことを検証す

方向の厚さを推測して、衝突の３ D 構造を明らかにる予定である。ただし、現状の CIZA1359 の SZ 信

した。領域として図 2 右上の緑領域が示すような外号の観測データ (図 6) では角分解能と CMB 揺らぎ側の北側と南側の衝撃波面を選択した。衝撃波面での問題で厳しい制限を与えることはできないことが導出した 3 次元パラメーターの結果を図 6 に示す。誤わかっている。将来的には South Pole Telescope お

差棒のない値は下限値を示している。南側の衝撃波

よび ALMA などのより高精度な SZ 観測を実現し、は 1Mpc、北側の衝撃波は 0.8 Mpc ほどの厚さを持

３次元構造の解明の精度を高めてゆく予定である。

つことがわかった。

図 7: CIZA 1359 の ymap。観測データは Planck

collaboration が 提 供 し て い る Planck Release2
NILC(Needlet Independent Linear Combination)ymap(Planck Collaboration et al.

2016) を使用した。

Reference
図 6: 北 (左) と南 (右) の衝撃波面における Hot-region(赤)·cold-region(シアン) での温度 (上段)· 密度

Liyi Gu et al. 2019, Nature Astronomy volume 3,
pages838−843(中段) と Hot-region での奥行き (下段)。横軸は衝撃 Kato et al. ,2015, PASJ, 67, 71
波面の南西からつけた番号 (図 2 左緑参照)。

Steven Diehl et al. ,2016, R. Astron .Soc. 368,497−510
Cavaliere & Fusco-Femiano et al. ,1978, A&A, 70, 677

3.2

Ichinohe et al. ,2015, MNRAS 448, 2971−2986

Comparison with SZ signal

ICM を探る方法の一つに Sunyaev-Zel dvish(SZ)

Planck Collaboration et al. , 2016, A&A, 594, A22

効果を用いた方法がある。SZ 効果は宇宙マイクロ波
背景放射 (Cosmic Microwave Background;CMB) 光
子が逆コンプトン散乱によって電子からエネルギーを受け取ることで、CMB のスペクトルが高エネルギー側に変形する効果である。X 線観測から得られる表面

168

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銀河 36

NuSTAR 衛星による RX J1347.5 − 1145 銀河団の硬 X
線観測
奈良女子大学 人間文化総合科学研究科数物科学専攻
柴田 実桜

169

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

NuSTAR 衛星による RX J1347.5–1145 銀河団の硬 X 線観測
柴田 実桜（奈良女子大学大学院 人間文化総合科学研究科）

Abstract
銀河団同士の衝突合体現象では, 莫大なエネルギーが解放され, そのエネルギーにより, 銀河団を満たすガスの加熱にとどまず, 粒子加速が行われる. この様な状況下では, 逆コンプトン放射という非熱的放射が起こり,
硬 X 線領域で観測されると予想されている. そこで本研究は, RX J1347.5–1145 という衝突銀河団に注目して, 硬 X 線の放射由来を調査する事を目的とした. まずその手段として, 硬 X 線に対して高感度な NuSTARの観測データから, 銀河団領域のスペクトルを抽出し, シミュレーションしたバックグラウンドを差し引いた.
その結果, 今までにない高エネルギーまで RX J1347.5–1145 の放射を検出した. 次に, 検出した 3 ∼ 78keVの放射に対して 3 通りのスペクトルモデル（1 温度の熱的放射モデル, 2 温度の熱的放射モデル, 1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデル）を仮定した. その結果, 1 温度の熱的放射モデルでは説明できない放射成分を硬X 線領域で確認した. また, 2 温度の熱的放射モデルと, 1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルは, 1 温度の熱的放射モデルに比べて, 99% の信頼レベルで統計的に有意にモデルフィットが改善した. 一方で, 仮定した全てのモデルが, 90% の信頼レベルで棄却された. 今後, より現実的なモデルを仮定して, 硬 X 線領域の放射由来を調査する事が課題として残っている.

1

背景

そこで本研究は, RX J1347.5–1145 の硬 X 線放射由来を調査する事を目的とした. 硬 X 線の放射由来

銀河団は, ダークマター, 高温ガス, 銀河で構成され, それぞれの質量比は 85 %, 13 %, 2 % である. こを理解することは, 銀河団成長に伴うガスの加熱や加速のプロセスの理解に繋がるため重要である.

のうち, 高温ガスは X 線を放射しており, 熱的制動放射や輝線放射などの熱的放射である. また, 銀河団は自己重力系として宇宙最大の天体で, 典型的な大きさ

なお本研究では, 宇宙論パラメータは, ΩM = 0.27,ΩΛ = 0.73, H0 = 70 kms−1 Mpc−1 を用いた. また,
誤差は 1σ の統計誤差を引用する.

は, 数 Mpc である. このような大きな系である銀河団同士の衝突合体現象では, 莫大なエネルギーが解放され, そのエネルギーにより, 銀河団を満たすガスの2

加熱にとどまらず, 粒子加速が行われる. この様な状
況下では, 逆コンプトン放射という非熱的放射が起こり, 硬 X 線領域で観測されると予想されている. しかし熱的な放射が支配的で, どの銀河団からも未だ明
確な逆コンプトン放射の検出例はない.
本研究で取り上げる, RX J1347.5–1145（z=0.451）
は, X 線光度が約 2 × 1046 erg/sec [1] と, X 線で最も明るい衝突銀河団の 1 つである. また, この天体は電波観測やこれまでの X 線観測から, 20 keV を超える
超高温ガスが観測されており, 衝突して間もない系であると示唆されている [2][3]. すざく衛星による広帯域観測からは, 硬 X 線は主に熱的放射で説明出来, 非
熱的放射成分については上限値が与えられた [2].

観測機器とデータリダクション
NuSTAR は, 2 つの光学系と 2 つの検出器 Focal

Plane Module A, B（FPMA, FPMB）を搭載した X
線天文衛星である. 硬 X 線の有効面積が, 他の X 線
天文衛星と比較して大きい. また, 硬 X 線で初めての撮像機能を有する. よって, 硬 X 線に対する高感度な観測を実現できる. 一方で, 検出器と光学系の間が開いた構造であるため, 迷光の影響を受けやすく, 綿
密なバックグラウンド評価が必要である (§3.1 参照).
本研究では, 2018 年 3 月 7 日に NuSTAR によって観測された RX J1347.5–1145 のデータを使用し,データのリダクションには, HEASoft version6.28 のnupipeline を使用した. この時, 取得したデータから,

170

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
高いバックグラウンドを検出する期間を除去するた

NuSTAR の観測データのバックグラウンドは, 主

めに, saamode=STRICT と設定して望遠鏡が南大に apertue stop で除去できない迷光1 , 衛星に反射

西洋異常帯を通過するタイミングを識別した. 正味して入射する迷光2 , 検出器の宇宙環境でのバックグの観測時間は, 102 ksec となった.

ラウンド, 光学系で集光されたバックグラウンドが原因である. 個々のバックグラウンド成分は, 空間的にどのように変化するのか経験的に理解されている.

解析方法

3

ま ず 銀 河 団 領 域 を,

よって, 明るい光源のない領域を各バックグラウンド
中 心 座 標（13:47:30.6,-

11:45:09.3）, 半径 1.2 Mpc の円 (図 1) と定義してスペクトルを抽出した. その後, 銀河団領域のバックグラウンドを差し引き, 放射由来を調査するために,モデルを仮定した. バックグラウンドの推定及び, 仮定したモデルについては以下に示す.

成分に分離し, それぞれの場所依存性を適用する事
で, 銀河団領域のバックグラウンドを推定できる [4].
本研究では, 明るい光源の無い 3 つの領域 (図 1) から, nuskybgd [4] を用いて, 上記の方法で銀河団領域のバックグラウンドをシミュレーションした.
シミュレーションしたバックグラウンドの再現性
は, 明るい光源のない適当な領域のバックグラウンドを推定して, 実データと比較して確かめた. 3 箇所で比較したところ, 3.5% 以下の精度で 20 ∼ 78 keV の
カウントレートを再現した.

3.2スペクトルフィットに用いたモデル

銀河団の X 線放射に対して, 以下の 3 通りのスペク
トルモデル（1）1 温度の熱的放射モデル（2）2 温度の熱的放射モデル（3）1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルを仮定した. 赤方偏移 z = 0.451, 水素の柱
密度 NH = 0.485 × 1020 cm−2 [5], 光子指数 Γ = 1.5
図 1: NuSTAR による, RX J1347.5–1145 の 3 ∼は, 固定パラメータとした.

78 keV のイメージである. 銀河団領域（白の円）と,バックグラウンドのシミュレーションに用いた領域（3 箇所の緑の円）を示す. また, 緑色のスケールバー

4

は 1Mpc を表す.

結果
RX J1347.5–1145 の 3 ∼ 78 keV の放射を検出した（図 2）. 検出した放射に対して, モデルフィット
した結果は以下に示す. 各モデルのフィットから得ら

3.1

れたパラメータの値は表 1 に示す.

バックグラウンドの推定

硬 X 線領域では, バックグラウンドに対して, 銀河団放射の信号が弱くなる. そのため, 硬 X 線領域の

（1）1 温度の熱的放射モデル

銀河団放射を精度良く検出するためには, 高感度な観1 温度の熱的放射モデルのフィットから, ガス温度測に加え, 正しいバックグラウンドの差し引きが重要

T = 14.15+0.43−0.39 keV を得た. モデルフィットしたスペになる. 一方で, NuSTAR は, 迷光の影響をうけやす
く, 検出器上で不均一なバックグラウンド分布を生じる. そのため, バックグラウンドの検出器上の場所依存性を考慮する必要がある.

1 光学系と検出器の間は開いた構造をしているため, aperture
stop が迷光の入射を防いでいる. しかし apertue stop は, 迷光を完全には除去出来ず, 検出してしまう [4].
2 マストや, 検出器からはっきりと見える aperture stop の裏側などに反射した迷光を検出してしまう [4].

1712021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
クトルは, 図 2 に示す. 3 ∼ 78 keV の放射の, １温度の熱的放射モデルの妥当性は, reduced χ2 =222.97/139
である. よって, 90% の信頼レベルで, このモデルは棄却される.

図 3: 2 温度の熱的放射モデルのフィット結果を示す.
上のパネルの破線は, モデルの各成分を示しており,
低温成分, 高温成分はそれぞれピンクと青で示す. その他の図の詳細は図 2 と同じである.
図 2: 上のパネルは銀河団領域の, バックグラウンドを差し引いた放射に, 1 温度の熱的放射モデルをフィッ 78 keV の放射の, １温度の熱的放射+非熱的放射モデ2トした結果を示す. FPMA と FPMB はそれぞれ黒 ルの妥当性は, reduced χ =167.42/138 である. よって, 90% の信頼レベルで, このモデルは棄却される.

と赤で示す. 下のパネルは残差を示す

また, 1 温度の熱的放射＋非熱的放射は, 1 温度の熱的放射モデルと比較して，F 検定（F 値 = 45.7884）
より, 99.99% の信頼レベルで, 統計的に有意にモデ
ルフィットが改善した.

（2）2 温度の熱的放射モデル

2 温度の熱的放射モデルのフィットから, 低温成分のガス温度 Tlow = 9.18+0.43−0.31 keV と, 高温成分のガス
温度 Thigh > 51.2 keV を得た. モデルフィットの結果は, 図 3 に示す. 3 ∼ 78 keV の放射の, 2 温度の熱的放射モデルの妥当性は, reduced χ2 =170.13/137 である. よって 90% の信頼レベルで, このモデルは棄却される. また, 2 温度の熱的放射モデルは, 1 温度の熱的放射モデルと比較して, F 検定（F 値 = 21.2751）
より, 99.99% の信頼レベルで統計的に有意にモデル
フィットが改善した.

（3）1 温度の熱的放射+非熱的放射モデル

図 4: 1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルのフィッ

1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルのフィットか

ト結果を示す. 上のパネルの破線は, モデルの各成分

ら, ガス温度 T = 10.12+0.63−0.42 keV, と 12 ∼ 60 keV のを示しており, 熱的放射成分, 非熱的放射成分はそれを得た. モデルフィットの結果は, 図 4 に示す. 3 ∼同じである.

−12
非熱的フラックス F = 6.34+0.69
ergs/cm2 /s−0.91 × 10

ぞれピンクと青で示す. その他の図の詳細は図 2 と172

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 1 温度の熱的放射モデル（1T）, 2 温度の熱的放射モデル（2T）, 1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデル∫
2
ne nH dV /（4πDA（1 + z ）2（1T+PL）のフィット結果を示す. 熱的放射モデルの Normalization は, 10− 14）cm−5 で与えられる.
ガス温度
重元素量
Normalization ガス温度
モデル （keV）（Solar）（10−2 cm−5 ） （keV）
1T
14.15+0.43
0.339+0.081
1.308+0.039−0.39−0.076−0.039+0.43+0.0312T
9.18−0.31
0.249−0.054 1.145+0.033> 51.2−0.032
1T+PL 10.12+0.63
0.267+0.046
1.166+0.028−0.42−0.038−0.0285議論

5.1

銀河団の放射由来について

Normalization（10−3 cm−5 ）or Normalization（10−3 ）χ2 /d.o.f
222.97/139
3.28+0.20
170.13/137−0.30
3.43+0.34
167.42/138−0.49

集光能力の高い NuSTAR のデータを用いた. 一方で

NuSTAR は, 検出器全体で不均一なバックグラウン
ドの強度分布を生じる事から, 銀河団領域のバックグ

RX J1347.5–1145 の X 線放射に対して, 1 温度の熱的放射モデルを仮定した. その結果, 図 2 の硬 X 線
領域の残差より, 1 温度の熱的放射モデルでは説明できない超過成分を硬 X 線領域で確認した. 次にこの成分を説明するために, 2 温度の熱的放射モデルと,１温度の熱的放射＋非熱的放射モデルを仮定した. その結果, 両モデル共, 1 温度の熱的放射モデルと比較して, 99% の信頼レベルで, 統計的に有意にモデル
フィットが改善した. しかし, 3 ∼ 78 keV のデータに対して, 全モデルとも 90 % の信頼レベルで棄却された. よって, 過去の X 線観測からも示されたように,

RX J1347.5–1145 の X 線放射は, 多温度の熱的放射成分, または多温度の熱的放射成分＋非熱的放射成分からなると予想できる.

5.2

ラウンドをシミュレーションした. 銀河団領域のスペクトルを抽出し, バックグラウンドを差し引く事で,3 ∼ 78 keV の銀河団放射を検出した.
次に, 検出した放射に対して（1）1 温度の熱的放射モデル（2）2 温度の熱的放射モデル（3）1 温度の熱的放射+非熱的放射モデルを仮定した. その結果,
硬 X 線領域で, 1 温度の熱的放射モデルでは説明できない超過成分を確認した. また, 2 温度の熱的放射モ
デルや, 1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルは, ど
ちらのモデルも 1 温度の熱的放射モデルと比較して,99% の信頼レベルで統計的に有意にモデルフィットが改善した. しかし, いずれのモデルも, 3 ∼ 78 keVの放射に対して, 90% の信頼レベルで棄却された.
今 後 の 課 題 は, 多 温 度 の 熱 的 放 射 モ デ ル や 多温度の熱的放射＋非熱的放射モデルを仮定して,

RX J1347.5–1145 の硬 X 線放射由来を調査する事である. その際, NuSTAR の空間分解能を活かして,

非熱的放射成分について

1 温度の熱的放射＋非熱的放射モデルのフィットから, 12 ∼ 60 keV の非熱的フラックス F = 6.34+0.69−0.91 ×10−12 ergs/cm2 /s を得た. しかし, 仮定したモデルは複数の領域ごとに分けてスペクトルを抽出することで, 超高温成分や非熱的放射成分をより明確に分離できる可能性がある.

90% の信頼レベルで統計的に棄却される. また, [2][3]より, 超高温ガスが見つかっている事から, 多温度モ
デルを考慮する必要があり, 現状では非熱的フラック

Reference[1] Schindler S. et al., 1997, A&A, 317, 646

スを過大評価していると考えられる.

[2] Ota N. et al., 2008, A&A, 491, 363[3] Kitayama T. et al., 2004, PASJ, 56, 17

6

まとめと今後の課題[4] Wik D. et al., 2014, ApJ, 792, 48[5] Dickey J., Lockman F., 1990, ARA&A, 28, 215

RX J1347.5–1145 の硬 X 線の放射由来を調査する事を目的とした. まずその手段として硬 X 線領域で

173

[6] Harrison F. et al., 2013, ApJ, 770, 103

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銀河 poster1

銀河系衛星銀河の近点分布と潮汐破壊との関係
筑波大学 数理物質科学研究群物理学学位プログラム
田中 駿次

174

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系衛星銀河の近点分布と潮汐破壊との関係
田中 駿次 (筑波大学大学院 数理物質科学研究群物理学学位プログラム)

Abstract
我々が住む銀河系の衛星銀河はこれまでに 50 個程度発見されている。ヨーロッパ宇宙機関による Gaia

mission では銀河系の恒星の運動を観測する中で、銀河系衛星銀河についての 6 次元位相空間のデータが得ら
れ、Gaia Data Release (GDR) としてデータが公開されている。Miki et al. (2021) では、GDR2 のデータを基にした銀河系衛星銀河についての軌道積分シミュレーションが行われて、その結果、近点距離が 10kpc
以下になる衛星銀河がほとんど存在していないことが明らかになった。そこで我々は先行研究より詳細な潮汐破壊半径の解析を行った。物理的な考察の結果、銀河系の潮汐破壊半径は、衛星銀河の質量に応じて銀河系中心から 9kpc から 15kpc 程度となることを見出し、これにより観測された近点距離と周期の関係を説明できることを確認した。本研究では物理的な考察に加えて、N 体シミュレーションによる数値解析を行っている。Plummer モデルを採用した衛星銀河に銀河系の重力を外場として与え、初期条件の異なる衛星銀河の軌道運動、密度分布の時間変化を調べた。シミュレーションの結果、近点が銀河中心に近いほど、衛星銀河の密度低下が著しくなり、物理的な見積もりと矛盾の無いことが分かった。このことから銀河系衛星銀河の近点分布が潮汐相互作用の結果であるということを導き出した。

1

背景
我々が住む銀河系の周囲には、銀河系の重力場によって束縛された衛星銀河が存在する。銀河系の衛星銀河はこれまでに 50 個程度発見されていて、銀河系中心から数十 kpc から数百 kpc の位置に分布し、質量はおおよそ 107 M⊙ から 1010 M⊙ である。近年、Gaia mission によって得られた 6 次元位相空間のデータを用いた衛星銀河の軌道解析が行われている。ここで Gaia mission とは、ヨーロッパ宇宙機関による
位置天文観測計画であり、その目的は銀河系の構造、形成、進化を調べる過程で銀河系の 3 次元マップを作るということである。Gaia mission で得られたデー

図 1: 銀河系衛星銀河の近点距離 rperi と軌道周期 Tr

タは Gaia Data Release (GDR) として公開されておとの関係

り、これまでに約 18 億個の恒星の位置と明るさデー
タと、その内約 13 億個の恒星については年周視差と固有運動のデータが公開されている。

図 1 から近点距離が 10kpc 以下になる衛星銀河がほとんど存在しないことがわかる。先行研究では、こMiki et al. (2021) では、GDR2 のデータ (Helmiのような近点分布は潮汐破壊によるものであると考et al. 2018; Fritz et al. 2018) を用いた銀河系衛星銀 えられた。潮汐破壊とは銀河系の重力が衛星銀河の河の軌道運動についての高精度軌道積分シミュレー 自己重力に比べて大きくなった場合に、衛星銀河がションが行われた。このシミュレーションでは銀河 潮汐力によって引き延ばされて破壊される現象であ系衛星銀河 32 個についての近点距離と軌道周期とのる。我々は物理的な考察と N 体シミュレーションに関係が得られた (図 1)。

よって先行研究よりも詳細な潮汐破壊の解析を行う。

175

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

潮汐

2

Mori & Burkert (2000) によると衛星銀河のコア半

本章では、衛星銀河の潮汐破壊が起こる銀河系中
心からの距離である潮汐破壊半径の物理的な見積もりを行う。

径 R とその質量 m の間には R ∝ {m/(109 M⊙ )}3/7という関係がある。質量 109 M⊙ の衛星銀河のコア半
径を 1kpc と仮定し、衛星銀河のコア半径と質量の関係を用いて (3) 式を書き換えると(

2.1

Rtide = 1kpc ×

衛星銀河のヤコビ半径

3M
m

)1/3

(
×

m
109 M⊙)3/7, (4)銀河系の重力場中で、衛星銀河が円運動する場合となる。銀河系の質量を M = 1012 M⊙ として、衛星を考える (Binney & Tremaine 2008)。衛星銀河の回銀河の質量 m と (4) 式から見積もった銀河系の潮汐転座標系で考えると、外場としての潮汐場は定常的破壊半径 Rtide との関係を表 1 にまとめた。

になるため衛星銀河の潮汐破壊は起こらないが、衛星銀河の重力に比べて銀河系の重力がより強く作用

表 1: 衛星銀河の質量と銀河系の潮汐破壊半径との関する場所に位置する恒星は衛星銀河から削り取られる。したがって、銀河系の重力に比べて衛星銀河の重係 (質点近似)
衛星銀河の質量 m

力が優勢となる範囲から衛星銀河のサイズを制限す

7

10 M⊙

9.30kpc

ることができて、その半径をヤコビ半径と呼ぶ。銀河108 M⊙

11.6kpc

系と衛星銀河をそれぞれ質量 M, m の質点とみなし、

914.4kpc

10 M⊙

銀河系の潮汐破壊半径

二質点間の距離を R0 としたときのヤコビ半径は、

rJ =( m )1/3
3M

図 1 と表 1 から、近点距離が潮汐破壊半径よりも(1) 小さくなる領域に、衛星銀河がほとんど存在していR0 ,ないことがわかる。したがって、銀河系衛星銀河の近と表すことができる。

点分布を潮汐破壊によって説明できる可能性がある。

2.2

潮汐破壊半径の見積もり

銀河系を質量 M の質点、衛星銀河を質量 m の質3点に近似した場合の潮汐破壊半径の見積もりを行う。

潮汐破壊シミュレーション
本研究では、多体シミュレーションプログラム開発

衛星銀河の大きさ R がヤコビ半径 rJ よりも大きく

フレームワークである FDPS (Iwasawa et al. 2016) をなった時に、衛星銀河は銀河系による潮汐力を強く基にしたコードを用いて、N 体シミュレーションを行っ受けることになる。そこで、衛星銀河の軌道の近点ている。本研究で用いる銀河系のモデルには、NFW(近点距離 Rperi ) において、衛星銀河の大きさがとヤ proﬁle (Navarro et al. 1996) のダークマターハロー
コビ半径と一致する場合を考える。このとき R と rJ (DMH) と Plummer model (Binney & Tremaineとの間には、

R = rJ =2008) のバルジを仮定し、Li et al. (2021) の PNFW
( m )1/3
3M

Rperi ,

model のパラメータを採用した。バルジはスケール(2) 半径 r = 0.3kpc、質量 M
10sbulge = 1.07 × 10 M⊙ 、という関係が成り立つ。この関係を用いて、銀河系

DMH はビリアル半径 rvir = 189kpc、concentrationの潮汐破壊半径 Rtide を

c = 12.8、rvir 内の DMH 質量 Mvir = 7.2 × 1011 M⊙(

Rtide = Rperi =

3M
m

とした。

)1/3
R,

衛星銀河には粒子数 N = 218 、コア半径 R = 1kpc、(3)

総質量 m = 109 M⊙ の Plummer model を採用した。

によって見積もる。本研究では、衛星銀河の大きさ

銀河系中心を原点に取った座標系で、衛星銀河の初期R として、衛星銀河のコア半径を用いる。

位置は (x, y, z) = (rvir , 0, 0)、初速度は (vx , vy , vz ) =176

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校(0, µvc , 0) とする。vc はビリアル半径での circular
Model III, IV は近点距離が 10kpc 以下となってい√velocity vc = GM (rvir )/rvir で、µ(≤ 1) は軌道を て、近点における衛星銀河のヤコビ半径もコア半径変化させるためのパラメータである。今回は軌道をの 1kpc よりも小さくなっている。したがって、衛星変えたモデルを 4 つ用意した (表 2)。

銀河の潮汐破壊が起こると考えられる。
続いて、粒子数 N = 218 の衛星銀河モデルを用いたシミュレーション結果を示す。図 2 には円軌道モ

表 2: 各モデルの初速度
Modelµ初速度 [km/s]

Model I20

128.0

Model II

2

−1

64.0

2

−4

8.0

2

−5

4.0

Model III
Model IVデル (Model I) の軌道周期に相当する t = 9.0Gyr における、各モデルの衛星銀河の恒星分布を示した。

今回のシミュレーションで解く、衛星銀河の i 番目の粒子についての運動方程式は、∑
d2 ri
Gmj (ri − rj )
=
−
(
)3/2
dt2
2
j̸=i |ri − rj | + ε2−

MDMH (ri )ri(ri2 + ε2 )

3/2

−

(5)

MBulge (ri )ri
3/2(ri2 + ε2 ),である。右辺第一項は衛星銀河の自己重力、第二項

図 2: t = 9.0Gyr における衛星銀河の恒星分布、実は銀河系 DMH の重力、第三項は銀河系バルジの重線は衛星銀河を質点とした場合の軌道である。

力を表す。ε は ri → 0 で重力の発散を防ぐソフトニ
ングパラメータであり、今回は ε として衛星銀河のコア半径 R の 100 分の 1 である 10pc を採用した。
時間積分法はリープフロッグ法を用いて、タイムス

III, IV では明確なコアが残っておらず、衛星銀河の軌道上の広範囲に恒星が分布している。

テップは 0.11Myr とした。

4

図 2 から Model I, II では 9.0Gyr 経過後も衛星銀河のコアが明確に残っている様子が確認できる。Model

Results & Discussion
初めに衛星銀河を質点として、軌道積分を行って得られた衛星銀河の軌道近点距離 rperi 、軌道周期 Tr 、
離心率 e、近点における衛星銀河のヤコビ半径 rJ を
表 3 に示した。
表 3: 衛星銀河 (質点近似) の軌道パラメータ
Model rperi [kpc] Tr [Gyr]erJ [kpc]

I

189.0

9.07

0.00

14.54

II

47.7

4.11

0.60

4.95

III

3.5

3.42

0.96

0.90

IV

2.1

3.41

0.98

0.61

図 3: 衛星銀河の密度分布の時間変化、横軸は衛星銀河のコアの重心からの距離 r、縦軸は質量密度 ρ(r)である。
図 3 には衛星銀河の密度分布の時間変化を示した。

1772021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
密度分布は衛星銀河のコアの重心を基準にして 4096
粒子毎に区切って求めている。衛星銀河の軌道近点
距離が小さい程、密度の低下が著しく起こっている
様子が確認できて、潮汐力を強く受けていることがわかる。
表 4: 衛星銀河のコア半径に含まれる粒子の割合
t = 0.0 [Gyr] 4.5 [Gyr] 9.0 [Gyr]Model I

0.36

0.36

0.36

Model II

0.36

0.34

0.34

Model III

0.36

0.23

0.047

Model IV

0.36

0.063

-

図 4: 銀河系衛星銀河の近点距離と軌道周期の関係。
赤い三角形のシンボルは Gaia Early Data Release 3

表 4 には、全粒子に対する衛星銀河のコア半径内のデータ (Li et al. 2021) を用いて軌道積分を行い、に含まれる粒子の割合を示した。Model I, II では、 導き出したものである。実線は 109 M⊙ の衛星銀河に初期条件と 9.0Gyr 経過後のコア半径に含まれる粒子

対する銀河系の潮汐破壊半径、破線は Model II, III,は、全粒子の 35%程度でほとんど変化しない。一方IV の近点距離 (表 3) を表す。

で Model III では初期条件から 4.5Gyr 後には、コア半径内の粒子の割合が 23%まで減少し、t = 9.0Gyr

今後の展望としては、銀河系を連続質量分布に拡には全粒子の約 5%のみがコア半径に含まれるとい張した潮汐破壊半径の物理的考察を行いたい。またう結果になった。Model IV では t = 4.5Gyr の時点

今回は銀河系モデルとして DMH とバルジの効果ので、全粒子に対するコア半径内の粒子の割合が 6%にみを考えたが、今後は銀河円盤を加えてより現実的低下した。近点距離が近いほど潮汐効果が強くなりな銀河系モデルで解析を進めたい。

衛星銀河から多くの星が削り取られることが分かった。Model IV の t = 9.0Gyr には密度測定の基準となる明確なコアが残っていなかったため、衛星銀河のポテンシャルの最も深い粒子を基準にするなどの別のアプローチが必要である。

Reference
Binney, J., & Tremaine, S. 2008, GALACTIC DYNAMICS Second edition, Princeton University Press
Fritz, T.K., Battaglia, G., Pawlowski, M.S. et al. 2018,
A&A, 619, A103

5

Conclusion
本研究では、物理的考察と N 体シミュレーション

で銀河系衛星銀河の潮汐破壊について調べた。図 4には、物理的考察で見積もった潮汐破壊半径、Model

II, III, IV の近点距離、銀河系衛星銀河の近点距離と軌道周期の関係を示した。衛星銀河の近点が銀河系の中心に近いモデルほどコア半径付近の密度低下
や、コア半径内の粒子数が著しく減少し、潮汐効果

Helmi, A., Babusiaux, C., Koppelman, Helmer H. et al.
2018, Nature, 563, 85-88
Iwasawa, M., Tanikawa, A., Hosono, N., Nitadori, K.,
Muranushi, T., & Makino, J. 2016, PASJ, 68
Li, H., Hammer, F., Babusiaux, C. et al. 2021, ApJ,
916, 8
Miki, Y., Mori, M., & Kawaguchi, T. 2021, Nat Astron,
5, 478-484

を強く受けていることが分かった。したがって、観Mori, M., & Burkert, A. 2000, ApJ, 538, 559-568

測データから得られた銀河系衛星銀河の近点分布をNavarro, J.F., Frenk, C.S., & White, S.D.M. 1996, ApJ,
462, 563

潮汐破壊で説明できる可能性を示した。

178

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銀河 poster2

銀河衝突とアンドロメダ銀河の構造と力学進化
筑波大学 数理物質科学研究群物理学学位プログラム
堀田 彩水

179

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

アンドロメダ銀河の構造と力学進化
堀田 彩水 (筑波大学大学院 宇宙物理理論研究室)

Abstract
アンドロメダ銀河 (M31) にはアンドロメダストリーム (AGS) や２重リング構造といった銀河衝突の痕跡と見られる構造が近年の観測により見つかった。AGS は M31 の中心から細長く恒星が分布する巨大構造で、衛星銀河との衝突で形成された (Fardal et al. 2007; Mori & Rich 2008)。また、この衝突に伴う力学的な加熱が円盤に与える影響と現在の円盤の厚さの制限から、衛星銀河の質量は 5 × 109 M⊙ 以下とされている。さらに、この衛星銀河は円盤銀河であった可能性が高い (Kirihara et al. 2014)。Block et al.(2006) は、Spitzer

Space Telescope の赤外線カメラ (IRAC) により M31 にガスとダストでできた２重リング構造を発見し、衛星銀河の M32 が過去に head-on 衝突してその構造ができたことを主張している。しかし、これにはいくつかの問題点がある。一つは、彼らのシミュレーションは sticky-particle 法を用いており、流体方程式を解いているわけではないこと。さらに衝突した当時の M32 の質量は M31 の全質量の 10 分の 1 程度 (1010−11 M⊙ )と主張しているが、このような大質量の銀河が衝突した場合、円盤加熱によりその厚さが増大し、現在の観測と矛盾する事になる (Mori & Rich 2008)。そこで我々は Mori & Rich(2008) により行われた計算にガスの流体力学計算を導入する。そしてこのシミュレーションを行うことで AGS だけでなく２重リング構造が同時に形成された可能性について考えていく。本発表では Mori & Rich(2008) と Block et al.(2006) の二つの論文のレビューを行い、さらに現段階での研究の進捗の報告もする。

1

導入に、8.0µm の面輝度分布の観測データから 3.6µm の面輝度分布を差し引くことで星の光の成分を除いた

アンドロメダ銀河 (M31) は銀河系の姉妹銀河として知られており、局所銀河群で最大の銀河である。近non-stellar 画像 (図 1 の最下画像) を解析し、リング構造の主成分はダストであることを示した。

年の観測により、銀河衝突の痕跡と見られる構造がいくつか見つかっている。コールドダークマターモ
デルを基調にした銀河の形成・進化は、銀河の衝突・合体が本質的であることが知られている。したがって、アンドロメダ銀河のような近傍銀河での銀河衝突過程を詳細に調べる事は、銀河形成・進化の謎を解き明かす上で重要な役割を果たすことになる。

M31 は棒渦巻銀河に分類されており、円盤部分の恒星系は比較的スムースな分布をしている事が、可視光観測から知られている。しかし、ダストからの熱放射が支配的になる赤外線波長域、特に 4µm より波長の長い中間赤外線から遠赤外線にかけては、可視光とは全く異なる円盤構造が知られている。Barmby

et al. (2006) では Spitzer Space Telescope に搭載さ 図 1: IRAC による各波長での M31 の画像 (Barmby
れた赤外線カメラ (IRAC) による観測から得られた et al. 2006) 上から順に 3.6µm, 4.5µm, 5.8µm,
画像 (図 1) より、M31 には半径約 10kpc のリングと、 8.0µm, 8.0µm の non-stellar の画像。
そのリング中に hole が存在することを発見した。特1802021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Block et al. (2006) では、Barmby et al. (2006) の 過去に衛星銀河が衝突したことによって形成された
non-stellar 画像よりさらに内側にもリングがあるこ と考えられている (Fardal et al. 2007; Mori & Richとを発見した。そこで半径約 10kpc のリングを Outer2008)。
これまでに見てきたように、M31 のハローとディ

ring、内側のリングを Inner ring とした。

スクの其々で観測されている AGS と２重リング構造
は、別々の衛星銀河の衝突によりできたと考えられている。本研究ではそれらの同時形成の可能性について考えていく予定であるが、本稿では現在考えられている各々の構造の形成過程についての２つの論文の紹介を行う。
図 2: 8.0µm の non-stellar 画像 (Block et al. 2006)2
この構造には図 2 からわかるように、いくつかの特1 章で述べたように、Block et al.(2006) では M31

徴がある。まず、それぞれのリングの中心は銀河中心からずれている。そして Inner ring はディスクに対して傾いている。また、Outer ring は Inner ring
よりも明るく、リング中には hole がある。このような特徴的なリング構造は、過去の銀河衝突によって

M31 ディスクの２重リング構造に２重リング構造があることを発見した。またリングの形成は中心 bar によるものと銀河の head-on 衝
突によるものの２つが考えられるが、1 章に挙げた特徴より、この論文では銀河衝突シナリオを採用した。
そして、M31 のごく近傍に位置する衛星銀河の M32生成されたものと考えられている。

が過去に head-on 衝突したと仮定し、衝突前の質量を M31 の 1/10(≈ 1010−11 M⊙ ) とした。また、このシミュレーションでは星、ガス、ダークマターを含んでおり、ガスの運動の計算は sticky-particle 法を用いている。

図 3: 赤色巨星分枝星の表面密度分布 (Irwin et al.

2005)
一方、M31 のハローにはサブストラクチャーと言図 4: シミュレーションにより得られたガス分布

われる恒星系成分がいくつも存在する。特に顕著なも(Block et al. 2006) a,b,c:各時刻 t(Myr) のスナップのとしてアンドロメダストリーム (AGS:Andromeda

ショット。(M32 がディスクに衝突した時を t = 0 とGiant Stream) がある。AGS は図 3 に見られるよう する。) 赤の破線は M32 の軌道、黄色の*マークはに M31 の中心から南側に 100kpc 以上に渡って細長 M32 の位置を示す。d:衝突なしの場合での t=210 のく分布する構造である。この構造は先行研究により、 ガス分布181

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
図 4 がシミュレーションにより得られた M31 のガ

方程式 ∂z2 Φ = 4πGρd より、

ス分布である。衝突がない場合はリング構造が形成

σz2 = 2πGΣzd .

されず安定な渦状腕が見られるが、M32 の衝突した
場合は、衝突から 210Myr 後に２つのリングと hole

さらにディスクが無限に薄いと仮定することでが形成される事がわかる。形成された Inner ring はディスクに対して 30◦ 傾き、観測で得られた特徴と一致した。また、衝突後の M32 の位置、質量も観測と一致した。
以上の様な解析結果から、彼らは M31 ディスクの∆σz2 = 2πGΣ∆zd .
式(1)(2)(3) より、衛星銀河質量とディスクの厚さの関係[

２重リング構造は、M32 の衝突によって生成されたMs =ものであるというモデルを提唱し、それが現在の定説となっている。

(3)

Md vs2 ∆zd
4G

]1/2
,

(4)

が得られる。
さらに、式 (4) に Widrow et al. (2003) のモデル

M31 ハローのアンドロメダスト A のパラメータ Md = 7 × 10 M⊙ を導入すること
で、衛星銀河の臨界質量
リーム
(
)1/2
9

3

Mc = 5.2 × 109 M⊙ ×

Mori & Rich (2008) では AGS を形成した衛星銀河の質量をディスクへの影響より制限し、その衝突(過程を調べた。

Md
7 × 1010 M⊙) ( ∆z )1/2

vs150km s−1d0.3kpc,(5)を得る。ここで現在の M31 のディスクの観測よ3.1

ディスクの厚さと衛星銀河質量の関係 り、∆zd ≤ 0.3kpc であるため、衛星銀河の最大質以下では、ディスクへの力学加熱を仮定し、ディ
スクの厚さ (zd ) と衛星銀河質量 (Ms ) の関係を導く。
まず初めに、衛星銀河の軌道エネルギーが ∆E だけ減少し、質量 Md のディスクの速度分散 (σz2 ) が ∆σz2
だけ増加したとすれば、∆E =1
Md ∆σz2 ,2(1)

量は 5.2 × 109 M⊙ 。また、AGS の観測より金属量[F e/H] ≳ −1 より、mass-metallicity relation を使うことで最小質量は 5 × 108 M⊙ となる。以上の解析から、彼らは AGS を形成した衛星銀河の質量は5 × 108 M⊙ ≤ Ms ≤ 5 × 109 M⊙ と予想した。

3.2の関係が成り立つ。
次に Chandrasekhar の力学的摩擦の表式より、衛星銀河が受ける力が F ≃ −4πG2 Ms2 ρd vs /|vs |3 (ρd :ディスクの質量密度、vs :衛星銀河の速度) と見積もる事ができる。これを軌道に沿って積分することで、軌道エネルギーの減少量 ∆E は、∆E ≃ 4πG2 Ms2 Σ/vs2 ,数値シミュレーション

3.1 節では解析的に衛星銀河の質量を見積もった。
ここではその見積もりの検証のため、質量が違う 3 つの衛星銀河のモデル (モデル A:109 M⊙ , モデル B:5 ×

109 M⊙ , モデル C:1010 M⊙ ) で N 体シミュレーションを行った。図 5 にモデル A の結果を示す。現在の姿に対応する図 5 の (e) を見れば AGS やシェルが再現(2)

されていることがわかる。

と求められる。
また、軸対称の薄いディスクに対するジーンズ方程式 ∂z (ρd σz2 )+ρd ∂z Φ = 0 (Φ:ポテンシャル) と poisson

1822021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

まとめと今後の展望
Block et al. (2006) では、2 重リング構造は M32(質量 1010−11 M⊙ ) が 210Myr 前に M31 に head-on 衝突したことで形成されたと結論づけられた。一方、Mori& Rich (2008) では、AGS は過去に衛星銀河が M31に head-on 衝突したことで形成され、また衝突した銀河の質量は ≤ 5 × 109 M⊙ でなければ観測されるM31 のディスクの厚さと矛盾すると結論づけた。
図 5: モデル A のシミュレーション結果 (Mori & Rich

これらの結論を合わせて考えると、一つの矛盾が2008) 上段:1Gyr 前から 0.25Gyr 前までの姿、下段:存在する事に気が付く。Mori & Rich (2008) で行っ

現在 (0.00Gyr) から 3.00Gyr 先の姿た、衛星銀河の衝突による円盤加熱の解析が正しいとすると、Block et al. (2006) で考えられたような大質量衛星銀河が M31 に衝突した場合、薄い恒星円盤は加熱され分厚くなってしまうだろう。そして、現在の M31 恒星ディスクの幾何学的な厚さの観測と矛盾すると考えられる。
この矛盾点と、AGS、2 重リングともに M31 ディ
スクの中心付近に衛星銀河が衝突したことで形成されたという共通点から、今後の研究として、AGS と2 重リング構造が同時に形成される可能性について検証していく事にする。具体的には、一つ目に、Mori& Rich (2008) の計算に流体力学計算の加える。二つ目に、星形成の効果を取り入れ、観測との比較を
図 6: ディスクの厚さ < z 2 >1/2 (Mori & Rich 2008)
緑:初期状態、黄色:衝突なし、ピンク:モデル A、青:モデル B、赤:モデル Cする。そして三つ目に UV、可視光、赤外線などの観測データとの詳細な比較を行い、モデルの妥当性を検討する。このような解析を通して、無矛盾な M31
円盤形成模型を構築していきたい。

図 6 にディスクの平均的な厚さ < z 2 >1/2 を示す。
衛星銀河の衝突がない場合はディスクの厚さが安定していることがわかる。また、銀河衝突後のディスクの厚さは、半径 10kpc 以下に注目すると、モデル

Reference
Irwin, M. J., et al. 2005, ApJ, 628, L105-L108

A、B では厚さの増加が 10% 以下に抑えられている Fardal, M. A., Guhathakurta, P., Babul, A., & McConnachie, A. W. 2007, MNRAS, 380, 15-32のに対し、モデル C では 50% 以上増加しているところもある。つまり、大質量銀河が衝突した場合はディ Mori, M., & Rich, R. M. 2008, ApJ, 674, L77-L80
スクが分厚くなってしまい、現在の M31 のディスクの観測と矛盾することになる。以上の結果と、3.1 節
で行った解析結果とを合わせて、彼らは衝突した衛Barmby, P., et al. 2006, ApJ, 650, L45-L49
Block, D. L., et al. 2006, Nature 443, 832-834星銀河の質量は ≤ 5 × 109 M⊙ であると結論付けた。

183

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銀河 poster3

ダークマターハローのユニバーサルスケーリング則筑波大学 理工情報生命学術院数理物質科学研究群物
理学学位プログラム
金田 優香

184

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダークマターハローのユニバーサルスケーリング則金田 優香 (筑波大学大学院 宇宙物理理論研究室)

Abstract
本発表では “The connection between the cusp-to-core transformation and observational universalities

of DM haloes” (Ogiya et al. 2014) のレビューを行う。コールドダークマター (CDM) モデルは天体形成の標準モデルとして考えられている一方で、理論と観測との間の深刻な矛盾が指摘されている。その一つに、「宇宙論的シミュレーションではダークマター (DM) ハローの中心密度分布がカスプ状になるという予言がされているが、近傍矮小銀河の観測では DM ハローの中心密度分布が平坦に近いコア状の分布を持つものが多数発見されている」という矛盾 (カスプ・コア問題) がある。この矛盾を解決する考えとして、初期にカスプ型だったダークマターの中心密度分布がコア型に変化するというバリオンによる力学進化シナリオ (カスプ・コア遷移) が挙げられる。また、DM ハローには、密度や半径、質量の間に普遍的なスケーリング則があることが知られており、ハロー中心から 300pc 以内の質量が一定であること (Strigari et al. 2015)、ダーク
マターハロー中心部の面密度 µ0D が一定であること (Kormendy & Freeman 2004)、などが知られている。

Ogiya et al. (2014) は、Strigari relation は矮小銀河においては µ0D relation と同義だが、大きいコア半径を持つ DM ハローの範囲では µ0D relation が観測を再現すること、カスプ型の DM ハローの中心密度分布がバリオンの力学進化によりコア型に変化する過程から µ0D relation が自然に導かれること、DM ハローの中心密度がその形成時期を知るための情報を含むことを指摘している。

1

Introduction

1.1

カスプ・コア問題のスケール長で分布のべきが-1 から-3 に切り替わる半径である。
一方、近傍矮小銀河の観測では、DM ハローは中心

CDM モデルは、1Mpc を超えるような大きなス

密度一定の密度分布を持つことが知られている。こケールの天体の統計的性質を説明する事に成功する

れをコア型と呼び、これをよく表現するプロファイ

一方で、銀河よりも小さなスケールでいくつかの問ルの例として Burkert プロファイル (Burkert 1995)

題が指摘されている。ここでは、その問題点の一つが挙げられる。Burkert プロファイルはであるカスプ・コア問題について説明する。カスプ・

ρ(r) =

コア問題とは、宇宙論的シミュレーション結果と観測との間で DM ハロー中心部の密度分布が矛盾するという問題のことである。
シミュレーションでは DM ハローの質量密度分
布は中心で発散する形が得られ、この分布をカスプ(「尖った先端」の意) 型と呼ぶ。カスプ型の分布をよく表現するプロファイルとして、NFW プロファイ
ル (Navarro et al. 1997) が挙げられる。NFW プロ
ファイルは

ρ(r) =

ρs rs3,r(r + rs )2

ρ0 r03,(r + r0 )(r2 + r02 )(2)のように表される。ρ0 は中心密度、r0 はコア半径で平坦な密度分布を示す中心部分の半径である。
このような理論と観測の間の矛盾を解決するシナリオとして、バリオンの影響によって初期にカスプ型だった DM ハローの中心密度分布がコア型に変化する力学進化シナリオが考えられている。バリオンの影響によるカスプからコアへの遷移を駆動する具体的な理論模型の一つとして、supernovae feedback(1)による重力ポテンシャルの変化を考えるという理論のように表される。ρs はスケール密度、rs はハロー

模型がある。例えば、Ogiya & Mori (2012)、Ogiya& Mori (2014) で提案されたシナリオでは、超新星

185

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校爆発に伴う銀河風によるガスの膨張と収縮の繰り返
しによる重力ポテンシャルの振動を正弦波の重ね合
わせで表現しシミュレーションを行ったところ、カ
スプ型からコア型への遷移が起こることがわかって
いる。

1.2

スケーリング則スケーリング則とは、DM ハローの密度や半径、質量の間にある普遍的な法則のことで、例えば、Burkert

relation (Burkert 1995)、Strigari relation (Strigari
et al. 2015) や, µ0D relation (Kormendy & Freeman
2004) などがある。
Strigari relation は銀河系周辺の矮小楕円体銀河(dSph) を対象とした法則で、中心から 300pc までに含まれる DM の質量が ∼ 107 M⊙ で一定となるというものである。

µ0D relation は近傍の Sc-Im 銀河を対象とした法図 1: Strigari relation と the µ0D relation の関係

則で、中心表面密度 µ0D ≡ ρ0 r0 が一定であるというものである。

3µ0D relation の起源µ0D relation は Kormendy & Freeman (2004) に2

スケーリング則同士の関係

より単なる経験則として発見されたが、Ogiya et al.

Ogiya et al. (2014) では、Strigari relation と µ0D(2014) では µ0D relation がカスプ・コア遷移によって自然に導かれることを指摘している。

relation との間にどのような関係があるのかを調べている。
図 1 の上のグラフの縦軸は中心から 300pc 以内のDM ハローの総質量 M (<300pc)、下のグラフの縦軸
は中心密度 ρ0 、横軸がコア半径 r0 である。青いシ
ンボルは、近傍銀河の観測によって得られた DM ハ
ローの観測データである。DM ハローが Burkert プ

生まれたばかりの DM ハローはカスプ型のプロ
ファイルを持つ。この時、concentration parameterc ≡ r200 /rs と定義する。ここで、その内側の DM ハ
ローの平均密度が宇宙の臨界密度 ρcrit の 200 倍となる半径を r200 とすると、DM ハローの典型的な質量M200 を以下のように定めることができる
M200 ≡

ロファイルを持つと仮定した場合の µ0D relation を
赤実線、Strigari relation を黒実線で示している。
図 1 を見ると矮小銀河のスケールでは µ0D relation
も Strigari relation も観測データに一致するが、大きいコア半径を持つダークマターハローの範囲ではµ0D relation のみが観測を再現することが見て取れる。これより、µ0D relation がより本質的なスケー
リング則であると言える。

4π3200ρcrit (1 + z)3 r200
.
3

(3)

concentration parameter c は上記の M200 と DM ハローが形成された赤方偏移 z の関数として表せる(Prada et al. 2012)。
次に、初めカスプ型だった密度分布がバリオンの効果によりコア型に変化する様子を考える。あるハローが持つ NFW プロファイル (カスプ型) のパラ
メータ ρs 、rs が Burkert プロファイル (コア型) のパ
ラメータ ρ0 、r0 に遷移した際の変化を算出する。密度分布がバリオンの効果により変化すると考えると、

186

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
ハローにおけるバリオンの割合は 10%以下と小さくいる。パラメータが同じであれば isothermal sphere

無視できることから、「中心部のみ密度分布が変化すと Burkert プロファイルの差は非常に小さいので、る」「M200 は保存する」と仮定できる。この２つの条

Ogiya et al. (2014) は Spano et al. (2008) の ρ0 、r0

件と式 (1)、(2) を合わせると r0 ≈ rs 、ρ0 ≈ ρs と遷をそのまま採用している。赤線は Salucci らがデー移することを導ける。Ogiya & Mori (2011)、Ogiya

タから求めた µ0D = ρ0 r0 = 140M⊙ pc−2 に対応す

& Mori (2012)、Ogiya & Mori (2014) より、カスプ・ る。マゼンタ線は、宇宙初期の 3σ の密度揺らぎがコ
コア遷移を駆動するメカニズムは系の主要な星形成

ラプスしてカスプ型のハローを作り、それがコア型に伴う supernovae feedback であることを考えると、 に進化したときに持つ ρ0 、 r0 の線である。グラフ
カスプ・コア遷移は銀河形成と同時期に起こったとは、密度揺らぎがこれ以下の領域 (図 2 ではマゼン仮定できる。

タ線の下側) で銀河がよく形成されることを示してPrada et al. (2012) が宇宙論的シミュレーション

いる。黄・緑の領域は系の冷却時間 tcool と自由落下から導いた c(M200 , z) relation に上記の変換則を用

時間 tﬀ が、tcool ≤ tﬀ である領域で、このような領いて ρ0 、r0 を求め、それを z ごとにプロットしたの域では星形成が可能である。つまり、マゼンタ線のが図 2 の黒実線である。カスプ・コア遷移が起こっ

下側と、黄・緑の領域が重なる位置にハローが多くた赤方偏移 z は黒実線の両端に記されている。黒の存在するのはごく自然なことであり、本論文はこれ

一点鎖線はハローの典型的な質量 M200 の等高線でが µ0D relation(赤線) の物理的要因であるというこある。

とを示した。
加えて、図 2 の黒実線は現在ある ρ0 、 r0 の組みを持つダークマターハローがいつカスプ・コア遷移を起こしたものか (z) を示した線と解釈することができる。銀河が存在する範囲で ρ0 がおおよそ r0 に依らないことから、ハローの ρ0 がわかれば、カスプ・コア遷移が発生した z 、つまりはその銀河のメジャー
な星形成期 z を求めることができる。
上記のことは、以下の２つの先行研究の結果と本論文で導いた結果が一致することから妥当であると考えられる。一つ目に、Burkert (1995) では図 2 の
青い四角で囲われた範囲の DM ハローの z=0.6 で

図 2: カスプ・コア遷移を経験した CDM ハロー (黒線) と近傍銀河の DM ハローの観測データ (青点) との比較あることが確認されており、これは本論文の図から示される結果と一致している。二つ目に図 2 の観測データを表す青いシンボルの中の特に大きな三角形
は Sculptor dSph を表していて、先の研究 (Salvadori

図 2 の縦軸はカスプ・コア遷移後の DM ハローの 中

et al. 2008) でこの天体の形成時期は z=7、質量はお心密度、横軸がコア半径である。青いシンボルが近傍

よそ 108 M⊙ と考えられており、本論文の図から示さ

銀河の観測データで、それぞれ三角形が Salucci et al.

れる結果と一致している。

(2012)、四角形が Spano et al. (2008)、円形が Donato
et al. (2009) のデータである。Salucci et al. (2012)
は dSph のデータを Burkert プロファイルでフィッ

4Conclusion

トして、Spano et al. (2008) は spiral garaxies のデー

Ogiya et al. (2014) は、「Strigari relation は矮小タを isothermal sphere でフィットして、Donato et

銀河においては µ0D relation と同義だが、大きいコ

al. (2009) は spiral galaxies のデータを Burkert プロ ア半径 r を持つダークマターハローの範囲では µ00D
ファイルでフィットして得た ρ0 、r0 をプロットして187

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
relation が観測を再現するため、µ0D relation がより本質的なスケーリング則と言えること」、「カスプ型の密度分布がコア型に変化する過程から、観測による経験則であった µ0D relation が成り立つことを物理的に導けること」、「コア型のダークマターハローの中心密度 ρ0 から、そのダークマターハローの形成
時期 z を導けること」を指摘した。
今後は、最新の観測データとシミュレーションを用いて、この研究を発展させていく予定である。

Reference
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Wilkinson M.I., Gilmore G., Grebel E.K., Koch A.,&
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IAU Symp. 220, Dark Matter in Galaxies. Astron.
Soc. Pac., San Francisco, p.377
Navarro J. F., Frenk C. S.,& White S. D. M., 1997, ApJ,
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Ogiya G. & Mori M., preprint
Ogiya G., Mori M., Ishiyama T., & Burkert A. 2014,
MNRAS, 440, L71
Ogiya G., Mori M. 2014, ApJ
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Salucci P., Wilkinson M. I., Walker M. G., Gilmore G.
F., Grebel E. K., Koch A., Frigerio Martins C.,&
Wyse R. F. G., 2012, MNRAS, 420, 2034
Salvadori S., Ferrara A.,& Schneider R., 2008, MNRAS,
386, 348
Spano M., Marcelin M., Amram P., Carignan C., Epinat
B.,& Hernandez O., 2008, MNRAS, 383, 297
Strigari L. E., Bullock J. S., Kaplinghat M., Simon J.
D., Geha M., Willman B.,& Walker M. G., 2008, Nature, 454, 1096

188

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銀河 poster4

high-z の銀河における core-cusp 問題
大阪大学 理学研究科宇宙地球科学専攻
片山 諒介

189

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

high-z の大質量銀河における core-cusp 問題
片山 諒介（大阪大学大学院 理学研究科）

Abstract
本講演では、(Dekel et al. 2021) のレビューを行う。z ∼ 2 の大質量銀河 (Mv ≳ 1012 M⊙ ) では、回転曲線からダークマターの質量密度が半径 ∼ 10 kpc にわたって core プロファイルを示すことが知られている。本論文では、大質量 compact satellites が high-z で host 銀河に合体するとこのような core を生み出すというシナリオを考えた。

1

れを compact 化するという。high-z では合体の確率

Introduction
銀河のダークマター (DM) 密度分布は、銀河半径を r として ρ ∝ r−α と書ける。core-cusp 問題とは、銀河の中心部の DM 密度が、観測からは α ∼ 0 − 1が高く、ガスの量が多く compact 化しやすい。そして銀河中心が熱い状態に保たれて AGN フィードバッ
クが効果的になるだろう。

で ’core’ なプロファイル、DM-only シミュレーショ
ンでは α ∼ 2 − 3 で ’cusp’ なプロファイルをしていて一致しないという問題である。core-cusp 問題は始め、矮小銀河について提起されたが、この場合は超2

Methods / Results

2.1

Fiducial mass proﬁle

新星爆発の爆風によってバリオンと DM が銀河の外側にまき散らされることで説明できると考えられている。
しかし近年、大質量銀河に対しても同様の問題が存在することが指摘された (Genzel et al. 2020)。これ

この章では、VELA シミュレーション (Ceverino

et al. 2015) の結果から、satellite の基準となる密度
プロファイルを決める。平均化された密度プロファイル ρ̄ は二つのパラメータ α と c で決められる。

は特に z ∼ 1.2−2.5 でビリアル質量が Mv ≳ 1012 M⊙ρ̄(r) =の銀河に多い。また、core なプロファイルになっていρ̄c,xα (1 + x1/2 )2(3−α )る範囲が ∼ 10 kpc と、銀河の有効半径よりも広い。
このサイズの core プロファイルを生み出すには、超ρ̄c ≡ c3 µ(c, α)ρ̄v ,新星爆発のフィードバックは不十分である。

ﬂow である。これらを含めても、いまだにシミュレー
ションで ∼ 10 kpc の core を作り出したものはない。
ジーンズ平衡にある場合、銀河の速度分散は中心に近づくほど小さくなり、温度が低くなって物質は中心領域に強く束縛される。したがって先に DF による加熱があると、AGN outﬂow のの効果が強めると考えられる。また、落ち込んでいく satellites がコンパクトで、より radial な軌道であれば DF による

r
c
R

Mv
(4π/3)Rv3µ(c, α) ≡ cα−3 (1 + c1/2 )2(3−α)

超新星爆発以外に今まで提案されているフィードバ
ックは、dynamical friction(DF)、AGN-driven out-

ρ̄v ≡

x≡

(1)

(2)
(3)

α は銀河中心部の密度の log スロープ、c は concentration といい、中心部に質量が集まっているほど大きい値をとる。34 個の銀河をシミュレーションした
結果、DM-only の基準プロファイルとして、compact
化する前の diﬀuse satellite は (c, α) = (3, 0.5) を採用し、compact 化した satellite は (c, α) = (7, 1) を採用する。compact になる質量閾値は mv ≳ 1011.3 M⊙である。

加熱が強くなる。satellites は mv ≳ 1011.3 M⊙ ならば劇的に compact になり (Ceverino et al. 2015)、こ190

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
るフィッティング結果から、f (lt ) の 2 倍の値を採用
した1 。

2.3

Dynamical friction heating:Semi-analytic SatGen simulation

DF heating が強くなるための satellites の性質をより正確に調べ、前節の DF heating トイモデルの妥
図 1: VELA シミュレーションから得られたパラメー

当性を確認する。そのために半解析的シミュレーショ

タ (c, α) の推移。縦線は compact 化以前/以後の境ン SatGen(Jiang et al. 2020) を用いた。これは host界。この結果から基準プロファイルのパラメータを銀河に satellite が入っていく間の tidal stripping を決めた。

計算し、その結果は satellites の初期密度プロファイ
ルによって決まる。

2.2

トイモデルと SatGen の結果を、satellites が hostDynamical friction heating:
Toy model

cusp の half-mass radius(7 kpc) の地点に来た時点の値で比較すると、表 1 のように、数値に大差ない。

DF がする仕事 Wc は次の近似式で与える。
Wc = sRc F
F = 4π(ln Λ)G2

compact な satellites とそうでないものの違いも同じ
(4)

ρm2
H(u)
V2

傾向を示すことができているので、トイモデルの定性的な推定を確認できたといえる。以上の議論では、(5)

Rc は特徴的な cusp の半径、s は satellites が cusp
内を通った経路の長さによるファクタ、F は DF が

表 1: トイモデルと SatGen の tidal stripping 効果とDF heating 効果

satellites に及ぼす力 (Chandrasekhar 1943) である。
また、式 (5) 中の ρ は cusp 中の特徴的な密度、m はsatellite に束縛された質量、V は satellite の速さである。式 (5) に m、V が含まれていることから、tidal

stripping の影響を受けないほうが DF heating は強くなる。したがって satellites は compact なほど DFに大きく寄与する。

m/mv

Wc /Kc

トイモデル

0.39, 0.046

2.05, 0.029

SatGen0.32, 0.090

2.00, 0.320

satellite を一つだけ落とした時の議論であったが、本論文では複数の satellites を続けて落とした場合にも同様の議論を行い、同じ傾向を得ている。

Wc は host 銀河の初期の運動エネルギー Kc ≈1/2Mc σ 2 で割って規格化する (Wc /Kc )。

2.4

satellites に束縛された質量を評価するために、l を
satellite 中心からの距離として半径 l 内の質量m=
f (l) ≡
mv
satellite の初期ビリアル質量(6)Cusp relaxation

DF の次の AGN によるフィードバックを調べる前に、host halo が DF の加熱に対してどのような応答を示すのかを調べる。まずトイモデルを用いて調べた後、N 体シミュレーションを用いる。

を定義する。この式に潮汐半径 l = lt を代入すれば、DF によるエネルギーは運動エネルギーとして与え

satellite に束縛された質量を評価でき、これは単にられ、それがだんだんポテンシャルエネルギーに移っ
host 銀河半径 r の関数となる。ただしこの定式化で ていき、温度が下がりつつ core 半径が広がって新たは、tidal stripping が球対称に起こることを仮定して なジーンズ平衡に到達する。host halo は W (r) が前いるため、実際の束縛質量よりも低く見積もっている。本論文ではこれをＮ体シミュレーションに対す

191

1 わかりづらいが、f は r の関数である。

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校節で得られた結果通りに、一瞬で与えられると仮定する。図 2 から、与えられたエネルギー W がポテ
ンシャルエネルギー U を増加させ、運動エネルギーは初期値よりも低くなっていることがわかる。また、

compact な satellite の方が加熱の作用が大きいこともわかる。結果として中心領域の密度プロファイルが平坦に近づいていることが図 3 から確認できる。
図 4: 左：satellites の軌道。最初の３回の近日点が見えている。右：halo の運動エネルギーを最初の値で規格化したもの。青線が compact、赤線が diﬀuse。

図 2: トイモデルの結果。実線：もとの運動エネル
ギー K で規格化した運動 (青)・ポテンシャルエネル
ギー (赤) の変化。点線：DF によって与えられたエネ
ルギー。左が compact satellite、右は diﬀuse satellite

図 5: 横軸を host 銀河半径にしたもの。異なる色はによるもの。

異なる時間を表す。左図は運動エネルギー、右図は密度。
また、N 体シミュレーションの結果から、cusp が加熱されてから冷却されるまでのタイムスケールがthot ∼ 0.5tv と推定される。tv は横断時間2 である。
これは AGN フィードバックの影響を受けるために
十分長い。

2.5

DM response to AGN outﬂow

AGN gas outﬂow に対する DM の応答のモデルと図 3: トイモデルからの密度プロファイルの計算結果。
この結果を N 体シミュレーションで確認する。また、加熱のタイムスケールにも注目する。この結果を図 4、図 5 に示す。 図 4 左、図 5 左では、satelliteが近日点に来るのが 3 回見える。右図を見ると、このタイミングに応じて host halo が加熱され、その後、元の温度よりも冷えていくことがわかる。また、
図 5 右から、冷却されたタイミングで密度プロファ
イルが平坦になっていることがわかる。

して CuspCore という解析的モデル (Freunglich etal. 2020) を用いた。その結果を図 6 に示す。ここでは outﬂow によって吹き飛ぶ質量が、ガス質量の 50 ％としている。
黒線は DF なしの場合、青線は DF による加熱後、冷え切ってから AGN outﬂow が起きた場合、赤線はDF による加熱後、熱いうちに AGN outﬂow が起きた場合を示している。これを見ると cusp が熱いうち
2 横断時間は host 銀河を横断するタイムスケールである。cusp
が hot な状態を保つ時間が横断時間よりも短すぎる (thot ≪ tv )と、satellite が近日点を通ってもう一度戻ってくるまでに冷却されてしまい、DF heating が無意味になる。

192

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Conclusion
本論文は、z ∼ 2 周辺の Mv ≳ 1012 M⊙ の銀河において ∼ 10 kpc サイズの core な DM 密度プロファ
イルが (Genzel et al. 2020) によって発見されたことに動機を持つ。dynamical friction や AGN などの効果を取り入れてもこの core を再現できたシミュレー
ションはない。
図 6: CuspCore モデルを用いて AGN outﬂow 後のDM 密度プロファイルを示したもの。左が compact、
右が diﬀuse satellite。

本論文で考えたシナリオは、compact satellites に
働く DF によって cusp が加熱され、その間に AGN

outﬂow によって core になるというものである。
DF が効果的になるために重要なのが satellites のに AGN outﬂow が起こるとより core になることがわかる。こちらも複数の satellites が続いて落下した

compact 化である。これは銀河質量が ∼ 1011.3 M⊙ 以
上であれば自然に起きる。この質量の銀河は、Mv ≳場合を検証しているが、割愛する。

1012 M⊙ の host に対して合体する主要な satellites である。

3と、DF によってビリアル時間の半分程度 (0.25 Gyr)cusp な host 銀河に compact satellite が落ちていく

Discussion
こ こ ま で 、 Mv≳

1012 M⊙ の 銀 河 は mv≳

でもとの cusp が持っていた運動エネルギーに匹敵するエネルギーがそこに与えられる。これはトイモデ

1011.3 M⊙ の compact satellites によって core 密度

ルと半解析的シミュレーション SatGen を用いた。

プロファイルになることを示した。この質量閾値を

DF によって加熱された cusp は、横断時間の半分

超えて compact 化した satellites はその 20 ％の質量程度でそのサイズを広げ、より平坦な cusp になりつを cusp まで運び、そこを十分に加熱できるため、こ

つ冷えてしまう。しかし複数の satellites が続けて落の閾値を超える大質量 satellites が重要になる。まちていくことによって熱い cusp を保つ。これはトイ

た、AGN の観点からも似た閾値が必要で、これはモデルと N 体シミュレーションで確認した。

Mv ≲ 1012 M⊙ の halo の中心ブラックホールはその後に続く AGN outﬂow によって cusp 内のガスが成長が抑制されるからである。

取り除かれる。こうして ∼ 10 kpc の core が生み出
high-z の方が core を形成しやすい理由は、DF の観 される。これは解析的モデル CuspCore を用いた。
点からいえば 3 つある。一つ目は、トイモデルにおいて DF で銀河に蓄えられるエネルギーが ∝ (1 + z)5/2
であり、z ∼ 2 付近で cusp の運動エネルギーに匹敵するからである。二つ目は、high-z の方がガスの割合が多いため、拡散しやすく、compact になりやすいためである。三つ目は、high-z の方が satellites
が host に入るときの軌道が circular よりも radial にReference
Dekel A., & Freundlich J., & Jiang F. et al. 2020,
arXiv:2106.01378
Genzel R. et al. 2020, arXiv:2006.03046

なり、tidal stripping をあまり受けず、DF の効果がCeverino D., & Primack J., & Dekel A. 2015, MNRAS

より強まるためである。また、ガスの割合が多いとChandrasekhar S. 1943, ApJ

AGN の活動が活発になるため、high-z の方が core
を作りやすい。

Jiang F., & Dekel A., & Freunglich J. et al. 2020,
arXiv:2005.05974
Freunglich J., & Dekel A., & Jiang F. et al. 2020, MNRAS

193

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銀河 poster5

局所銀河群の矮小楕円体銀河における質量-金属量関
係の調査名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
松井 瀬奈

194

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

局所銀河群の矮小楕円体銀河における質量-金属量関係の調査
松井 瀬奈 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙には、矮小楕円体銀河（dwarf spheroidal）と呼ばれる極めて暗い銀河が存在する。矮小楕円体銀河は
一般に現在は星形成が起きておらず、星間物質が極めて少ない。さらに、暗黒物質が大量に存在するという示唆が得られている (e.g.,[1]; [2])。本研究ではこれらのビリアル質量および星質量と金属量の関係を調べる
ことにより、矮小楕円体銀河の星形成史・化学進化史を探ることを目的とする。矮小楕円体銀河については[Fe/H] がほぼ唯一の金属量指標であり、金属量指標としてこれを採用した。[Fe/H] は星種族の金属量を測る指標であり、ガスの金属量の指標である 12 + log(O/H) とは星形成史への依存性が一般に異なる。このような [Fe/H] を用いたビリアル質量-金属量関係としては、先行研究として [3] を参照。12 + log(O/H) を用いたガスリッチな矮小銀河の研究は最近増えているが、[Fe/H] を用いた研究は依然として少なく、また星質量についての研究がほとんどである (e.g., [4])。本研究では [5] の Table 1. に掲載されている矮小銀河のデータを用いて [Fe/H] による恒星種族の金属量を更新し、[3] および [4] の結論の再検証を行う。

1

Introduction

1.1

矮小銀河

もさらに暗い矮小銀河が次々と発見された。これらの銀河はウルトラコンパクト矮小銀河 (UFD) と名付けられている。本研究では主に dSph と UFD を対象

宇宙に存在する無数の銀河は、B バンドの絶対等級天体として扱うものとする。

によって 2 つに大別できる。絶対等級で約 −18 等級より明るいものを巨大銀河 (giant galaxy)、暗いものを
矮小銀河 (dwarf galaxy) と分類する。さらに矮小銀河

1.2

銀河考古学

は主に、矮小楕円銀河 (dwarf elliptical galaxy: dE)、

銀河考古学 (Galactic Archaeology) とは、銀河を矮小楕円体銀河 (dwarf spheroidal galaxy: dSph)、矮

一つ一つの恒星に分離し、個々の恒星の性質を考える

小不規則銀河 (dwarf irregular galaxy: dI or dIrr)、 ことにより銀河形成史、銀河進化史に迫る分野であブルーコンパクト矮小銀河 (BCD) の 4 つに細分する る。具体的な手法として、恒星の明るさを測る「測光ことができる。この中でも矮小楕円銀河 (以下、dE)

観測」、恒星の光を分光器で分解しスペクトルから恒と矮小楕円体銀河 (以下、dSph) は星形成を行ってお星の特性を調べる「分光観測」、そして天球面上でのらず、滑らかな表面輝度分布を持つ。さらに、dSph

恒星の位置から年周視差や固有運動などを測定するは dE よりも光度が低く、約 105 -107 L⊙ 程度の明る 「アストロメトリ (位置天文学)」が用いられる。それさである。dSph は似たような天体として球状星団と らの手法から、恒星一つ一つの等級や色、化学組成比較されることも多いが、球状星団に比べて広がっ 比、視線速度などの情報を得ることができる。観測た金属量分布を持つ。すなわち、全ての恒星が同時 から得られたデータを組み合わせ、恒星の距離、年期に形成された球状星団に対し、dSph は様々な年代

齢、金属量、速度分散、質量、さらには化学進化やの恒星の集まりである。また dSph は星間物質が極め星形成史などを求め、銀河全体の形成進化史へと応て少なく、暗黒物質が大量に存在するという示唆が用させる。本研究は、光度-金属量関係 (Luminosity-

得られている (e.g., [1]; [2])。dSph はその暗さが故にMetallicity Relation: LZR) ならびに質量-金属量関1930 年代後半にようやく発見されたが、SDSS(Sloan 係 (Mass-Metallicity Relation: MZR) を調べること
Digital Sky Survey) による観測が進み、dSph より により、矮小銀河の星形成史・化学進化史を探ること

195

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校を目的とする。LZR は銀河間の化学進化の違いを表学の研究向けに特化した恒星のデータベースを利用

す最も簡単な指標の一つである [4]。また、恒星の質量した。SAGADatabase には天の川銀河を含む 30 のは光度と比較して化学進化とより密接な関係を持つた

局所銀河群に所属する銀河の恒星データが掲載され

め、MZR は化学進化史を探る上でさらに有用である。 ている。このデータベースでは、天体名、天体の位
しかし観測から直接得られる値である光度を使用する

置 (赤経赤緯、銀経銀緯)、バンドごとの等級、天体

LZR に対して、MZR は観測で得られた値から算出し の色、元素量 ([X/Fe]、[X/H]) などの物理量を得る
た質量を使用するため、その誤差についても考えなことができる [10]。

くてはならない。質量-光度関係は、銀河の星形成史

本研究では SAGA Database から金属量 [Fe/H] とに依存しており、星の初期質量関数 (IMF) からの寄

視線速度のデータを、[11] から銀河の有効半径と星与も考えられる [4]。また金属量について、dSph では

質量のデータを、さらに [12] から銀河の V バンドに

[Fe/H] がほぼ唯一の金属量指標であるためこれを採 おける光度のデータを引用した。
用した。[Fe/H] は星種族の金属量を測る指標であり、ガスの金属量の指標である 12 + log(O/H) とは星形
成史への依存性が一般に異なる。また 12 + log(O/H)

3を用いたガスリッチな矮小銀河の研究は最近増えているが、[Fe/H] を用いた研究は依然として少ない。

[Fe/H] は現在その銀河に存在しているガスでなく、過去に星間物質から誕生した恒星が保持している金属量を求めるため、銀河における初期段階の化学進化史を調べることができる。矮小銀河はガスが極めて少なく、その原因のひとつとして銀河風によってガスが吹き飛ばされることが示唆されている (e.g., [6];[7]; [8])。さらに、このような [Fe/H] を用いた MZRについて、これまでに先行研究として質量の算出方
法が 2 種類採用されている。1 つは速度分散から算出するビリアル質量 (力学質量) を用いる方法で、先Methods
初めに SAGA Database に掲載されている銀河の中でも、天の川銀河と、観測から [Fe/H] が得られていない 5 つの銀河、恒星のデータ数が十分でない 1つの銀河に関しては本研究では扱えないデータとして除外した。さらに金属量 [Fe/H] と視線速度 Vrad について恒星ごとに得られたデータを銀河のデータとして扱うために平均値とその分散を算出した。なお、[Fe/H] の平均は銀河ごとの [Fe/H] の値として、分散は誤差の算出に使用している。
ビリアル質量-金属量関係図で使用したビリアル質
量は、以下の方法から算出した値を採用した。
銀河ではビリアル平衡の場合、次の式が成り立つ。

行研究として [3] でビリアル質量-金属量関係についV2 ≈て考察されている。別の方法としては、観測で得られた星の全質量から算出する星質量を用いる方法が

GMvir
R

(1)

ある。この星質量-金属量関係については [4] で述べこのとき V は速度分散、R は銀河の有効半径、G はられている。これまでにビリアル質量と星質量の両万有引力定数、Mvir はビリアル質量を意味する。す方を比較した研究は行われていないため、本研究でなわち、ビリアル質量は式 1 を変形して、は 2 つの方法から算出した MZR の比較を行う。さMvir ≈らに [9] で導かれている質量-光度関係を再検討する

V 2R
G

(2)

ことにより、前述の銀河風の寄与などの観点を考慮

か ら 算 出 し た 。こ こ で 、速 度 分 散 V は SAGA

し矮小銀河の進化史に迫る。

Database から得られた恒星ごとの視線速度 Vrad の分散から求めた値を、半径 R は [11] に掲載された有2

効半径の値を使用して計算を行なった。以上より算Data

出されたビリアル質量と、SAGA Database から取得

本研究では SAGA Database(Stellar Abundances

した [Fe/H] の平均値から作図を試みた。
星質量-金属量関係図は [11] から星質量 M∗ の値を

for Galactic Archaeology Database) という銀河考古

引用、LZR 図は [12] から光度 L の値を引用し、SAGA

196

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Database から得られた [Fe/H] の平均値と組み合わせて作図した。ビリアル質量-光度関係図は [9] に倣って横軸を Mvir 、縦軸を Mvir /L として図を作成した。
注意点として、いずれの図も SAGA Database な
らびに [11]、[12] に掲載されているデータのみを使用しているため、データ点の数は数値掲載の有無に依存する。さらに、SAGA Database は様々な観測で得られた結果をまとめたデータベースであるため、1つの恒星につき掲載されている観測データが 1 つのみとは限らない。そのため、本研究では観測が複数回行われている天体のデータに対して観測数の逆数
でウェイトをかけて平均の値を決定している。なお異なる誤差評価での結果は必要に応じて当日の発表で言及する予定である。

4

図 2: ビリアル質量-金属量関係

Results
前述の方法から得られた図を以下に記載する。
図 2、図 3 ならびに図 4 について、本研究から得られたフィッティング線を実線 (緑色) で描画した。さらに図 2 では先行研究 [3] で得られたフィッティング
線を一点鎖線 (紫色) で表し、図 3、図 4 では先行研究 [4] で得られたフィッティング線を赤色 (実線) で表している。

図 3: 星質量-金属量関係

5Discussion and Summary
銀河のビリアル質量-光度関係について、先行研

究 [9] では dSph は低質量グループと高質量グルー
プの 2 つのクラスに分けられ、低質量グループで
2.0
は Mvir /L ∝ Mvir
が成り立ち、高質量グループで

図 1: ビリアル質量-光度関係

は Mvir /L = 一定という結果が得られた。しかし、本研究におけるビリアル質量-光度関係図 (図 1) では

197

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
いて、先行研究 [4] と比較すると LZR においては本研究の方が傾きがやや大きく、星質量-金属量関係の方が傾きが大幅に小さいという結果となった。前述の通り化学進化により密接に関係するのは MZR であるた
め本来であれば MZR の値を信頼したいが星質量-金属量関係 (図 3) の星質量に着目すると、M∗ ∼ 102 M⊙という数値は銀河の質量にしてはあまりにも小さすぎる。これらの値が過小評価となっている可能性を考慮すると、星質量の算出方法の再検討を行うべきである。また、M∗ < 103 M⊙ のデータを過小評価として除いた状態でフィッティングを行うとその傾き
は先行研究 [4] や LZR(図 4) で得られたものに大幅に近づくことから、[4] の M∗ ≤ 1012 M⊙ の銀河のMZR はほぼ連続しているという示唆を支持する結果となった。
図 4: 光度-金属量関係 (LZR)
そのような兆候は見られず、[9] の「矮小銀河の MZR

Acknowledgementには不連続点が存在しており、それを境にガス流出指導教官である竹内努准教授、同研究室の先輩方の有無が異なる」という解釈とは矛盾する結果となっ には、研究の議論やアドバイスをいただくなど多岐た。本研究で得られた Mvir が大きいほど Mvir /L がにわたりお世話になりました。この場をお借りして小さくなるという結論は、[1] の結果の相関関係に近深く御礼を申し上げます。

い。ここで言う Mvir /L は銀河のビリアル質量と全光度の比であり、Mvir /L が大きいということは暗黒物質 (DM) とバリオンの質量比が大きいと考えら

Reference

れる。本研究に適用して考えると低質量の銀河ほど[1] Mateo, M. L. 1998, ARA&A, 36, 435

ガスが枯渇しており、DM やバリオンの質量比が大きいと言える。さらに [8] の結論によると、矮小銀[2] Strigari L. E. 2018, Reports on Progress in Physics,
81, 056901

河の総質量 M が M ≤ 5 × 106 M⊙ であれば矮小[3] Tamura, N. et al. 2001, ApJ, 552, L113

銀河のガスは銀河風によって全て吹き飛ばされる。

5 × 106 M⊙ ≤ M ≤ 109 M⊙ である場合、ガスの流[4] Kirby, E. N., et al. 2013, ApJ, 779, 102

出が起こるが、全てのガスが失われるわけではない。

[5] Suda, T., et al. 2017, PASJ, 69, 76

このシナリオ [8] を本研究に適用すると、全ての銀河[6] Dekel, A., Silk, J. 1986, ApJ, 303, 39が過去に銀河風を経験しており、大部分もしくはほ[7] Mac Low, M.-M., Ferrara, A. 1999, ApJ, 513, 142

とんど全てのガスが銀河間空間に吹き飛ばされたと[8] Ferrara, A., Tolstoy, E. 2000, MNRAS, 313, 291

考察できる。
ビリアル質量-金属量関係図 (図 2) を先行研究 [3]と比較すると、全体的に銀河の金属量が増加してい[9] Hirashita, H., et al. 1998, ApJ, 504, 83[10] Suda, T., et al. 2008, PASJ, 60, 1159

る。これは観測技術の向上により、金属量がより正[11] McConachie, A. W. 2012, AJ, 144, 4

確に検出できるようになった結果と考えられる。
星質量-金属量関係 (図 3) ならびに LZR(図 4) につ[12] Errani R., et al. 2018, MNRAS, 481, 5073

198

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銀河 poster6

銀河 NGC1068 での原子輝線の観測結果に関する デー
タ解析と電波の分布図の考察
福島大学 共生システム理工学研究科物理メカトロニ
クス
渡邉 友海

199

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河 NGC1068 での原子輝線の観測結果に関するデータ解析と電波の分布図の考察
渡邉 友海 (福島大学大学院 物理・メカトロニクス分野)

Abstract
アルマ望遠鏡で観測した中性炭素原子輝線に関するデータ解析を行い, 電波の分布図を考察することで, 宇宙にある分子や原子がどのような運動をしているかを調べることを目的とした. 本研究では, 活動的な中心核（Active Galactic Nucleus:AGN）を持つ, 銀河 NGC1068 を対象とした. 銀河における星間原子・分子の組成, 反応, そして天体現象との関連を調べるためには, AGN 及び爆発的星形成 (Starburst:SB) の影響を明らかにする必要がある. アルマ望遠鏡で観測された原子輝線から, 積分強度図, 視線速度図, 視線速度分散図,

Position-velocity 図（PV 図）を作成した. 中性炭素原子輝線の観測結果によると, 中心部は系統的な, 及び局
所的に高速な激しい運動が見られる. これはガス全体の回転運動, 及び AGN 周辺から吹き出すガスの影響によるものと考えられている. SBring 内の南西部はリングに沿って, ゆるやかな速度勾配が見られる. SBring
内の CH3 OH のスペクトル線が特異的に強い東部では系統的な運動が見られる. 別々の速度が 2 つあり, こ
こでガスが衝突している可能性がある.

1

は, 星形成活動に比べて強力に X 線を放つ. X 線はIntroduction
1.1

銀河中心部の星間ガス（分子ガス）に作用し, ガスの研究背景

宇宙空間には所々にガスや塵が濃い場所があり, こ
れまでに主に電波望遠鏡を用いた回転スペクトルの観測によって, 約 250 種類の分子（星間分子）が発見されている. 宇宙にどのような分子および原子が存

温度を上昇させ, 分子を原子やイオンに分解・電離す
る. 分子ガス量に比べて, 相対的に原子ガスやイオンの量が激増した環境が, 活動銀河中心核周りには形成されると予想される.

在し, 分布しているのかを明らかにすることは天文学
における重要な課題である.

1.2

活動的な銀河 NGC10682

目的

本研究では, チリのアタカマ高地で稼働している

銀河 NGC1068（別名メシェ77）は, 地球からの距

国際共同のアタカマ大型ミリ波サブミリ波干渉計

離は 4700 万光年であり, AGN を持つセイファート

ALMA（Atacama Large Millimeter / submillime-銀河である. 中心部を取り巻くリング状のガスが濃

ter Array, 以後アルマ望遠鏡と呼ぶ）で観測した中い場所があり, そこは大質量星（太陽の 8 倍以上）が性炭素原子輝線に関するデータ解析と電波の分布図

多数形成する SB 領域となっている.

を考察し, 宇宙にある分子や原子がどのような運動をしているかを調べることを目的とした.
中性炭素原子の観測によって得られると期待され

3

Methods

る情報には, 次のようなものが挙げられる. 中性炭

3.1

素原子の 1 つの特徴として, 年齢の若い分子雲で, 強活動的な銀河 NGC1068 を対象とした. 銀河におけ研究概要

度が大きいことが予想される. また, 炭素を含む分子

る星間物質の組成, 反応, そして天体現象との関連をが破壊された場合には, 中性炭素原子の存在量が多く調べるためには, 分子に対する AGN 及び SB の影響なることが予想される. また, 活動的な銀河の中心核を明らかにする必要がある.

200

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
Fν は, フラックス（Flux Density）, その天体全体からの輝度を積分した量. ν は周波数である.
視線速度図 (Moment 1 map) では, 式 (2) のように計算される.

∫
Moment1 =< v >= ∫図 1:

銀河 NGC1068 の可視光での画像 Credit:

NASA, ESA & A. van der Hoeven(2)

式 (2) のように Flux Density で重みをつけた平均
視線速度の分布を出力する. 出力画像の単位は速度

アルマ望遠鏡で観測した中性炭素原子の観測の初期データを示す.

(km/s) である. Moment 1 map の積分では Signal-Noise 比 (S/N) が小さな領域を積分から除外するのが一般的である. これは, 天体速度（システム速度）

研究方法

3.2

Fν vν dνFν dν

研究には, 国立天文台天文データセンターの大学共同利用計算機を用いた. 多波長データ解析システム
内のソフトウェア, CASA を使用して, アルマ望遠鏡で観測された銀河 NGC1068 での炭素原子輝線から,

3 つの観測点の積分強度図 (Moment 0 map), 視線速

に対して速度差が大きな channel のノイズが速度平均値に大きなノイズを持ち込むため, それを重み付き平均計算から除外するという意図がある.
視線速度分散図 (Moment 2 map) は, 式 (3) で計算される.

度図 (Moment 1 map), 視線速度分散図 (Moment 2map) を作成する. 横軸は赤経, 縦軸は赤緯とする.

[∫
2

Moment2 =< v >1/2=

3 つの観測点は, 中心部 (CND), SBring 内の南西

に示す.

]1/2
(3)

部, そして SBring 内の CH3 OH のスペクトル線が特異的に強い東部 (CH3 OH strong point) であり, 図 2

Fν (vν − < v >)2 dν∫Fν dν

単位は (km/s) となる. 大きな速度の値を持つ領域ほど視線方向に大きな速度差を持つ構造があることを意味している. その原因は乱流であったり回転や落下であったりする.
積分強度図では全体像が分かる. 視線速度図では速度の変化, 視線速度分散図ではどこで運動が激しいかが分かる. 星はガスが重力で収縮することによって誕生する. この研究のためには, ガスの存在量や分布, そして運動を調べることが必須である.

PV 図では, 指定した線に沿ったガスの速度変化を読み取ることができる.
図 2: 銀河 NGC1068 での 3 つの観測点

4

Results

積分強度図 (Moment 0 map) とは, 3 次元の画像

4. 1

データを周波数方向へ積分した画像のことで, 各ピクセルにおいて, 式 (1) のように計算される.

3, 図 4 に示す. AGN 近傍の PV 図を図 5 に示す.

∫
Moment0 =Fν dν

中心部 (CND)

CND の視線速度図, 視線速度分散図をそれぞれ図
4. 2

(1)

SBring 内の南西部 (SBring)

SBring 内の視線速度図, 視線速度分散図をそれぞれ図 6, 図 7 に示す. PV 図を図 8 に示す.

201

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 視線速度図

図 4: 視線速度分散図

図 9: 視線速度図

図 10: 視線速度分散図

図 11: 赤緯 45” 図 12: 赤緯 47” 図 13: 赤緯 49”
図 5: AGN 近傍の PV 図

赤緯は約 50”とするを図 14(Garcia-Burillo et al. 2014) に示す. 画像は
銀河 NGC1068 の 12 CO(3-2) の電波によるものである. 図 14 と本研究で得られた銀河 NGC1068 の中性

図 6: 視線速度図

図 7: 視線速度分散図

図 14: CO 分子輝線の視線速度図
炭素原子輝線の視線速度図, 図 3, 図 6, 図 9 を比較し
図 8: PV 図赤緯約-0 °01’00”

た.
中性炭素原子輝線の観測結果によると, 図 3 より

4. 3

SBring 内の CH3 OH のスペクトル線が特中心部は共に系統的な, 及び局所的に 1000 km/s〜

異的に強い東部 (CH3 OH strong point)

1250 km/s の範囲にわたる高速な激しい運動が見らCH3 OH strong point の, 視線速度図, 視線速度分 れる. これはガス全体の回転運動, 及び AGN 周囲か
散図をそれぞれ図 9, 図 10 に示す. PV 図を図 11 か ら吹き出すガスの影響によるものと考えられている.
ら図 13 に示す.

赤緯約 50 の PV 図, 図 5 を見ると, 850〜1200 km/sの範囲でガスの運動が見られることが分かる.

5

図 6 より, SBring 内の南西部は共にリングに沿って,Discussion

ゆるやかな速度勾配が見られる. その速度範囲は 1100

5. 1 視線速度図の考察
先行研究として CO 分子輝線の視線速度図の全体

km/s〜1280 km/s である. 速度ごとに色分けして示されており, PV 図, 図 8 を見ると速度の動きが分か

202

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
速度が分かる. 図 11 と図 13 のどちらも 900〜1100

る.
図 9 より, SBring 内の CH3 OH のスペクトル線がkm/s の範囲で大きい運動が見られる.

特異的に強い東部では図 16 の CO 分子輝線の全体図と比較すると, 1020〜1040 km/s の速度範囲で系統的な運動が見られる. 別々の速度が 2 つあり（上部の6

細長い赤い部分と, 中央部の細長い青〜水色の部分）,
それらが近づき衝突している可能性がある. ガス衝
突での運動エネルギーは, H2 分子 1 つで 20 km/s の速度差の時, 4.1 eV 程度である.

CH3 OH が気相で観測されるには, 昇華する必要がある. ガス衝突での運動エネルギーは塵上の分子を昇華させるエネルギーより大きい.

52

これは AGN 周囲から吹き出すガスの影響によるものと考えられている.
図 6 ではリングに沿って, ゆるやかな速度勾配が見られることが分かった.

SBring 内の CH3 OH のスペクトル線が特異的に激しい運動が見られることが分かる. 別々の速度が 2

ここでは, 本研究で得られた視線速度分散図の考察を行う. 先行研究として CO 分子輝線の視線速度分散
図の全体を図 15(Garcia-Burillo et al. 2014) に示す.
画像は銀河 NGC1068 の

図 3 より, 中心部は局所的に高速な運動が見られ,

強い東部, 図 11 では,12 CO(3-2) の図と比較すると,視線速度分散図の考察

12ConclusionCO(3-2) の電波によるものである。図 15 と本研究で得られた銀河 NGC1068

つあり, それらが近づき衝突している可能性がある.
図 10 より, SBring 内の CH3 OH のスペクトル線が特異的に強い東部の速度範囲は 5〜20 km/s であり, 12 CO(3-2) の図 15 と比較すると 15〜20 km/s の範囲で系統的な運動が見られることが分かった. こ
こでガスの衝突が起こっている可能性がある.

Acknowledgement
本研究の遂行にあたり, 適切な助言をくださった馬塲一晴先生に感謝します.
日本大学工学部の高野秀路先生には, 研究方法や考察方法など, 丁寧なご指導を頂きました. 心より感謝いたします.
そして本研究のために解析システム計算機利用を

図 15: CO 分子輝線の視線速度分散図

許可してくださった国立天文台データセンターに心かの中性炭素原子輝線の視線速度分散図, 図 4, 図 7, 図ら感謝いたします. 本当にありがとうございました.

10 を比較する.
中性炭素原子輝線の観測結果によると, 図 4 より,
中心部では, 30〜50 km/s の速度範囲で運動が見られる. 図 7 より, SBring 内の南西部の速度範囲は 5〜40 km/s である. 図 10 より, SBring 内の CH3 OH

Reference
高野秀路ら, 2020, 日本大学工学部
合教育部会

学術研究報告会のスペクトル線が特異的に強い東部では, 中性炭素原

日本分光会, 「電波を用いる分光」, 2009, 講談社

子輝線の観測結果によると, 速度範囲は 5〜20 km/s

谷口義明ら, 「銀河 I」, 2007, 日本評論社

である. 図 15 の CO 分子輝線の全体図の東部と比較すると 15〜20 km/s の範囲で系統的な運動が見られる. ここでガスの衝突が起こっていると考えられる.
図 11, 図 13 を見ると, 図 10 の系統的な運動の詳しい

総Garcia-Burillo et al. 2014, Astronomy & Astrophysics,
567, A125
国立天文台アルマプロジェクト・データ解析センター 講
習会テキスト, 2020

203

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銀河 poster7

反響マッピングと活動銀河核のブラックホール質量
新潟大学 自然科学研究科数理物質科学専攻
宮崎 亮

204

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

反響マッピングと活動銀河核のブラックホール質量
宮崎 亮 (新潟大学大学院 自然科学研究科 M1)

Abstract
活動銀河の中心部領域には大質量ブラックホールに由来すると考えられている大きなエネルギーの放射が見られる活動銀河核 (Active Galactic Nucleus) が存在している。AGN の特徴として幅の広い輝線が挙げられるが中心核のブラックホール近傍に存在する広輝線領域 (Broad-Line Region) が輝線の源となっている。
中心核からの連続光の紫外電離光子を BLR が吸収し再放射を行うなど中心核と密接に関係していて、中心核の情報を BLR から間接的に得ることができる。中心核の連続光の時間変動に対する BLR の輝線の応答は光の伝播時間の効果を受けて遅延する。この遅延を利用した反響マッピングを用いることで高い分解能を必
要とせずに BLR の大きさや構造の推定が可能になる。反響マッピングから得られる BLR のサイズと輝線の線幅から得られる速度分散を活用してビリアル定理から中心核のブラックホールの質量を見積もることができる。
本発表では反響マッピングの原理 [1] について説明し、複数の AGN に対して実際にブラックホール質量を算出した Peterson(2004)[2] の結果についてのレビューを行うこととする。

1

導入・背景

によって得られる輝線応答の遅延 τ と輝線幅の分散

活動銀河核 (AGN) は活動銀河の中心部領域を呼∆v 2 から中心核のブラックホール質量 MBH ∝ τ ∆v 2を推定することができる。

び、その数 pc の領域内から 1010−15 L⊙ の膨大なエネルギーを放射している。現在、そのエネルギーは中心部に位置する大質量ブラックホールの降着円盤

2原理から重力エネルギーが解放されることで生成されると考えられている。AGN に見られる輝線の速度幅から 2 つの領域が存在していることが分かっている。狭輝線領域 (Narrow-Line Region) は数百 km/s の線幅で特徴づけられ、103 cm−3 の低い密度で中心核から102 pc 以上離れて位置している。対して広輝線領域(BLR) は 103−4 km/s の広い線幅を持ち、109 cm−3 と高密度。その温度 (1 − 3 × 104 K) から得られるガスの速度分散は 10km/s 程度であり、輝線の速度幅はバルク回転によるドップラー効果で獲得されると考えられる。これは BLR が中心のブラックホールの近傍に位置していることを意味しており、BLR の研究が中心部の情報を得る一助になると考えられる。

BLR の観測は分解能が足りないので輝線を分析す
ることでその全容を探ることになる。中心部由来の簡単な例から反響マッピングの原理を説明する。

BLR が半径 r の薄い球殻状に分布していると仮定
し、中心部の連続線が δ 関数的な変動をしたときにBLR の輝線応答はどのように起こるか。連続線は
t = rc で BLR に到達し、連続線を吸収した後、輝線を放射することで応答する。観測者は連続線の変動に対して輝線応答を遅れて観測することになる。BLRのどの部分で輝線応答が起こるかによって、異なる
時間の遅延を観測する。(Fig.1)
任意の遅延 τ に対する BLR の応答は半径 rsinθ、
表面積 2πr2 sinθdθ の円環に対応する。すなわち遅延は τ = (1 + cosθ) rc となる (Fig.2)。観測される輝線応答は応答率 (連続光強度の増加に対する輝線の増加の割合)ϵ と応答する BLR の表面積の積で表される。

連続線の変動と輝線応答を利用した反響マッピングという手法で高い分解能を必要としなくとも、BLRの構造を決めることができる。また、反響マッピング

205

Ψ(θ)dθ = 2πϵr2 sinθdθdθ を単位微小時間に対応させる。

(1)

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校(3) 輝線を駆動する連続線のフラックスと実際に観測される連続線のフラックスとの関係は線形でないとしても単純である。

(4) 主なタイムスケールは光子の横断時間 trc = rc (数日から数週間) である。
仮定 (4) についてまず、ガス雲の応答が瞬間的である必要がある。輝線は再結合により放射されるの
図 1: (Peterson.1993) 無限遠にいる観測者に対して、

で、再結合時間 trec は

遅延 τ に対応する BLR の部分は薄い球殻と等遅延

trec ≃ (ne αB )−1 ≃面 (isodelay surfaces) の交差点である。ただし、各

109
ne

hr

(4)

ここで ne ：電子密度、αB ：水素再結合時間

等遅延面のラベルは r/c を単位としている。

次に、光子は電離面から雲の表面に至るまで散乱を受けるため電離領域を通過するまでの時間が小さい必要がある。拡散時間 tdiﬀ は光学的厚さから光速度に比べて 20 倍長いと見積もられ、

tdiﬀ ≃ 20

RS
109
U
≃ 20
≃ 20
c
ne α Bnehr(5)

ここで、RS ：ストレムグレン半径、U ：電離パラ
メータ
図 2: (Peterson.1993) 任意の遅延 τ に対する BLR は

最後に、反響マッピングを実行する間、BLR の構等遅延面と交差する円環である。連続線に対する輝造が一定である必要がある。つまり、光の伝播に比線応答は θ = π のとき、遅延 τ = 0 である。

べて BLR の運動が十分遅いことになり、BLR の力
学的時間 tdyn は、rdτ = − sinθdθc(1)、(2) を組み合わせる。

tdyn ≃(2)r≃ 2 − 4yr
vFWHM

(6)

ここで vFWHM ：輝線の半値全幅dθ|dτ = 2πϵrcdτ
(3)dτ
伝達関数 Ψ(τ ) は遅延 τ での輝線応答を表す。薄いΨ(τ )dτ = Ψ(θ)|

球殻の場合、Ψ(τ ) は一定である (0 ≤ τ ≤ 2 rc ) とわ

3

かる。

解析
AGN の連続線のふるまいは複雑である。輝線応答

反響マッピングによって伝達関数が決まると BLR

は連続線変動と伝達関数の畳み込みで表され、一般の構造を知ることができる。反響マッピングにおけに連続線光度曲線 C(t) と輝線光度曲線 L(t) の関係はる基本的な仮定を以下のようにおく。

∫ ∞(1) 連続光は中心の光源から等方的に放射され、光源

L(t) =−∞

は BLR に比べて微小である。

(7)

観測量の C(t) と L(t) からこの伝達方程式を解い(2)BLR の総体積に対して輝線放射するガス雲の割合は小さく、中心から放射される光子はその間を光Ψ(τ )C(t − τ )dτ

て、伝達関数 Ψ(τ ) が得られる。

速度で運動する。

206

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
答の遅延は相互相関関数のピーク、あるいは重心に相当する。
相互相関解析の単純な方法として、連続線 C(t) と輝線 L(t + ∆τ ) の 2 つの光度曲線を回帰分析によって行うことができる。ここで ∆τ は 2 つのデータの組の間にある任意の時間のずれであり、遅延は相関係数が最大になるときの ∆τ に相当する。解析が正しく行われるため、∆τ がサンプリング間隔の整数倍になるようにデータポイントを等間隔に配置するのが理想的であるが、実際の観測では難しい。解消するために 2 つの方法で工夫する。

(i) 補間法
実際の観測から得られた光度曲線を補間し、デー
図 3: (Peterson.1993)NGC5548 に対する観測で得られた光度曲線。上から紫外線連続線、可視光連続線、Lyα 輝線、Hβ 輝線を示す。ただし、連続線は10−15 ergs s−1 cm−2 Å−1 、輝線は 10−13 ergs s−1 cm−2を単位としている。

を減らすために、補間する点を時系列につき 1 つとして実際のデータとペアを組んで相関を見るのが望ましい。ただし、実際の光度曲線について事前に理解している必要があり、光度曲線がなめらかであることを仮定している。また、2 つの時系列に相関誤

光度曲線のサンプリングが上手く行われている場
合は伝達方程式 (7) を解くことが可能であるが、デー
タが限られている場合は連続線と輝線の光度曲線を
相互相関させ相関係数が最大となる遅延を見つける
ことで BLR の空間的な広がりを測定することになる。
輝線と連続線の相互相関関数 FCCF (τ ) を以下で定
義する。

∫ ∞
FCCF (τ ) =タが一定の間隔になるようにする。補間による影響−∞差があるとき、∆τ = 0 における連続線と輝線の人
為的な相関につながることになる。データの補間によってこの誤差が大きくなる傾向がある。

(ii) 離散相関関数
観測されたデータに対して、相互相関関数は時系
列間で ∆τ の差を持つ 2 つのデータの組を利用する。
そこで ∆τ に対して、∆τ − δ から ∆τ + δ の幅を持たせて、相関振幅に寄与するデータの組を増やすことができる。∆τ での相関振幅は精度が上がるが、時L(t)C(t − τ )dt(8)

間分解能は落ちる。また、∆τ = 0 を除外できるのでこのときの人為的なエラーを無視できる。
図 4 より十分にサンプリングされた方は補間法と同様に連続線に対する自己相関関数 FACF (τ ) を定離散相互関数のピークがよく一致しており、相関係

義する。

∫ ∞
FACF (τ ) =−∞数 ≃ 0.9 で遅延 τpeak ≃ 20days と得られる。対して、

C(t)C(t − τ )dt(9)

サンプルを減らした場合は離散相関関数を見ると遅延は 12 日から 40 日の広い範囲に相関が見える。サ
伝達方程式 (7) を相互相関関数 (8) に代入すると、 ンプリングが十分でない場合は補間法が正しく行わ
以下の関係が得られる。

∫ ∞FCCF (τ ) =−∞れるときによい結果が得られる可能性が高い。
相互相関関数から得られる遅延 τ と輝線幅の分散

Ψ(τ ′ )FACF (τ − τ ′ )dτ ′(10)∆v 2 から AGN の中心ブラックホール質量 MBH を推定することができる。これはビリアル定理を基に、相互相関関数は伝達関数と自己相関関数の畳み込
み積分で表せる。このとき、連続線に対する輝線応

207

MBH = fcτ ∆v 2
G

(11)

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: (Peterson.2004) 反響マッピングに用いた AGNの質量-光度関係を見るための散布図。質量は太陽質量を単位としており、光度スケールは ergs/s が単位で下段は λLλ (5100Å) に対して、上段は放射光度

Lbol ≃ 9λLλ 。斜線はエディントン限界光度 LEdd を表し、0.1LEdd 、0.01LEdd を並べている。白丸は狭輝線 1 型セイファートを表す。
エディントン限界を超える AGN はなく、ブラック
ホールの質量は 106 − 109 M⊙ の範囲で得られた。
図 4: (Peterson.1993)NGC5548 の可視光連続線とHβ 輝線の光度曲線に行われた補間法と離散相互関数
法による相互相関関数の比較。十分にサンプリング
されている場合 (上) とサンプルを減らした場合 (下)を表す。補間法によって得られた相互相関関数が曲線として示され、個々の点として離散相互関数の結果が示されている。

ただし、放射補正は公称値を用いて行われておりすべての AGN に適用できるとは限らない。また、光度は母銀河の恒星による光や銀河内部の減光を考慮していないことに注意する。
図に見られる天体の散らばりの要因として、傾斜
角度効果の違いが考えられる。視線方向の傾きが変わると周縁減光の効果が変わり光度に違いが出たり、回転の視線方向の成分が変わり質量の結果が変わる

ここで f は BLR の構造や運動の様子で決まる係ことになる。

数であり、Peterson(2004) では銀河における中心質

質量-光度関係 M ∝ Lα の最適な数値は α =量と母銀河の速度分散の関係から推定される値とし0.787 ± 0.099。ただし選択効果はあり得る。またて ⟨f ⟩ = 5.5 を採用した。以下で Peterson(2004) の3C273 や NGC4051 のような極端な結果になった天結果を見る。

体によって平坦になっている傾向がある。
本質的な質量-光度の傾きは 1 からそれほど離れていないと考えられる。

結果・考察 (Peterson(2004))

4

peterson 2004 では 35 の AGN と 117 の時系列の測定結果を利用して、ブラックホール質量を推定した。

Reference[1]

Peterson,1993, PASP,105,247[2]Peterson,2004, IAUS,222,15

208

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銀河 poster8

NuSTAR による Centaurus A の硬 X 線反射成分の解析
東京大学 理学系研究科物理学専攻
岩田 季也

209

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

NuSTAR による Centaurus A の硬 X 線反射成分の解析

岩田 季也 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
電波銀河である Centaurus A(Cen A) は硬 X 線帯域でも観測されているが、その放射起源は特定されていない。硬 X 線のスペクトル解析において、反射成分が直接成分の解析に影響を与えるかどうか評価する必要がある。また、反射体であるトーラスについての理解を深める上でも反射成分の解析は重要である。そこで、本研究では Cen A の Nuclear Spectroscopic Telescope Array(NuSTAR) による 3 期間 (2013, 15, 18 年)のデータを、反射成分に着目し、クランピートーラスモデル (XClumpy;Tanimoto et al. 2019) を用いて解析した。その結果、反射成分と直接成分の変動のタイムスケールの違いを考慮すると、3 期間のデータのス

ペクトルを説明できることがわかった。さらに、10–78 keV の反射の連続成分の大きさの変化幅は、データのエラーバーよりも小さくなることがわかった。このことから、高エネルギー側では反射成分の直接成分の解析への影響は小さいと考えられる。また、エディントン比とトーラスの Covering factor の関係は、先行研究 (Ricci et al. 2017) で見られたものと一致した。

1

Introduction
電波銀河は活動銀河核を有する銀河の一種であり、ジェットと降着円盤を持つ。これらはどちらも X 線
帯域の放射に寄与すると考えられており、放射起源の特定は、降着円盤とジェットの関係に迫る上で重要な課題となっている。しかし、どちらの放射が主要な成分なのか明らかになっていない。

Centaurus A (Cen A) は我々から最も近い (3.8

Mpc; Harris et al. 2010) 電波銀河であるため、X線のスペクトルの解析に適している。Cen A の硬 X

線の主要な成分として、ガンマ線につながるジェット
起源と、降着流起源が検討されているが決着はついていない (e.g. Fürst et al. 2016)。

Cen A の硬 X 線のスペクトルには、X 線放射源からの放射 (直接成分) の他に、周りの物質からの鉄輝線が見られ、X 線放射源からの放射が周りの物質により散乱されてやってくる連続成分 (反射成分1 ) が含
まれている。反射成分の評価の仕方は、直接成分の解析結果に影響を与えうる (Burke et al. 2014) ため、
スペクトルのより正確な解析のために重要である。

Cen A の硬 X 線の反射成分は多くの先行研究 (e.g.
1 本研究では反射体からの連続成分と蛍光輝線をまとめて扱うことが多いため、これらをまとめたものも反射成分と呼ぶことにする。

Kang et al. 2020) で pexrav(Magdziarz & Zdziarski
1995) や pexmon(pexrav+輝線; Nandra et al. 2007)

といった、Compton thick な平板による反射モデル

によって解析されてきた。しかし、これらのモデルでは、鉄輝線は見られるが反射の連続成分のハンプは見られない Cen A のスペクトルを説明できない (Fürst

et al. 2016)。そのため鉄輝線は Compton thin なトー
ラスでの反射が起源だと考えられてきた (e.g.Fürst etal. 2016)。

本研究では、 硬 X 線帯域に高い感度を持つ NuS-TAR による Cen A の 3 期間 (2013, 15, 18 年) のデー
タを、反射成分に着目し、クランピートーラスモデ

ル (XClumpy;Tanimoto et al. 2019) を用いて解析した。2013 年のデータについては Fürst et al. 2016 ではスムーストーラスモデル、Ogawa et al. 2021 では

XClumpy を使った解析により反射成分が説明されている。しかし、トーラスが中心から離れた領域にある場合、反射成分の変動のタイムスケールは直接成分より長く、2013 年の反射成分を 2013 年の直接成分だけから正しく評価することができない。そこで、本研究では、2013, 15, 18 年の 3 期間のデータを使い、これらの観測データの直接成分を組み合わせることによって、直接成分と反射成分の変動のタイム
スケールの違いを考慮した解析を行った。

210

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 1: Summary of NuSTAR Observations of Cen A

2ObsID/Start

Instrument

Exposure (ks)60001081002

FPMA

51.26

2013-08-06

FPMB

51.34

60101063002

FPMA

22.55

2015-05-17

FPMB

22.52

60466005002

FPMA

17.35

2015-05-17

FPMB

17.33

接成分はカットオフべき乗則とした。XClumpy の要
請により Ecut = 370 keV で固定した。

XClumpy により、反射の連続成分 (RC) と輝線(RL) を評価した。XClumpy ではクランプの角度方向の分布は標準偏差 σ の正規分布と仮定され、他に、赤道面の水素柱密度 NHEqu 、傾斜角 θ、光子指数、

norm(1 keV でのカウント数 photons/s/cm2 /keV) がパラメータとなっている。XClumpy の Ecut は 370

keV に固定されている。この解析では σ, NH は 3 期

Observations and Data Re- 間の観測で共通とし、傾斜角 θ は 80◦ で固定した。また、カットオフべき乗則にかかる吸収の視線方向のduction
LOS

本研究では NuSTAR による 3 期間の観測データ(表 1) を解析した。NuSTAR は二つの focal planeを持ち、それぞれ focal plane module(FPM) A とFPMB と呼ばれている。

水素柱密度 NHと XClumpy の赤道面の水素柱密度 NHEqu については、ガスがクランプ状になっており、両者の関係が変化しうるため、無関係とした。

XClumpy の norm は、反射成分の放射領域の大きさによる反射成分と直接成分の変動のタイムスケー
デ ー タ は HEASoft v6.28 を 用 い て 解 析 し た 。 ルの違いを考慮して決めた。例えば、放射領域が中Source としては中心 (13h 25m 27s .62,

心から 1pc 離れた領域であるとすると、反射成分の−43d 01m 08s .81) 、半径 100 秒角の領域を選び、back- 一部では大まかに 1 pc/c ∼ 3 年くらいの遅れが生じ
ground としては明るい領域に被らないような位置に る。そのため、反射成分には、数年前の直接成分の半径 120 秒角の領域を選んだ。Background に比べ 影響が残るものと考えられる。図 1 に示したように、て source は十分明るかった。スペクトルデータは、1
つの bin に最低でも 50 カウント入るように binning
した。

32013 年以前の期間は 2013 年に比べて暗く、2015 年

以前は 2015 年に比べて明るくなっている。よって、2013 年の反射成分の直接成分に対する割合は小さく、
2015 年は大きくなると予想される。上記の効果を取り入れるために

Data Analysis• 2013 年の XClumpy の norm

本研究の解析では 4–78 keV のエネルギー帯域の= (2013 年の zcutoffpl の norm + 2018 年のデータを用いた。これは、NuSTAR の低エネルギー側

zcutoffpl の norm)/2(3 keV 付近) のデータは、このエネルギー帯域でより• 2015 年の XClumpy の norm

高い感度を持つ XMM-Newton のデータと合わない= (2015 年の zcutoffpl の norm + 2013 年のことが知られているためである (Fürst et al. 2016)。
スペクトル解析のモデルは以下のようにした。

zcutoffpl の norm)/2とした。2013 年の XClumpy の norm の関しては、2013 年以前のデータがなかったので、代わりに明るconstant*phabs*(zphabs*cabs*zcutoffpl +さの近い 2018 年の zcutoffpl の norm を使って計算

atable{xclumpy v01 RC.fits} +した。XClumpy の光子指数についても同様の関係を

atable{xclumpy v01 RL.fits})

constant は FPMA と FPMB の Cross calibration を 仮定した。
上記のようにしてフィッティングを行った結果を表表している。つまり、FPMA については constant は1 に固定し,FPMB については constant は free であ

2 にまとめた。表 2 中のエラーは統計誤差のみを考おり水素柱密度は 2.35 × 10

ペクトルは図 2 に示した。

るとした。phabs は銀河系内での星間吸収を表して
20

cm

−2

で固定した。直慮しており、90%信頼区間を示している。また、ス211

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 2: Model Parameters for the NuSTAR spectra
Parameters
LOS
NH(1022 cm−2 )Photon index
zcutoffpl norm
EquNH(1024 cm−2 )

2013

2015

2018

8.71 +0.23−0.20

10.49 +0.80−0.53

10.44 +0.70−0.24

1.7525 +0.0051−0.0056

1.819 +0.013−0.0080.2162 +0.0041−0.00360.0522 +0.0030−0.00130.177 +0.012−0.02533.5 +2.8−2.9
1.0187 +0.0100−0.0081σ (degree)
CFPMB
2

χ /dof+0.0025
1.0296 −0.0033

1.02(χ2 , dof)

1.797 +0.015−0.0050.1183 +0.0060−0.0015

1.0086 +0.0044−0.0035(4302.98, 4219)

図 1: Swift/BAT によって観測された光度曲線 (Krimm et al.
2013)。黒い線は左からそれぞれ 2013,15,18 年の NuSTAR での観測時刻を表している。

4

Discussion

4.1

直接成分の解析への影響

Cen A の硬 X 線のカットオフエネルギーについて

は Burke et al. 2014 では 700 keV 以上、Fürst et al.

2016 では 1 MeV 以上という結果が得られている一方で、Kang et al. 2020 では 343+78−54 keV という結果となっており、カットオフの有無や大きさについては明らかになっていない。

解析の結果、XClumpy の連続成分の大きさは、10–78 keV では、直接成分の 0.04–0.05 倍 (2013), 0.16–
0.20 倍 (2015), 0.05–0.07 倍 (2018) となり、高エネル
ギー側ほど小さくなる傾向が見られた。これは、高エネルギー側ほど反射の連続成分の寄与が小さいことを示しており、全体の連続成分 (直接成分と反射成分の和) のカットオフよりも、直接成分のカットオフを大きくする効果を示唆する。ただし、その変化幅は反

図 2: Cen A の 2013, 15, 18 年のスペクトルとモデルフィットの残差。解析の詳細は本文参照。

り、データのエラーバーよりも小さいため、この変化

がカットオフの決定に与える影響は小さい。ただし、射成分の割合が高い 2015 年の場合でも 0.04 程度でああくまで Ecut を 370 keV に固定して得られた結果

212

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
22
果からは CT$ 0.995 が得られるなど、不定性が大

表 3: 直接成分の luminosity とエディントン比41

L2−10 (10erg/s)

きいことに注意する必要がある。

log (Lbol /LEdd )

2013

13.6

-2.37

2015

2.96

-3.02

2018

6.95

-2.65

5

Conclusion
本研究では XClumpy を用いて Cen A の硬 X 線ス

luminosity distance は 3.8 Mpc とした。直接成分の吸収の補正をした 2–10 keV の光度 L2−10 と bolometricluminosityLbol の関係を Lbol = 20L2−10 とし、エディントン光度 LEdd = 1.26 × 1038 (M/M" ) erg/s、中心のブラックホールの質量を 5 × 107 M" (Neumayer
et al. 2007) とした。

ペクトルを解析した。その結果、以下のようにすると輝線と反射の連続成分を説明できることがわかった。

• Compton thin なトーラスにより反射される• トーラスの大きさのスケールを ∼1pc として、直接成分との光度変化のタイムスケールの違いを考慮する

また、解析結果は• 反射成分の連続成分が直接成分のカットオフの決定に与える影響は小さい• エディントン比とトーラスの covering factor の関係は (Ricci et al. 2017) の結果と整合的である

図 3: エディントン比と covering factor の関係。赤い線は本研究で得られた結果、黒い線は先行研究 (Ricci et al. 2017) の結果を示している。

ことを示唆している。

であることに注意する必要がある。今回は XClumpy

Referenceのモデルの都合上、カットオフを 370 keV に固定していたが、このパラメータを自由にしてフィットする
解析により、さらに検証する必要がある。

4.2

Burke, M. J., Jourdain, E., Roques, J.-P., & Evans, D.
A. 2014, ApJ, 787, 50
Fürst, F., Müller, C., Madsen, K. K., et al. 2016, ApJ,
819, 150
Harris, G. L. H., Rejkuba, M., & Harris, W. E. 2010 ,PASA, 27, 457

トーラスの性質

フィッティング結果を用いて、Coverting factor
! " #
$%
Equ
NH
σ ln 1022 cm−2
(Ogawa et al. 2021)

CT22 = sin22を計算すると CT= 0.825+0.044−0.035 となった。さらに、エディントン比の常用対数も計算し (表 3)、その結果と先行研究 (Ricci et al. 2017) での系統解析の結果を図 3 にプロットした。

図 3 から電波銀河である Cen A のエディントン比とトーラスの Covering factor の関係は、Ricci et al.

Kang J., Wang J., & Kang W. 2020, ApJ, 901, 111
Krimm, H. A., Holland, S. T., Corbet, R. H. D., et al.
2013, ApJSS, 209, 14.
Magdziarz, P. & Zdziarski, A. A. 1995, MNRAS, 273,
837
Nandra, K., O’Neill, P. M., George, I. M., et al. 2007,
MNRAS, 382, 194
Neumayer, N., Cappellari, M., Reunanen, J., et al. 2007,
ApJ, 671, 1329
Ogawa, S., Ueda, Y., Tanimoto, A., et al. 2021, ApJ,
906, 842017 の結果と一致していることがわかる。しかし、 Ricci, C., Trakhtenbrot, B., Koss, M. J., et al. 2017,2013 年の NuSTAR と Suzaku による Cen A の観測

データを解析した先行研究 (Ogawa et al. 2021) の結Nature, 549, 488

Tanimoto, A., Ueda, Y., Odaka, H., et al. 2019, ApJ,
877, 95

213

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銀河 poster9

ダスト進化モデルとそれに基づく銀河 SED モデルの構築
名古屋大学 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻
河本 慧理奈214

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダスト進化モデルとそれに基づく銀河 SED モデルの構築
河本 慧理奈 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河にはダストが存在し、ダストの量、大きさ、種類は銀河のスペクトルエネルギー分布 (SED) や星形成効率などの物理量に影響を与える。よって、ダストの形成源や成長過程を理解することは銀河進化を考える上で重要である。しかし、銀河内のダストは生成、破壊が同時に起こるため複雑であり、これまで近傍観測に基づいた単純なモデルでのみ扱われてきた。そこで Asano et al.(2013,2014) では化学進化を考慮し理論的に銀河のダスト進化を理解するためのモデルを構築した (Asano model)。Asano model ではダスト量の非線形成長を示しており、若い銀河では近傍観測をもとに予測された線形成長するダスト量に比べて少なくなっている。従って、若い銀河におけるダスト量の過大評価を防ぐために Asano model によるダスト進化を取り入れた銀河 SED モデルが構築された (Nishida et al. (2021))。本講演では Asano model と銀河 SEDモデルに関する論文をレビューする。

1ている。ダストの進化過程には SNe II によってダスIntroduction
銀河に豊富に存在するダストは、銀河の物理量に影響を及ぼす。まず銀河のスペクトルエネルギー分
布（SED）が変化する。SED は波長の関数として表される電磁波の強度分布であり、一般的な波長域は電波からガンマ線までであるが、本研究では星からの放射とダストからの放射を考慮するため紫外から赤外領域を扱う。SED が変化する理由は、ダストが主に大質量星から放射される可視光線や紫外線を吸収し、遠赤外線として再放射するためであり、これによってダスト減光が起こるからである。また、ダストが存在することは星形成の効率を変化させる。星は分子雲の収縮により形成されるが、分子雲は主に水素分子から成り、星形成効率は水素分子の量に依存する。通常水素分子は等核分子であるため結合エトが破壊される sputtering、星化によるダスト質量の減少や金属降着に伴ってダストが成長することによるダスト質量の増加、ダスト同士の衝突によってダストサイズが小さくなる shattering やダストサイズが大きくなる coagulation がある。これらが同時に起こるため、ダストの進化過程は複雑である。
このようなダストの量やサイズが変化することの重要性から、Asano model では全ダスト質量の進化、ダストの粒子のサイズ分布を調べ、それに基づいて減光曲線の進化を得た。これらダスト粒子のサイズ
分布、選択減光の波長依存性を表す減光曲線に加え、ダストの温度分布や黒体輻射によるダスト放射も考慮し、Asano model をベースとした銀河 SED モデ
ルが構築された。

ネルギーを捨てることが困難であるが、ダストが存在する場合、結合エネルギーはダストの熱エネルギーとなり、効率的に星形成が進む。以上の 2 点から銀2

Methods
ダストの化学進化を考えるうえで、星形成率 SFR

河進化を理解するためにダストは重要である。
ダスト質量の進化は化学進化に基づいたダストモ
デルである Asano model にダストの生成源と、生成を Schmidt 則を用いて SFR(t) =MISM (t)とし、初τSF

期質量関数は Salpeter IMF (Salpeter, 1955) を採用されたダストの進化過程を組み込むことで得られる。 している。これらに基づいて星質量、星間物質の質
ダストの生成源は主に中小質量星の進化の後半の段 量、金属量、ダスト質量それぞれの時間進化の式を階にあたる漸近巨星分枝 (AGB 星) と大質量星の進示す。以下の４つの式となる。

化の後半の段階にあたる II 型超新星 (SNe II) が担っ

215

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校る。

dM∗ (t)= SFR(t) − R(t)dt(1)

まず星質量の時間進化では、右辺第１項は物質が星に取り込まれる項であり、第 2 項は星の総ガス放出率の項である。

dMISM (t)= −SFR(t) + R(t)dt(2)

次に ISM の質量の時間進化では、右辺第 1 項は物質に星が取り込まれて ISM 中の物質量が減少する項であり、第 2 項は星の死によってガスが ISM に還元される項である。

dMZ (t)= −Z(t)SFR(t) + RZ (t) + YZ (t)dtdMd (a, t)
M (a, t)=− d
SFR(t) + Yd (a, t)
dt
MISM (t)∫ ∞′Mswipt−γSN (t)[Md (a, t) − m(a)ξ(a, a′ )daf (a′ , t)da ]MISM (t)0∂[m(a)fm (m, t)]+ ηCNM [dm∂tdMd (a, t)
dMd (a, t)+ ηWNM []shat,WNM + ηCNM []shat,CNMdt
dt
dMd (a, t)
dMd (a, t)+ ηWNM []coag,WNM + ηCNM []coag,CNM
dtdt(5)
第 1、2 項は星による効果、3、4 項目は sputtering(3)

そして金属量の時間進化では、第 1 項は星形成によって減少した金属量、第 2 項は星に一度取り込まれ、そによるダスト破壊、第 5 項目はダスト成長、第 6、7
項目は shattering 、第 7、8 項目は coagulation による項となっている。

の後 ISM に放出された総金属質量の項である。また
第 3 項は星の内部で新たに作られその後放出された
総金属質量を表す項である。

3

Results and DiscussionM
M (1 − δ)dMd (t)= −D(t)SFR(t)+Yd (t)− d +η d
dt
τSN
τacc
(4)

3.1

総ダスト質量の進化

最後にダスト質量の時間進化では、第 1 項は星形成によってダスト質量が減った量、第 2 項は星が放出する
総ダスト質量を表す項である。また第 3 項は Sputter-ing によって減少したダスト量、第 4 項は金属降着によりダスト成長する項である。また、D(t) = Md /MISM
は ISM 中でのダストの存在量、η は星間分子雲の割合、δ = Md /MZ (t) は重元素中のダストの存在量、

τSN は超新星ショック (SN shock) によってダストが破壊されるタイムスケール、 τacc は星間分子雲中で
図 1: 総ダスト量の時間進化。AGB 星、SNe II からのダスト成長のタイムスケールである。

(4) 式にダストサイズを考慮して拡張する。ダスト のダスト供給、sputtering よるダスト破壊の効果に半径を a、ISM 中での WNM(warm neutral medium) 加えて、実線はダスト成長がある場合、点線はないと CNM(cold neutral medium) の質量比をそれぞれ場合を表している。Asano et al. (2013a)

ηWNM 、ηCNM とし、γSN (t) を超新星爆発の発生頻度、′′′
式 (1)-(4) を用いて計算を行うことにより、総ダス
ξ(a, a′ )da をサイズビン [a , a + da ] から [a, a + da]
までに sputtering によって失われた粒子の個数比と ト質量の時間進化を見積もることができる。図 1 は′し、f (a′ , t)da を SN shock 後のサイズビン [a, a+da] ダスト成長がある場合とない場合のダストの質量進でのダスト粒子の数密度として、以下の式が得られ化を表しており、ダスト成長がない場合はダスト量2162021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校が減少する。これは星形成と SN shock によってガでは銀河内のダスト量が少ないため、shattering はスが消費されるためである。一方でダスト成長があほとんど起こらない。1 Gyr では、ダスト増加に伴っる場合は 500 Myr を超えるとダスト量が急激に増加て shatterring が起こり、小さなダスト量が増える。

する。したがって、銀河年齢が 1 Gyr を超える近傍

10 Gyr では小さなダストが増えるため、大きなダスの銀河では、ダスト成長によってダストの質量増加

トは豊富に存在する小さなダストと衝突して、よりが起こっていると考えられる。しかしながら、銀河

shattering が効率的に起こり、更に小さなダストがには小さなダストが大きなダストに比べて非常に豊増える。以上より、図 2 の実線は shattering によっ

富に存在するにもかかわらず、AGB 星や SNe II がてダストが非線形成長しながら増加することを表し供給するダストはサイズの大きな粒子であり、 SNeている。

II によるダスト破壊によってダスト量は減少するが、小さなダストは作らない。よって、次節では小さな

3.3

ダストの効果を取り入れる。

3.2

減光曲線の進化ダストのサイズ分布

図 3: 減光曲線の波長依存性。左：AGB 星、SNe II
からのダスト形成、sputtering によるダスト破壊、ダスト成長の効果による減光曲線を表す。右:左の効果に加えて、 shattering がある場合の減光曲線を表す。

credit: Asano et al. (2014)
3.2 の結果をもとに、減光曲線を考える。図 3 は減

図 2: ガス-ダスト質量比の時間進化。AGB 星、SNe

II からのダスト供給、sputtering によるダスト破壊、 光曲線の波長依存性を表しており、左パネルは AGB
ダスト成長の効果に加えて、実線は shattering があ 星、SNe II からのダスト形成、sputtering によるダス
る場合、点線はない場合を表しており破線はダスト

ト破壊、ダスト成長の効果による減光曲線を表してお成長も shattering もない場合を表す。一点鎖線は金り、減光曲線は平坦で波長依存性が見られない。これ属量を表す。 credit:Asano et al. (2013b)

は大きい粒子が支配的であるためである。これに対して右パネルは左パネルの効果に加えて shattering

式 (5) を用いて、ダストのサイズを変化させる shat- がある場合の減光曲線であるが、1 Gyr までは減光曲
tering や coagulation の効果を取り入れる。図 2 は 線は平坦であったが、銀河年齢が上がるにつれて、グ
shattering がある場合とない場合のガス-ダストの質 ラフの傾きが急になる。この理由は、若い銀河はダス量比を表す。図 2 に coagulation がある場合とない

ト量が少なく shattering が起こりにくいが、銀河年場合をの効果を足しても図 2 の実線の場合とほとん

齢が上がることに伴いダスト量が増えて shattering

ど変わらなかったため、ここでは shattering の効果が起こるため小さなダストが増え、レイリー散乱とのみを考える。粒子の質量密度が高くなればなるほ

ミー散乱が効くことにより減光の波長依存性が強く

ど shattering の効果も大きくなることから、0.1 Gyr

なるためである。また、銀河年齢が上がるとともに、

217

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
バンプも顕著に表れる。このバンプは 2175 Å バン

スト成長に切り替わることにより起こる。この直後

プと呼ばれ、0.01 µm ほどの小さなグラファイト粒に shattering が寄与し始め、多環式芳香族炭化水素

子によるものである。図 3 に coagulation の効果を

(PAH) と呼ばれる、ダストに比べて小さな炭素系微加えると、大きな粒子も増加するためバンプや傾き

粒子 の放射が目立つようになる。5 Gyr になると星が緩やかになる。

の放射が緩やかになりダスト放射が最も目立つことから、1 Gyr に比べてさらにダストが増えていること3.4が分かる。5 Gyr 以降になると、星の放射はより弱銀河 SED モデルの構築

くなり、最終的には現在の銀河系の状態になる。この SED モデルは銀河系を模したものであるが、このままでは遠方銀河に適用できない。銀河系は減光曲線において 2175 Å バンプを示すが、遠方銀河は示さないためである。したがってバンプの示さない遠方銀河の SED を再現するためには、結晶質炭素ではな
く非晶質炭素の光学特性を用いることが重要であることが Nozawa et al.(2015) で示唆された。現在のところ Asano model をベースとした銀河 SED モデル
では結晶質炭素の光学特性を用いているため、これを非晶質炭素に変更して計算を行うことが遠方銀河

図 4: 銀河系を模した SED モデルの進化。青、オレの SED モデルを構築するための主課題となる。

ンジ、緑、赤、紫の実線はそれぞれ 100 Myr、1、5、10、13 Gyr を表す。credit:Nishida et al. (2021)

4

Conclusion

3.2 からダストが非線形成長していることが分かっ

Asano model によって複雑なダストの成長過程をた。このダストの非線形成長は 3.3 の減光曲線に大化学進化を考慮することによって計算を可能にし、きな影響を与え、更にはこれまで線形成長が仮定さダスト成長に関する理論が確立した。また、Asano

れて作られていた銀河 SED にも大きな影響を与え

model をもとに作成された銀河 SED モデルでは、時た。この化学進化を考慮したダストモデルの結果に間進化を計算することにより各銀河年齢における星基づいた SED モデルは、星による放射、ダストのやダストの放射からその物理過程を明らかにし、さサイズ分布 (3.2)、減光曲線 (3.3)、ダストの温度分

らには銀河系の SED を再現した。今後の課題として

布、ダストの放射を計算し、それらを足し合わせては、遠方銀河の観測に適応するように SED モデルをいる。この SED モデルを時間進化させたところ、ま改良することである。

ず星からの放射である紫外線領域の放射は銀河進化に伴い、単調に減少した。これは銀河内の総バリオン数が一定であるという closed-box model を仮定しているために、星形成によってガスが消費されてしまったことが示唆される。このことから SFR も単調に減少し、紫外線の放射は星形成タイムスケールに伴い減少すると考えられる。100 Myr では PAH の放射やダスト放射が見えず、初期銀河ではダストがReference
Asano, R. S., et al., Earth, Planets and Space, Volume
65, Issue 3, p. 213-222, 2013
Asano, R. S., et al., MNRAS, Volume 432, Issue 1,
p.637-652, 2013

あまり生成されていないことが分かる。1 Gyr では

Asano, R. S., et al., MNRAS, Volume 440, Issue 1,
p.134-142, 2014

強い赤外線放射が見え、ダスト量が急激に増加して

Nozawa, T. et al,MNRAS, Volume 447, p. L16-L20 2015

いることを示す。これはダストの供給源が星からダ

Nishida, K. Y., et al. 2021, submitted218

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銀河 poster10

z〜6.8 の Lya 光度関数と宇宙再電離期の推定
東京大学 理学系研究科天文学専攻
室伏 海南江219

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

CHORUS: Search for Lyα emitters at z ∼ 6.8
室伏

海南江 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
宇宙再電離の時間進化に迫る方法の一つに、遠方銀河の Lyα 輝線の光度関数 (Luminosity Function）を調べる方法がある。特に z∼ 7 の銀河の光度関数は再電離の終焉の解明に極めて重要だが、探査する天域によって光度関数の明るい側の値がばらばらになるという問題がある。そこで、本研究では CHORUS project の一環として、すばる望遠鏡に搭載されている中間帯域幅 (FWHM = 330Å) フィルター IB945 を用いることでこの課題を乗り越え、光度関数の詳細を調べた。その結果、z∼ 6.8 の明るいライマン α 輝線銀河（LAE）
を 85 個検出した。このサンプルを用いて、光度関数の導出や天球分布の評価等を行なったところ、光度関数は z∼ 6.6 や z∼ 7.0 のものに比べて高めであることや、視野の中央に南北に伸びる密度超過領域（overdense

region）の存在が明らかになった。

1

z= 4.0 ∼ 7.0 の LBG 探査が行われており、MU V =Introduction
初期宇宙の重要なプロセスの一つに、天体が誕生した後、天体が発する紫外線によって宇宙全体にある中性水素ガスが光電離された「宇宙再電離」がある。再電離は z= 10 ∼ 12 に始まり、z= 6 までには完了したと考えられているが、正確な redshift の数値は分かっていない。こうした時間進化に迫る手段の一つに遠方銀河の Lyα 輝線の光度関数 (Luminosity

Function）を調べる方法がある。銀河の光度関数は、
単位体積あたりに存在する銀河の数を明るさの関数として表したものであり、銀河の進化の様子や領域ごとの銀河集団の性質の違いを考察する際に用いられる、銀河を集団として扱うための最も基本的な統計量である。こうした光度関数の進化の様子を調べることは、銀河の宇宙論的進化を知る上で必要不可
欠である。
再電離前と後では光度関数の形（Lyα 輝線強度）が変化することが分かっている。これは、再電離が始まる前の Lyα 光子は銀河間物質（IGM）による強い吸収を受ける一方で、再電離後の Lyα 光子は IGM
吸収が（再電離前と比べて）弱くなるためである。
このように光度関数を用いて再電離の時間進化に迫る−23.0 を境に光度関数の形状が変化しており、明るい側では銀河が、暗い側では AGN がより支配的になることが分かっている（z= 7.0 の段階では明るさによる形状変化は殆ど見られない）。次にライマン

α 輝線銀河（LAE）である。こちらもスペクトル図
では、LBG と同様に銀河の連続スペクトルの鋭い落
ち込みが顕著に見られ、より Lyα 輝線が際立っているという特徴を有している。Konno et al.(2018) や

Itoh et al.(2018) では z= 5.7 ∼ 7.3 の LAE Lyα 光
度関数が作成されており、redshift による進化が顕著に見られる一方で、光度関数の bright-end は、探査する天域によって結果が変化するため、より詳細な
光度関数の形を特定することが難しいとされていた。
本研究では主にこの問題に着目し、すばる望遠鏡に搭載されている中間帯域幅 (FWHM = 330Å) フィル
ター IB945 を用いて（狭帯域フィルターと比較して）より多くの天体を検出することで、z∼ 6.8 における光度関数の bright-end を決定し電離度に制限を与えることを目指した。また、検出した LAE の空間分布
や密度分布を作成することで、Hu et al.（2021）等で示唆されている large ionized region の存在を調べている。

方法には、2 種類の遠方の星形成銀河が用いられている。まずはライマンブレイク銀河（LBG）と呼ばれている、銀河の連続スペクトルの鋭い落ち込みによって特徴づけられた銀河である。Ono et al. (2017) では

220

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

2とで制限をかけている。

Methods/Instruments
and Observationsy − IB945 > 0z − IB945 > 1.2

本研究では、すばる戦略枠サーベイ (SSP：Ai-

hara+18) 及び CHORUS プロジェクト（Inoue+20）

IB945 > 5.0σで得られた撮像データを使用した。COSMOS Ultra-

Deep ﬁeld の中心部、およそ 1.5 deg 2 の観測領域におg, r, i > 3.0σ

いて、広帯域フィルター（grizy）と中間帯域フィル

z, y > 3.0σ(M < 3.0σ → M = 3.0σ)

ター (IB945）画像を使用し、z∼ 6.68 LAE を検出した。天体の検出と測光は HSC pipeline (ver. 7.3) を使用し、Mask は CHORUS oﬃcial site のものを導入した。各バンドでの 3σ, 5σ 限界等級を 表 1 に示す。

表 1: 各バンドの限界等級

Aperture size

g

r

i

(arcsec)

(3σ)

(3σ)

(3σ)

1.24

28.40

28.36

28.23

z

y

IB945

(3σ)

(3σ)

(5σ)

28.18

27.55

26.17

図 2: IGM 吸収を考慮した model plot (1)Lyα EW を変化させた model LAE をそれぞれ示す。
z = 6.65（黒線）を基準に color の制限を決定する。

図 1: 観測天域（左図）と ﬁlter transmission（右図）
本研究では COSMOS UD ﬁeld の中心部 (tract 9813）を使用している。IB945 の波長域は 9200 − 9800Å 程度となっており、z-y band の間（z=7 近辺の Lya 輝線が入る波長）に位置している。

図 3: IGM 吸収を考慮した model plot (2)また、selection criteria の作成に際し、フラットな continium のスペクトルに IGM 吸収を反映させ、Lyα の EW を変化させたモデルを仮定した（図 2,model LAE に z = 6.6 − 6.9 の点を plot しており、下から 6.6, 6.65, 6.7・・・6.9 と続く。z = 6.65 を基準に color の制限を決定する。

図 3 参照）。このモデルの color をふまえ、以下の５つの条件を設定した。更に、目視で天体が観測できなかったものや宇宙線と判断したものは除外するこ2212021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

る LAE は見つからなかったものの、新たに視野の中Results
Selection の結果、85 個の LAE が選択された。選択された LAE の２色図を 図 4 に、密度分布を 図 5に示す。密度分布の図における背景色の濃さは、天体の密度分布を示している。密度分布（overdensity）
は密度が平均密度に対して何倍超過しているかを示す指標となる。

央に南北に伸びる密度超過領域（overdense region）の存在が確認された。同天域の LBG も同様の分布があると示唆されており、大規模な密度超過領域の存在が期待できる。また、選択した LAE の光度関数
を 図 6 に示す。光度関数を比較すると、天体が明るくなるに連れて個数が少なくなるという傾向は合致しているが、先行研究と比べて個数が多いことが分かる。

図 4: selection LAEs の２色図
青点は 85 個の LAE を、赤線は criteria を示す。

図 6: LAEs Lyα 光度関数
本研究のデータ点を黒色で表示する。データには

aperture と completness の補正をかけており、エラー
はポアソンエラーを採用している。また、比較として z= 5.7 ∼ 7.3 の先行研究の結果も示した。
更に、選択された LAE の Lyα EW を調べると、半数以上（48 個）が EW が特定できない程大きくなった。残りの LAE も先行研究の値（EW= 10 − 500Å,Santos et al.) と比較すると、EW= 20 ∼ 1100Å と比較的大きい値を取ることが分かった（図 7 参照）。
今回のデータの y − IB945 color は比較的大きな値となるため、model plot（図 2）と照合させると large

EW を取ることは自明である。これらの問題の原因

図 5: selection LAEs の密度分布として偽天体の混入が考えられる。特に、selection

LAEs には y − IB945 > 1.0 の大きい color を持つ天体が半数近く含まれており、これらの天体を LAE4と認識することに問題がある可能性が高い。

Discussion
今回の結果を Itoh et al.（2018）と Hu et al.

（2021）で得られた z∼ 7.0 の LAE に対する結果と比較すると、先行研究に存在する protocluster に該当す

222

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
color を持つ天体が半数近く含まれていた。
これらは偽天体の可能性が削除できないため、今後より慎重なチェックを行う必要がある。

6

Future Work
今後の展望として、まず検出された 85 個の LAE

を再度チェックし、偽天体を除去する作業を行う予定である。その後、再度光度関数の比較による電離度の制限や、Lyα EW を確認する。また、他の LBG,LAE
カタログとの cross-matching を行い、分布を比較す

図 7: Lyα EW と 光度の比較

85 個の LAE の中で、Lyα EW が測定出来なかった ることで中性水素の割合（Neutral Fraction）を推定
天体をオレンジの点（EW= 1100Å に統一）で表示 し、再電離の時間進化についての議論を行う。
する。また、EW が測定出来た天体の中で、y,IB945

color でエラーの上限値を決めたものを青色、IB945
color のみでエラーの上限を決めたものを緑色でそれReference

ぞれ示している。

Ono et al, 2017, Astronomical Society of Japan,
Volume 70, Issue SP1, id.S10
Konno, A., Ouchi, M., Shibuya, T., et al. 2018,

5

Conclusion

PASJ, 70, S16, doi: 10.1093/pasj/psx131

本研究は COSMOS UD ﬁeld の一部領域に対し、 Endsley et al, 2020, arXiv:2005.02402 [astro-ph.GA]
すばる望遠鏡に搭載されている広帯域フィルター（grizy）と中間帯域フィルター（IB945）を組み合わ

Hu et al, 2021, Nature Astronomy, 2021-05-25,
journal-article

せることで、z = 6.68 bright LAE の検出を行った。
本研究で分かったことは次の通りである。

Itoh, R., Ouchi, M., Zhang, H., et al. 2018, ApJ,
867, 46, doi: 10.3847/1538-4357/aadfe4• 85 個の bright LAEs を検出した。
Log(LLyα ) = 42.8 ∼ 43.4 erg s−1

Santos et al, 2021, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, Volume 493, Issue 1, March• overdense region を発見した。
先行研究に該当する protocluster region には該当しないものの、南北方向に伸びる大規模構造が見つかった。

• Lyα 光度関数は高めであった。
z= 5.7 − 7.3 の光度関数と比較すると、全体的に値が高くなっている。

• Lyα EW は半数以上が正確な値を見積もれない程大きく、他の LAE も EW= 20 ∼ 1100Å と比較的大きい値となった。

selection LAEs には y − IB945 > 1.0 の大きい

223

2020, Pages 141–160

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銀河 poster11

近赤外線観測による遠方クェーサーの変光調査
早稲田大学 先進理工学研究科物理学及応用物理学科
関根 章太

224

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

近赤外線観測による遠方クェーサーの変光調査
関根

章太 (早稲田大学大学院 先進理工研究科)

Abstract
本研究では活動銀河核 (AGN) の一種であるクェーサーの撮像観測を通して，変光の調査を行なった．4 つのクェーサー (PSO183+05(赤方偏移 z=6.44)，PSO338+29(赤方偏移 z=6.66)，ULAS J1120+0641(赤方偏移 z=7.09)，ULAS J1342+0928(赤方偏移 z=7.54)) について，なゆた望遠鏡 NIC を用いて，J,H,Ks の３バンド同時撮像を 1〜3 年に渡って行なった．それぞれのターゲットの変光の有無について，文献値との比較も行い調査した．ULAS J1120+0641 の Ks バンドと ULAS J1342+0928 の J バンドについて，変光の兆候が見られた．今後，継続して観測を行い変光が実際に起きているのか確認していく．変光調査の性質上，等級を正確に求めることが重要であり，慎重に検討を行なった．そのため本研究では，誤差をポアソン誤差，
ゼロ点補正誤差，周辺星補正誤差の 3 つの成分からなると考え，誤差を評価した．さらに 2021 年の観測では，誤差を改善するためディザリング点数を 10 点から 7 点に変えて観測を行なった．ディザリング手法の変更による，測光誤差への影響は見られなかった．また，周辺星補正誤差は撮像枚数を増やすことで，改善が見込まれる結果となった．

1

りと変動することが自然ではないかと考えられる．

Introduction
クェーサーは活動銀河核 (AGN) の一種で，超大質量ブラックホールへの質量降着によって放射をしている天体である．強く放射をしているため，非常に遠方でも発見することが可能である．現在発見されているクェーサーの中では，赤方偏移 z=7.64 のJ0310-1806 が最遠方である (Wang et al. 2021)．このクェーサーには MBH = 1.6 × 109 M⊙ のブラック
ホールがあると報告されている．つまり，z > 7 のよ
うな遠方でも超大質量ブラックホールが存在しているということである．しかし，限られた時間の中で莫大な質量を集めることができるのか，という問題がある．Banados et al. (2018) では，赤方偏移 z〜7

ブラックホールへの質量降着率を Ṁ とすると，クェーサーの光度は L = η Ṁ c2 と表される．ここでのc は光速，η は放射効率である．比例関係にあるため，クェーサーの光度変化を調べることで，ブラック
ホールの成長過程を議論できる．また，一般に低赤方偏移のクェーサーは変光することが知られている(Vries & Becker 2003)．変光の原因は降着円盤の不安定性や星の衝突などが挙げられている (Kawaguchi

et al. (1998), Courvoisier et al. (1996))．特に，紫外線のカラー変化は標準降着円盤モデルにおいて，質量降着率の変化による円盤温度の変化で説明できる
可能性が示された (Sakata et al. 2011)．高赤方偏移のクェーサーは変光，カラー変化の観測はあまり進で 109 M⊙ のブラックホールが存在するためには，赤んでいない．そのため，本研究では高赤方偏移でも方偏移 z〜40 で 103 M⊙ のブラックホールが存在し，同様に変光が観測されるかを調査することを目的と

それが Eddington 降着率で成長し続ける必要がある

する．

ことを示した．しかし，初代星の形成は z〜30 で 〜

102 M⊙ の恒星とされており，z〜40 で 〜103 M⊙ のブ
ラックホールが存在するのは難しい．さらに，一般的なクェーサーは Eddington 降着率の 10% 未満の降着2率であり，赤方偏移 z=40〜7 の間 Eddington 降着率

Methods/Instruments
and Observationsを維持することは難しい．よって，Super-Eddingtonz > 7 では，静止系紫外線は近赤外に赤方偏移す

降着率になったり，Sub-Eddington 降着率になった

る．そのため，なゆた望遠鏡 NIC を用いて，近赤外225

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
線 (J,H,Ks) の 3 バンド同時撮像を行なった．観測しなゆた望遠鏡 NIC の CCD は 4 つのチャンネルにたクェーサー，撮影日，赤方偏移は表 1 に示す．撮

分かれている．チャンネルごとの感度差が誤差に影

像データは西はりま天文台の斎藤智樹氏が取得した． 響するのではないかと考え，なるべくターゲット光
を１つのチャンネルに落ちるように観測をする．しかし，従来の 10 点ディザリングでは星の広がりが重表 1: 各クェーサーの情報 (括弧内は撮像枚数)
クェーサー名PSO183+05

PSO338+29

ULAS J1120+0641

ULAS J1342+0928

撮影日
20.04.16 (30)20.04.23 (20)20.04.24 (30)
19.05.29 (20)20.04.15 (5)21.05.30 (14)19.04.06 (19)20.04.16 (19)20.04.24 (30)19.04.06 19.05.29 (59)20.04.15 20.04.24 (50)21.05.30 (10)赤方偏移ならないようにするため，どうしても半径が大きくなる．そのため，なるべくディザリング半径を小さ6.44くするため，ディザリングの手法を 10 点ディザリン
グから 7 点ディザリングに変更した．

6.66

7.09

7.54

3

Results

3.1

PSO 183+05

PSO 183+05 の測光結果を表 2 に示す．

画像の一次処理はなゆた望遠鏡 NIC のデータ解析

表 2: PSO 183+05 の測光結果

マニュアルに従って行なった．以下にその手順を示す．
20.04.16
20.04.23
20.04.24

1. ダーク引き
2. フラット割り
3. バッドピクセル・ホットピクセル除去
4. スカイ引き
5. 縦縞パターン除去
6. 位置合わせ，重ね合わせ
7. 測光

J バンド
19.78 ± 0.12
20.41 ± 0.53
20.21 ± 0.44

H バンド
19.58 ± 0.27
19.89 ± 0.48
20.06 ± 0.54

Ks バンド19.40 ± 0.32
19.28 ± 0.51
20.06 ± 0.37以上の結果より，誤差を超えた有意な変光は見られなかった．

測光は，ターゲットの全等級を測定している．ター

3.2

PSO 338+29

ゲットの輝度分布を描き，ガウス関数でフィッティン

PSO 338+29 の 21.05.30 のデータは 7 点ディザ

グを行い，標準偏差 σ を 3 倍した値をアパーチャー

リングに変更した観測である．測光結果を表 3 に示す．

半径として測光した．
表 3: PSO 338+29 の測光結果

本研究では，誤差 ∆m を測光誤差，ゼロ点補正誤差，周辺星補正誤差の 3 成分からなると考え，誤差19.05.29
20.04.15
21.05.30

を評価した．

∆m =√測光誤差2 + ゼロ点補正誤差2 + 周辺星補正誤差2

*

J バンド
20.18 ± 0.25
> 19.99*> 20.12H バンド
20.93 ± 0.28
> 20.32> 20.25

Ks バンド20.18 ± 0.36
> 19, 51
> 19.88

等級の下限値はノイズの 3σ(1)以上の結果より，誤差を超えた有意な変光は見ら

測光誤差は，画像のポアソン誤差とした．ゼロ点補れなかった．本クェーサーは暗いため (MJ = 20.74,

正誤差は，等級のゼロ点を求めたときの回帰曲線とVenemans et al. (2015))，等級の下限値で与えられ

文献値との差を反映しており，視野内の平均大気透ることが多かった．そのため，ディザリング手法の変過率の揺らぎを評価している．周辺星補正誤差は，各更による測光誤差への影響を議論することが難しい．

日で同じ星を観測したときの等級の揺らぎを反映しており，視野内のスカイの局所的な揺らぎを評価し
ている．

226

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.3

ULAS J1120+0641

表 5: ULAS J1342+0928 の測光結果

ULAS J1120+0641 の測光結果を表 4 に示す．Ks
バンドの等級の時間変化を図 1 に示す．

2019
2020
2021

表 4: ULAS J1120+0641 の測光結果
19.04.06
20.04.16
20.04.24

J バンド
20.30 ± 0.16
20.15 ± 0.38
20.40 ± 0.17

H バンド
20.07 ± 0.16
20.07 ± 0.14
20.23 ± 0.08*

Ks バンド20.03 ± 0.13
20.13 ± 0.19
19.77 ± 0.09

J バンド
20.64 ± 0.23
20.67 ± 0.20
> 20.29

H バンド
20.13 ± 0.12
19.98 ± 0.17
20.50 ± 0.29

Ks バンド20.26 ± 0.40
> 17.57*> 20.24

等級の下限値はノイズの 3σ

図 2: ULAS J1342+0928 の等級の時間変化

21.05.30 は撮像枚数が 10 枚と少ないため，H バン
ド以外は下限値となった．図 2 より，2017 年の等級が誤差の範囲を超えて明るくなっている．変光の兆図 1: ULAS J1120+0641 の等級の時間変化候が見られるので，継続した観測により確かめる必Ks バンドにおいて，20.04.16 から 20.04.24 にかけ 要がある．
て誤差を超えて等級が変化している．変光の兆候が見られるが，このデータだけでは有意に変光しているとは言いづらい．継続した観測により，実際に変4光が起きているか確かめる必要がある．

3.4

ディザリングの手法を変更したことによる誤差への影響を考える．測光誤差は，ポアソン誤差なので√撮像枚数 n が増えれば，1/ n で誤差が小さくなって

ULAS J1342+0928

ULAS

Discussion

J1342+0928 は 19.04.06,19.05.29 といく．測光誤差を求められた ULAS J1342+0928 のH バンドで比較する．2019 年，2020 年の測光誤差は20.04.15,20.04.24 の デ ー タ を そ れ ぞ れ 合 わ せ た ．
それぞれ 0.09 と 0.10 で，2021 年は 0.24 である．表さ ら に ，21.05.30 の デ ー タ は ，7 点 ディザ リ ン
1 より，撮像枚数を考慮すると 2021 年の測光誤差は√グに変更した観測である．測光結果を表 5 に示
1/ 5 倍される．すると，2021 年の測光誤差は 0.11
す．J バンドの等級の時間変化を図 2 に示す．図となり，2019 年や 2020 年と大きな差がないことが2 には，2005 年〜2011 年のデータと 2017 年のわかる．ゼロ点補正誤差や周辺星補正誤差への影響
デ ー タ を プ ロット し た (Banados et al. 2018)．
は，まだ調査の途中である．今回はディザリング点
2005 年 〜2011 年 の デ ー タ は 正 確 な 日 時 が 不
数を 7 点としたが，対称性により星が重なる可能性
明 で あった た め ，2008 年 に プ ロット し て い る ．
がある．そのため，今後の観測ではディザリング点
数を 6 点や 8 点に変更して，ディザリングと誤差の関係について調査をしていく．
次に，撮像枚数と誤差の関係を調べた．図 3，図 4に撮像枚数と誤差の関係を示す．

227

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
知られている．そのため，低赤方偏移において数年で変光すると観測されていても，高赤方偏移ではより長い時間をかけて観測する必要がある．先行研究によると，低赤方偏移では 1〜2 年の観測で変光が観測されているので，高赤方偏移では年 1 回の観測を10 年程度続けると良いと考えられる．

Acknowledgement
図 3: 撮像枚数とゼロ点補正誤差

本研究を行うにあたって，指導教員の井上昭雄教授には多くの知識や助言をいただきました．心より感謝申し上げます．西はりま天文台の斎藤智樹氏には，クェーサーのデータの提供や取得の際には大変お世話になりました．さらに，解析の手法などの助言をいただき，感謝申し上げます．

Reference
図 4: 撮像枚数と周辺星補正誤差

Banados, Venemans, & Mazzucchelli 2018, Nature, 553,473

ゼロ点補正誤差は，撮像枚数が増えても変化は見

Courvoisier, Paltani, & Walter 1996, A&A, 308, L17られない．一方で，周辺星補正誤差は撮像枚数が増

Kawaguchi, Mineshige & Umemura 1998, ApJ, 504, 671

えると小さくなる傾向が見られる．そのため，なるべく誤差を小さくするために 40 枚以上の撮像が必要

Sakata, Morokuma, & Minezaki 2011, ApJ, 731, 50
Venemans, Banados, & Decarli 2015, ApJL, 801, L11であると考えられる．

Vries, & Becker 2003, AJ, 126, 1217

5

Wnag, Yang, & Fan 2021, arXiv:2101.03179

Conclusion
本研究では，4 つのクェーサーの 1〜3 年に渡る観測を通して，変光が観測できるか調査した．ULAS

J1120+0641 の Ks バンドや ULAS J1342+0928 の J
バンドのように変光の兆候が見られたものがあった．
そのため今後，観測を継続して行なっていき，実際に変光が起きているか確かめる必要がある．
ディザリング点数を 10 点から 7 点に変更したが，測光誤差には大きな影響がなかった．その他の誤差に対しては，まだ結論は出ていない．7 点ディザリン
グだけでなく，6 点や 8 点での観測を行い，さらに詳しく調査をしていく．また，撮像枚数を増やすと，周辺星補正誤差は減少する傾向が見られた．
遠方の宇宙ほど (1 + z) で時間が伸びていくことが228

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銀河 poster12

初期宇宙における銀河の多様性とその起源
筑波大学 数理物質科学研究群物理学学位プログラム
阿部 紗里

229

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校

初期宇宙における銀河の多様性とその起源
阿部紗里 (筑波大学大学院 数理物質科学研究群物理学学位プログラム)

Abstract
初期宇宙で形成される銀河（初代銀河）は、その活発な星形成により、天体静止系では紫外線波長で明るくなる。この紫外線連続波を用いて観測された銀河はライマンブレイク銀河と呼ばれ、初代銀河の大半を担っていると考えられている。一方、近年の観測によって、初代銀河の一部は紫外線では無く赤外線波長で明るく輝いている事が分かった。これらの赤外線は地上観測系ではサブミリ波帯となるためサブミリ波銀河と呼ばれている。このようなサブミリ波銀河の存在は、初期宇宙で一部の銀河が既に星間ダストによって覆われていることを示している。しかしながら、初代銀河の進化とともに観測特性がどのように変化していくのかはまだ分かっていない。本講演では、数値シミュレーションを用いて初代銀河の多様性を調べた論文、Arataet al. (2019, MNRAS, 488, 2629) についてレビューを行う。この論文では宇宙論的流体計算と輻射輸送計算
を組み合わせることで初代銀河の星形成と超新星爆発のフィードバック、それに伴う輻射特性の時間変化を示している。結果として、スターバーストの初期フェイズでは、星形成領域に分布した高密度なダスト雲が星紫外線を吸収し、初代銀河はサブミリ波銀河となることが分かった。その後、超新星爆発のフィードバッ
クによってガスとダストが星形成領域から排出され、光学的厚さが小さくなる事でライマンブレイク銀河へと変化していく事が示されている。本講演では、これらの結果とともに、アルマ望遠鏡やジェームスウェッ
ブ宇宙望遠鏡による観測可能性についても議論する。一方で、これらの先行研究では統計的な研究は十分になされていないため、これを踏まえた今後の大規模な数値シミュレーションを用いた研究計画についても紹介する。

1

ンでは、銀河のアウトフローによって初代銀河の星

Introduction
ほとんどの初代銀河 (z ≳ 6) は紫外線領域で検出されるが、一部は近赤外線〜サブミリ波長の領域で検出されることが分かっている。なぜこの範囲で検出されるのかというと、星形成とダスト遮蔽、ダストからの熱放射が大きく関わっている。銀河内にある
星形成領域で星形成が起こると、紫外光が放射される。星形成領域では中性水素ガスが豊富なため、短波長側が落ち込んだ観測結果が得られる。これをライマンブレイク銀河 (LMG) と呼ぶ。ガスに加えてダストが豊富であった場合、ダストによる吸収によっ

形成率 (SFR) やガス構造が短いタイムスケールで急激に変化することが分かっている (Davis, Khochfar& Dalla Vecchia 2014; Hopkins et al. 2014; Kimm
& Cen 2014; Yajima et al. 2017)。このことから
feedback によって初代銀河の星形成は大きく影響を受けることが分かっているが、進化の過程での観測
特性の変化はまだ分かっていない。そこで本論文では最新のモデルに加え、宇宙論的 zoom-in 流体力学
シミュレーションと輻射輸送を用いて初代銀河の輻
射特性、feedback の影響、観測された SMG との関連性を調べた。

てダストの熱放射が起こり、それがサブミリ波長で観測される。これをサブミリ銀河 (SMG) と呼ぶ。このように一部の銀河がダストによって異なる観測特2

Methods2.1

宇宙論的流体力学シミュレーション性を示すことは分かっている。
また、first galaxies の形成メカニズムにおいて星と超新星 (SN) feedback は銀河の進化に必要である。

smoothed particle hydrodynamics (SPH) code
最新の SN feedback を用いた高解像度シミュレーショ を 用 い て 計 算 を 行った 。ま た 、SFR は Kenni-

2302021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
cutt–Schmidt law より local SFR は(ṁ∗ = mg A 1M⊙ pc

)
−2 −n

(γ
G

fg P

) (n−1)
2

3

Results

3.1

SFR と脱出率(1)で推定した（Schaye & Dalla Vecchia 2008）。ここ

紫外光 (UV) がどのくらい遮られるかを調べるた
めに、脱出率を導入する。脱出率はでは fg = 1、nth = 10cm−3 とした。SN feedback はfesc,abs ≡隣り合うガス粒子に熱エネルギーを確率で注入する

stochastic thermal feedback model（Dalla Vecchia& Schaye 2012）を用いた。図１は今回用いたパラメータである。Halo-10、11、12 では星形成モデルとフィードバックモデルに同じパラメータを用いて、比

LUV
out
LUV
int

(2)

で定義される。この UV 脱出率と SFR、平均ガス
密度 ncH の赤方偏移の変化を Halo-11 においての計算結果を図 2 に示す。

較のために SFR が低い場合を low SF、SN feedbackがない場合を noSN としてパラメータを設定し、ズー
ムイン初期条件を用いて 3 つのハローの形成と進化を調べた。

図 1: 用いたパラメータ
図 2: Halo-11 における SFR、平均ガス密度、UV 脱

2.2

出率、相対脱出率の変化

輻射輸送

図 2 より、z ≲ 10 で SFR とガス密度が高く脱出率

輻射輸送は All-wavelength Radiative Transfer

with Adaptive Refinement Tree(ART ) を用いた (Li が低くなり、z ≳ 10 で密度は激しく変化するも脱出
et al. 2008; Yajima et al. 2012)。この ART2 では、 率は大きく変化を起こしていないことが分かる。こ2

モンテカルロ法を用いて放出されたフォトンパケット

こから z ≲ 10 では SN によってガスやダストが吹きの伝搬を追跡し、銀河固有のスペクトルエネルギー

飛ばされるためにダストの量が少なく SFR が断続的

分布 (SED) を計算している。また圧力平衡を仮定しになり、z ≳ 10 ではダストが豊富になり、UV を遮ったと考えられる。この z ≳ 10 での変化を詳しく見る
subgrid multiphase ISM model を用いて輻射輸送を ために、z = 8.5 と z = 9 に着目してダストの半径方計算した (Springel & Hernquist 2003)。ズーム領域 向の密度分布と紫外光に対する光学的深さを調べた
高温相の中にある cold dense clouds の密度を求める

上にベースグリットを用意し、そのグリット内の粒子ものが図 3 である。

が 16 以上ある場合は更に細かく区切っていくという図 3 より、z = 8.5 のときに密度と光学的深さが方法をとったため、よりよい分解能が得られている。 中心から離れた地点で高くなっていることがわかる。
ダストについては、solar metallicity and M = 22M⊙

このことから z ≳ 10 で起きている密度の激しい変SN model のダスト分布 (Todini & Ferrara 2001) よ 化と脱出率の変化の違いは、z = 8.5 のように一時的り、ガスの metallicity に比例させるようにダストを に中心付近のダストが吹き飛ばされてシェル状に広分布させた。

がって光学的深さが薄くなることで脱出率が高くなるということが分かった。

231

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
UV
がどのハロー質量でも起こり、S850µm は SFR と fescの相関関係にあると示された。

3.3

デューティーサイクルと可観測性

デューティーサイクルをある質量範囲の銀河総数と 850µm の検出閾値 Sth を超える明るい銀河総数の比率と定義する。よってデューティーサイクルは次のように表せる。

fduty =

図 3: ダストの半径方向の密度分布と紫外光に対する光学的深さ

N (S > Sth )
Ntot

(3)

このデューティーサイクルからアルマ望遠鏡やジェームスウェッブ宇宙望遠鏡の可観測性を求める。図3.2

サブミリフラックスとハロー質量の依 5 にデューティーサイクルとハロー質量 M の関係
h
存性
を示す。

図 2、3 から UV 脱出率の変動はダストの影響があることから、UV とサブミリ波で明滅すると考えられる。ダスト遮蔽はハローの質量に依存すると考えられるので図 4 に Halo-10、Halo-11、Halo-12 におけるSFR、紫外光脱出率、サブミリフラックス S850µm 、
見かけの UV 等級 mUV を示す。

図 5: デューティーサイクルとハロー質量
アルマ望遠鏡やジェームスウェッブ宇宙望遠鏡の検出閾値はそれぞれ Sth = 0.01mJy、Sth = 0.1mJyとする。Mh が小さいとき SFR は安定して起こりにUV
くいので fduty も低くなり、Mh が大きくなると fescが増加して fduty が高くなることを示している。また fduty > 0.5 のときに観測可能であるとすると、
図 4: Halo-10、Halo-11、Halo-12 における SFR、紫Sth = 0.01mJy まで観測できれば低質量銀河からの外光脱出率、サブミリフラックス、見かけの UV 等級

サブミリフラックスを検出できると考えられる。

この図から、z ≳ 10 のときには SFR と S850µm が
UV
低く fescが高くなり、z ≲ 10 では SFR と S850µm

3.4

UV
UV
が高く fescが低くなり、fescの急激な変化によって

ダスト温度

図 6 に z = 6 − 10 におけるダスト温度と赤外輝度
S850µm が減少していることから図 3 で議論したこと の関係を示す。灰色の領域は観測された近傍銀河の232

2021 年度 第 51 回 天文・天体物理若手夏の学校
ダスト温度である。

UV
ら fescが低く、また SN feedback が非効率なためガス雲が完全に破壊されることなく SFR が連続的になる。よって継続的な星形成が可能である。noSN の場合、ガスのほとんどが急速に星に変換されるため

lowSF よりもガス密度が高く、ダストが生成されな
UV
いので lowSF よりも fesc
は高くなっている。

このことから first galaxies の輻射特性は星形成モデルやフィードバックモデルに対して、敏感に依存しているということが示される。
図 6: z = 6 − 10 におけるダスト温度と赤外輝度の関係

5Conclusion

シミュレーションの結果からいくつか分かったこ
modified blackboby からダスト温度 Td を推定し8とがある。一つ目はSN feedbaack によってガスやダた。ダスト温度は赤外光の明るさが ∼ 10 から ∼UV1が大き10 2L⊙ に増加するにつれて、∼ 40 から ∼ 70K に増 ストが放出され星形成史が断続的になり fesc
加した。LIR ∝ SFR より、明るい銀河では近傍銀河

UVが低くなるというく変動、Mh が大きくなると fescと比べてダスト加熱が盛んに行われるため、ダストことである。二つ目はズームイン領域にある全ての温度が高くなっている。

衛星銀河を用いてアルマ望遠鏡やジェームスウェッ
ブ宇宙望遠鏡によるデューティーサイクルを計算し、検出閾値を 850µm で Sth = 0.01mJy としたときに4Discussionz ≳ 7 で Mh ≳ 1011 M⊙ の銀河のデューティーサイク

図 7 に Halo-11、Halo-11-lowSF、Halo-11-noSN における SFR、紫外光脱出率、サブミリフラックス、UV 出現光度を示す。

ルは ≳ 0.5 ということである。三つ目がダスト温度の三次元構造を計算し赤外線のピーク波長を用いてモデル銀河の典型的なダスト温度を推定、high-z のダスト温度は仮定よりも高いと示唆された。四つ目
は、lowSF と noSN の場合に SN feedback が弱く銀UV河中心部にガスが蓄積し、高い SFR と低い fescが発生するということが分かった。
この論文では数個の銀河のみに着目していたため統計的な理解が足りていない。そこでより大きいサンプルとして原初銀河団や高密度領域を含めて、宇宙大規模構造の中での銀河の発生条件や SMGs、LMGsの相関を調べていきたい。

Reference
Arata et al. (2019), MNRAS, 488, 2629

図 7: Halo-11、Halo-11-lowSF、Halo-11-noSN における SFR、紫外光脱出率、サブミリフラックス、UV

Yajima et al. (2012), MNRAS, 427, 2889
Springel V (2005), MNRAS, 364, 1105

出現光度

lowSF の場合、中心のガス密度が高くなることか233