博士論文

Detailed Modeling and Observational Veriﬁcationof X-ray Reprocessing in Astrophysical Objects
天体におけるX線再放出のモデル化と観測的検証

東京大学大学院 理学系研究科 物理学専攻 高橋研究室

小高 裕和

Detailed Modeling and Observational Veriﬁcationof X-ray Reprocessing in Astrophysical Objects
天体におけるX線再放出のモデル化と観測的検証

宇宙科学研究所

高エネルギー天文学研究系

小高 裕和

高宇連研究会 2011/08/11 ＠早稲田大学

深い重力ポテンシャルへの降着

1/32

強重力天体による物質の降着は宇宙の様々なスケールに普遍的に存在
中性子星・恒星起源ブラックホール：1-10 太陽質量
活動銀河核（AGN）超巨大BH：106-109 太陽質量
宇宙で最も効率的なエネルギー解放機構
重力エネルギー → X線放射
静止質量エネルギーの約10%
周辺環境に莫大なエネルギーをフィードバック→宇宙の進化に大きな影響を与えてきた例）ブラックホールと銀河の共進化 “Cosmic feedback”

ESO/L. Calçada/ M.Kornmesser

降着の中心エンジンでは極限環境が実現
強重力場（一般相対論）、強放射場
中性子星→強磁場、超高密度物質

エネルギー解放の物理プロセスの詳細は未解明
宇宙X線の発見（中性子星 Sco X-1; Giacconi+, 1962; ノーベル賞2002）
以来、降着系はX線観測の最重要ターゲットでありつづけてきた。

2/32

宇宙における降着系の構造
中心エンジン

光電離領域
強力なX線がガスを電離
X線輝線・連続成分を再放出

ブラックホール or 中性子星
重力エネルギーを莫大なX線放射に転換
重力エネルギーを解放

周辺環境が降着物質を供給

ジェットなどによる「冷たい」物質

放射以外のエネルギー解放

X線を反射• 大雑把な基本構造は、系内コンパクト天体とAGNで同じ。
• X線が降着系を探る最も重要な観測的プローブ
中心エンジンから放射されたX線光子は周辺物質に吸収・再放出される。
→中心エンジンのみならず、周辺環境の物理情報も運んでくる
降着の物理
宇宙の進化 Cosmology
極限環境の物理非平衡系の物理

3/32

新世代X線観測

降着系の物理状態を精密に測定することは新世代のX線観測により初めて可能になった

Mg XI
f

r
i

4

5

Ne X α

Ne IX

6

7

8

9

10

f

O VII
RRC

O VIII α

17

18

19

26

27

28

O VII γN VII δ16

NVII RRCO VII βO VIII β

O VII δO VIII RRC

Fe XVIIi

O VIII γr
Fe XX

Ne IX βFe XXIINe IX γ

3

4

13

O VII

14

15

23

24

f

NVII αN VII βr

N VII γ高い波長分解能を持つ回折格子分光器
点源状天体に対して、E/ΔE~100-1000
輝線強度、Doppler 広がり、シフト

12

i

0

• Chandra, XMM-Newton (1999-)

Counts s−1 Å−1
2×10 −3
4×10 −3

Evans et al.

11

20

21

22

Wavelength (Å)

25Evans+ 2009

• すざく衛星 (2005-)
広帯域・低バックグラウンド→中心エンジンからの硬X線放射を高S/Nで取得

Figure 2. Co-added Chandra HETG MEG and HEG gratings spectrum of
NGC 1068 from the entire 440-ks data set. Shown are the principal transitions

Ne X βNe IX RRC

Mg XII α

Mg XI βSi XIII 3p–1s

SI Kα

Si Kα

f

0

NASA

r

2

Counts s−1 Å−1
5×10 −3
0.01

Chandra←ImageSpectrum→

Si XIIISi XIV αFe Kα0

NGC 1068
AGN outﬂow

Counts s−1 Å−1
0.01
0.02

様々なイオンからの輝線：中心ブラックホール
からの放射を周辺環境が再放出

4/32

X線観測の課題

新しいX線天文台（Chandra, XMM-Newton, すざく）の登場により、天体の物理状態の情報を豊富に含む高品質のデータが取得できるようになったが、同時に、これらのデータの解釈には従来より高い精度の天体物理モデルが要求される。
輻射輸送問題を解くことが必須τ �1

Optically thin

問題は容易

τ ∼1

X線光子の再放出過程• 光子の離散的プロセス• 競合プロセス• 複数回反応の正確な取り扱いが必要
天体の形状に依存τ �1

Optically thick
統計的アプローチ
連続近似
拡散近似→微分方程式
十分厚ければ黒体放射（例：標準降着円盤）
光学的厚さ

Monte Carlo approach が最適モンテカルロ計算によるX線放射のモデル化

5/32

•

モンテカルロ法により、光子の輸送と物質との相互作用を計算することで、天体内での光子の追跡を行う。

•

モンテカルロシミュレーションの手法は、主に理論計算で用いられ、簡単な形状の問題に限られていた。

•

天体の現実的な形状を考慮した、観測研究への適用は、渡辺(2003, 博士論文)、
Watanabe+ (2006)による大質量X線連星の光電離プラズマのモデリングが初めて。ただし、光電離プラズマ中のH-/He-likeイオン、自由電子と光子の反応に限ら
れる。
本研究では

• Watanabe+ (2006)により光子と物質場との反応という形で導入された物理プロ
セスを光子と高エネルギー電子、Li-like以降の低電離イオン、中性H, Heの反応に拡張し、新時代の高精度天体物理学観測をドライブするモンテカルロ計算の枠組みを構築する。

• 降着流や周辺環境からのX線放射を精密にモデル化し、従来不可能であった理論モ
デルと観測データとの定量的な比較を、1) 強磁場中性子星の降着プラズマ、2) 大
質量X線連星の光電離プラズマ、3) 銀河中心ブラックホールのX線フレアの分子雲による反射、の３課題について行う。

モンテカルロシミュレーション
to an observer(escaping)emission
the last interaction(E1 , Ω1 , t1 , x1 )cloud

X-ray source
initial condition(E0 , Ω0 , t0 , x0 )１イベントの流れ
1) 光子を生成（初期条件を記録）
2) 次の相互作用の位置を計算
3) 相互作用を起こし、光子を再放出（再放出光子は0個以上）
4) 2-3を繰り返す
5) 系から光子が脱出する場合、最後の相互作用の情報を記録（観測者にとっての放射）天体を入力光子に対する線形応答システムとみなすことで、
1) 入力光子に対する応答の計算（MCシミュレーション）
2) 入力（初期）条件での畳み込みに計算が分離可能（ 3.1.2）→計算コストの効率化
解析的アプローチのグリーン関数の方法に相当

6/32

フレームワーク
MC Simulation
Geometry building (Geant4)
Particle tracking (Geant4)
Physical processes (original)
Output event list

Analysis (Convolution)
Observation (Imaging/spectroscopy)

7/32• Geometry• Physical conditions of matter• Initial conditions of photons
for simulation• Initial conditions of photons(Source function)• Observerʼs direction• Time of observation

Observed spectra/Image• Distance of the source• ジオメトリの構築、粒子の追跡：Geant4ライブラリを利用→検出器シミュレーションなどで複雑なジオメトリの取り扱いに実績がある• 物理プロセス：既存のコードは物質の運動や詳細な原子物理効果の扱いが不十分→すべてオリジナルの実装→反応断面積、微分散乱断面積のチェック降着系への適用
1. 中心エンジン
物理プロセス：高温のプラズマ流による逆コンプトン散乱（ 3.5）
コンパクト天体（BH、中性子星）の降着プラズマ、AGNの降着流
強磁場中性子星への降着流からの放射（Chapter 7）
2. 光電離領域
物理プロセス：光電離プラズマにおけるX線再放出（ 3.4）X線連星内の星風、AGNアウトフロー
大質量X線連星の星風（ 6.4）
3. 「冷たい」物質
物理プロセス：中性物質によるX線反射（ 3.3）X線連星内の濃いガス、AGNトーラス、分子雲
銀河中心領域の巨大分子雲からのX線反射（Chapter 8）
巨大ブラックホールSgr A*のX線フレアの名残

8/32

1. 降着流における逆コンプトン散乱

大質量X線連星 Vela X-1

中性子星とB型星の連星系最も明るい星風降着型の中性子星
中性子星表面磁場：1012 G

B-type star
phase
0.5

phase 0.0

Suzakuobservation

10/32

Earth

NeutronStar

強磁場星への降着の最適な実験室
軌道公転周期：8.964 日
NS自転周期：283.5 秒• 大質量星の強力な星風の一部が中性子星に落下する。ガスは磁力線に沿って磁極に落下し、重力エネルギーを解放してX線で輝く。

• X線の放射機構はよくわかっていない。硬X線スペクトルの形から逆コンプトン散乱が関係していると考えられているが降着流の物理条件との関係は不明。
放射の物理機構に迫るには：
1. 広帯域スペクトルの短時間スケールの変動を取得→「すざく」観測データ解析
2. 降着プラズマからの放射の正確なモデル→モンテカルロ計算

5.3.2

Light Curves

11/32
Since the X-ray emission from Vela X-1
displays s
the X-ray pulsation due to its rotation, it is esse
object for understanding the nature of the radiation
obtained with the XIS for different energy ranges o

XIS
5-10 keV

XIS 5-10 keV[counts/s]「すざく」光度曲線

The light curves were extracted by summing the ca time bin width of 284 s, which corresponds to
Because background levels are negligible and no fla

20
15
10

observation, background subtraction is not necessa

5

× 10

The count rates in the three different energy ranof Vela X-1. The lowest-energy band (0.6–2 keV)absorption in the accretion flows or the stellar winds

HXD PIN[counts/s]

30

HXD
12-60 keV

20
10

from such absorption significantly. In order to charatime, we introduce a hardness ratio between a hardhardness
HXD/XIS× 10

Hardness

3

3

0.5
0

hardness ratio =

-0.5
0

20

40

60

80
time [s]145 ks

h−s
H
=
h+s

×103

Here,
rates normalized to average
100 h and120s are count140
H and S are count rates in the two bands, and the bobservation. This hardness ratio can be used as a
between −1 and +1. In addition to the lig
ksの間に複数回のフレア• 数ksスケールの激しい時間変動→145ranging
hardness ratios of two different sets of the energy• t=110 ksのフレアはハード
calculated by two bands of 0.6–2 keV and 2–5 keV i• “Oﬀ” stateでスペクトルがソフト

medium, or NH . The ratio of 2–5 keV and 5–10
to rather spectral hardness of the intrinsic radiatio

Γ1 > 0,

Γ2 > 0.

(5

12/32This is a combination of a negative and positive power laws with an exponential cutoff
a common folding energy. The combination of the two power laws with largely differeindices provide a wide variety of spectral shapes with an analytical expression. When t
強磁場を持つ降着中性子星からの放射は物理的な機構が明らかになっていないため、従positive power-law index is Γ2 = 2 as
来、現象論的な関数でのみ解析が行われてきた。

広帯域スペクトル

NPEX 関数(Mihara 1995, Makishima+ 1999)

νFν

keV2 (Photons cmï2 sï1 keVï1)

10

!

dN
E
= (A1 E −Γ + A2 E 2 ) exp −
dE
Ef

"

,

(5

the function
a good approximation of an unsaturated
Comptonization spectru
サイクロトロン共鳴
Fe becomesKα(Sunyaev & Titarchuk, 1980). Mihara (1995) found that X-ray pulsar spectra obtain
強磁場中の電子の磁場に垂直with the Ginga satellite areHXD
well PIN
described by this model(See also Makishima et a
な方向の運動が量子化される
ことで共鳴構造ができる
NPEX
law when A2 → 0.
0.1 1999).
XIS The0 XIS
3 model approaches to a normal cutoff power
Bresonance sca
Many X-ray pulsars display absorption-like features called
cyclotron
Ecyc = 12n 12keV
HXD GSO
10 Gare results
0.01
tering features (CRSFs) in the hard X-ray continuum (See §2.1.2). These1

scattering via cyclotron resonance of electrons whose energy is quantized to the Land

ratio

ratio

10ï3
1.4

levels in the strong magnetic field B ∼ 1012 G. The CRSFsA1 have complex
0.112structur
1.2
which are composed of absorption and emission via cyclotron
from electro
A2 radiation2.12E-04
1
in a hot magnetized plasma (Araya & Harding, 1999; Araya-Góchez& Harding,
200
photon
index
Γ
0.38
0.8
Schönherr et al., 2007). It is, however, difficult to include these complex models of t
0.6
cutoff energy Ef

6.5 keV5
10 fitting with20
50 response. We therefore adopt a widely-us
CRSF in the
spectralthe detector
2.55
10 Energy (keV)2050
80
phenomenological model
for[keV]
cyclotron absorptions (e.g. Mihara et al., 1990; Makishim
Energy13/32スペクトルパラメータの時間変動ため、2.3 ksごとに広帯域X線スペクトルを取得し、NPEX関数でスペ
クトルフィッティングを行った。

3

flux
NH [1022 cm-2]• 降着プラズマの物理状態を引き出す

flux (2-10 keV)
[10-9 erg cm-2 s-1]

Oﬀ state

NH

2
1
0
8
6
4
2

• Vela X-1は極めて明るいため、CCDの光子パイルアップの影響を除去するイベント解析を行った。( 5.3.1)

E cutoff [keV]

cutoffenergyA1

N-PL norm

NPEX関数でよく表現できた。
Flux (0.5-3.7) 10-9 erg s-1
Cutoﬀ energy: 6-10 keV

photon
index

吸収大

1.5
1
0.5
0
10
8
6

0.2
0.1
0

A2

P-PL norm• 時間分解の広帯域スペクトルも

photon index

0

0.001

0.0005r2/dof0
1.4

χ2/dof
降着中性子星の数ksスケールのスペクトルの変動を初めて捉えた。
→降着プラズマの物理状態の変化を反映

1.2
1
0.8
0.6
0

0

20

40

60

80
time [ks]time [ks]

100

120

140

140

14/32

降着プラズマからの放射
中性子星の降着プラズマの描像
supersonicflow(Basko & Sunyaev, 1976)• 磁極へのプラズマ流は磁力線に沿って、ほぼ自由落下し、速度は0.5cに達する。

• 降着流は磁極付近からの強力なX線放射に

X-ray
subsonic
flow

よる圧力で減速し、降着柱(accretion
column)を形成すると考えられる。

•

プラズマの温度は107-108 K (1-10 keV)neutron star

X-raymagnetic pole

このようなプラズマでは逆コンプトン散乱によって硬X線が放射される
これまで降着柱からの放射の計算は、空間1次元、エネルギー非依存断面積の近似を行った解析解があるのみ。(Becker & Wolﬀ, 2007)→モンテカルロシミュレーション

15/32

物理プロセス：逆コンプトン散乱

逆コンプトン散乱：高エネルギー電子によるコンプトン散乱で光子がエネルギーを得る• 熱コンプトン：高温電子（ランダムな運動）• バルクコンプトン：高速のプラズマ流

熱コンプトン散乱のチェック
種光子: 0.64 keV
電子温度: 6.4 keV
τ=1, 2, 5, 10, 20, 50, 100
τ大で飽和：理論曲線に一致

同時に取り扱う計算法を開発した
ローレンツ変換を利用した計算
Bulk motionʼsframe• determine thenext interactionpoint• see the bulk
motionp• select the target
electron• see the thermal
motionµµp1pTarget electronʼsframe• calculate scattering
by a rest electron�µLorentztransformation

�µ
p1

p
Lorentztransformation

��µ1

Fi [keV keV-1]

Lab
frame

10-1

10-2

10-3

��µ
p1

10-4
10-2

10-1

磁場の効果も導入できるようにした

1
Energy [keV]

10

102

16/32

熱コンプトン散乱による特徴付け

10-1

10-2

10-2

10-2

10-3

10-4

10-6

フィットできた。光学的厚さによるスペクトルパラメータの変化を調べた。

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 60

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

30

10-6

40 50 60

10-1

10-1

10-2

10-2

10-2

10-3

10-4

τ =6

10-5

10-6

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

10-3

10-4

τ =8

10-5

30

10-6

40 50 60

photons s-1 cm-2 keV -1

10-1

photons s-1 cm-2 keV -1

!=9

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

τ =4
2

3

4

5

10-6

40 50 60

2

3

4

5

3

4

3

4

10-1

10-1

10-1

10-2

10-2

10-2

10-4

τ = 10

10-5

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

10-4

τ = 11

10-5

30

10-6

40 50 60

photons s-1 cm-2 keV -1! = 12

10-3

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]20! = 20

10-1

10-1

10-1

10-2

10-2

10-2

photons s-1 cm-2 keV -1! = 1610-4

τ = 14

10-5

10-6

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

10-3

10-4

τ = 1610-530

40 50 60

10-6

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

40 50 6030

40 50 605

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 6030

40 50 60

10-3

10-4

τ = 20

10-5

30

20

τ = 122! = 1410-3

6 7 8 9 10Energy [keV]

10-4

10-6

40 50 60

40 50 60

10-3

10-5

30

30

τ =9

! = 11

10-3

20

10-4

10-5

30

6 7 8 9 10Energy [keV]

10-3! = 1010-6• 種光子はプラズマの熱制動放射• シミュレーション結果はNPEX関数で

5

10-6

10-4

10-5

photons s-1 cm-2 keV -1（観測から）

4

τ =2

10-5

photons s-1 cm-2 keV -1• 電子温度は6 keVと10 keVで計算

3

10-4

10-3

!=8

photons s-1 cm-2 keV -1

らの熱コンプトン散乱をシミュレーショ
ンで計算する。

2

10-3

!=6

photons s-1 cm-2 keV -1• 光学的厚さの異なる球対称のプラズマか

τ =1

10-5

photons s-1 cm-2 keV -1

!=4

10-1

photons s-1 cm-2 keV -1

!=2

10-1

photons s-1 cm-2 keV -1

ン放射モデルを用いてスペクトルの形を特徴づける。

!=1

photons s-1 cm-2 keV -1• 降着柱を考える前に、単純な熱コンプト

10-6

2

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

Figure 7.2: Simulation spectral models of thermal Comptonization from spherical clouds
with a temperature of kT = 6 keV for different radial optical thicknesses ranging from
τ = 1 to τ = 20. The value of the optical thickness is indicated at the top-left of eachplot. Fitted NPEX model (black), the negative (red) and the positive (blue) power-law
components are superposed.

17/32

熱コンプトン散乱による特徴付け
10-1

10-2

0.4

2

1

AA2/A/A1

index
Photonphoton index K

0.6

0.2

10-3

0

-0.2
0

2

4

6

8

10
12
14
Thomson depth o

16

18

10-4

20

Optical thickness
光子指数が光学的厚さのよい指標になる

0

4

6

8

10
12
14
Thomson depth o

16

18

20

Optical thickness
規格化定数の比も光学的厚さに強く依存
10-2

10 keV

6 keVsimulation model

観測結果は熱コンプトン散乱放射のモデルとよく似た相関を示し、コンプトン散乱放射の仮説を支持

2

1

AA2/A
/A 1

光子指数と規格化定数比A2/A1は観測量→シミュレーションモデルと観測とを比較

2

10-3

10-4

0

0.2

0.4
0.6
photon index

Photon index

0.81

18/32

質量降着率とプラズマの光学的厚さの関係• より物理的なプラズマの性質を調べるため、導いた
光子指数→光学的厚さ（熱コンプトン）
X線光度→質量降着率 L = GM∗ Ṁ
X
R∗
正の相関を発見
高い降着率→プラズマが厚い「自然な関係」
プラズマのサイズを見積もる ( 7.2.2)Ṁ
r0 ∼ 1 km
τ = 4 × 16
−1
10 g s
NS半径（10 km）に対して自然な値

熱コンプトン散乱放射の仮説を強化

Photonindex
photon index• 質量降着率とプラズマの光学的厚さの関係を

0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0

2

4
6
36
-1
Lx [10 erg s ]

8

1.5
2
2.5
3
16
-1
Accretion rate [ 10 g s ]

3.5

10

Luminosity [1036 erg s-1]
14

Optical
Opticalthickness
thickness o

光子指数とX線光度の関係に着目する→明るいと光子指数が硬くなる

1

12
10
8
6
4
2
0
0

0.5

1

Accretion rate [1016 g s-1]

4

19/32

プラズマ降着柱のモデル• 実際の降着柱では、光子へのエネルギー供給に、電子の熱運動だけではなく、落下のバルク運動の寄与がある。
& Wolﬀ, 2007)• 円筒状のプラズマ流を考える。(Becker�� �−z/z �

速度プロファイル

v(z) = −vﬀ 1 −
�

7
3

z

sp

�1/2

σ⊥
zsp = 0.245
r0 = ξr0σ�
密度プロファイルは質量保存から求める。
Ṁ = πr0 2 n(z)mp |v(z)|

r0
n(z)
v(z)

• プラズマ全体からの熱制動放射を種光子とする。
• モデルのパラメータ
コラム半径 r0
速度プロファイル ξ
X線光度（ 質量降着率）Lobs
温度、磁場

5つのパラメータを指定すれば降着柱からのコンプトン放射が決まるary mode is linearly ification
polarizedtowith
the electricfield vector thatis placedin 4the
plane
the
model
of
Comptonization
described
in
§3.5
(1)
2 only affects2the determination+ f (E)θ], temperature
simulation, we assumed the column radiusσ r0(E)= =4 σ×T [sin10 θcm,thecosplasmarmed by the photonofpropagation
direction point
and themagnetic
field.
On the
other
hand,
the
next
interaction
in
terms
of
the
Monte
Carlo
simulations.
(2)
20/32
kT = 6 keV, three values of ξ = zsp /r0 = 0.5, 1.0,
2.0.= σThe
spectra obtainedby theσ (E)T f (E),he extraordinary mode isSimulation
linearly polarizedwith onthethiselectric
field
vectorthatis perpenresults
based
model
are
shown
in
Fig.
7.10inandTable
7.3.Table
The consimulations and fitted parameters of the NPEX model are shown
Fig.
7.9 and7.2,
icular to this plane.ditions
Approximate
total
cross
sectionsof
theordinary
mode
and
the
respectively,
where completely
θ is the angle
betweentothe
photondirectiondemonstrated
and the magnof the The
accretioncolumnidentical
thesimulations
respectively.
spectralshapearestrongly depends
on ξ because
the parameter
controls
xtraordinary mode are
givenby
and the f(§7.3.2)(E) is givenby that these simulations assume the existence ofintheprevious
subsection
exceptArons+
the density of the decelerated plasma. For ξ = 2.0, the spectrumis (1987)
nearly saturated.
強磁場中では散乱断面積が減少：電子の振動が磁場で制限される
 $ qualitatively
12%2
magnetic
field
B
=
2
×
10
G.
All
the
three
spectraagree with spectral
(1)
2
2
E

(7.20)
ordinary mode σ (E) = σT [sin θ + f (E) cos θ],(E ≤ Ec )f (E)=,featuresofaccreting
X-raypulsars,which
arerepresented
bythe
NPEX model.
The effectEc
Table 7.1: Simulation
parametersoftheaccretioncolumn.
(2)
σ (E) = σT f (E),(7.21)
extraordinarymode(E ≥ Ec )of thereduced cross sections
is obvious from the mildly 1Comptonized
spectrum even forparametervalue
ξ = 2.0. Since Comptonization
becomes significant with118
ξ, the photon index Γ and the36−1espectively, where θ is the L
angle
betweenthephotondirectionandthemagnetic
field,−136r0 = 400
m 3.0
10 erg s LX (0.1–100
kT× =
6 keV
obs = 3 × Luminosity
keV)
10
erg s
normalization ratio A2 /A1 increase with ξ.
nd the f (E) is given by
Neutron star mass M∗
1.9M#
ξ = 0.5
ξ=1
ξ=2
6
Neutronstar
radiusR
10cm
 $ %2∗4
 E
Columnradius
r
4.0
×
10
cm
0
12
(E
≤
E
)
c
B = 2 × 10 G
f (E) =,
(7.22)
6 keV
 EcElectron temperature kT1(Eξ ≥c )/r0サイクロトロン=E
zsp
0.5, 1.0, 2.0

磁場の効果

!=1
!=1

1

10-1

10-1

10-1

10-2
10-3
10-4

118

10-5
10-6

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]20

30

photons s-1 cm-2 keV -1

1

10-2
10-3
10-4
10-5
10-6

40 50 60

!=0.5
!=0.5

10-2
10-3
10-4
10-5

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

20

30

10-6

40 50 60

!=1
!=1

1

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 60

!=2
!=2
1

1

Figure 7.10: Simulation spectra of thermal and bulk Comptonization from the accretion
column in the strong magnetic field of B = 2 × 1012 G. The simulation parameters aretabulated in Table 7.1. The value of the ξ = zsp /r0 is indicated at the top-left of eachplot. Fitted NPEX model (black), the negative (red) and the positive (blue) power-law
components are superposed.
10-2
10-3
10-4
10-5
10-6

10-1

photons s-1 cm-2 keV -1

10-1

photons s-1 cm-2 keV -1

photons s-1 cm-2 keV -1

10-1

磁場なし

!=2
!=2

1

photons s-1 cm-2 keV -1

共鳴条件からEc = 23 keVphotons s-1 cm-2 keV -1

!=0.5
!=0.5

10-2
10-3
10-4
10-5

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 60

10-6

10-2
10-3
10-4
10-5

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 60

10-6

2

3

4

5

6 7 8 9 10Energy [keV]

2030

40 50 60

計算結果ではたしかに光学的厚さが減少している
Figure 7.9: Simulation
spectra of thermal and bulk Comptonization from the accretion

which have the self consistency for different observed luminosities ranging from 1.5 ×1036 erg s−1 to 6×1036 erg s−1 . All the models have the same value of ξ = 1.25, and21/32
otherparameters are tabulated in Table自己無撞着解
7.5. They satisfies the self-consistent condition Lobs ∼LX and have reasonable values of the column radius. These solutions well reproduce theシミュレーション結果
モデルパラメータ
spectral hardening with the luminosity, and interestingly suggest increase of the column
観測
質量降着率 X線光度 Lobs
X線光度 LX
radius with the mass accretion rate. We do not, however, exclude presence of otherr0
コラム半径スペクトル情報
possible solutions.
光子指数、カットオフなど
ξ
速度プロファイル
温度、磁場
観測
Table 7.5: The
self-consistentsolutions of the accretion column spectrum.
一致：self consistentの条件
ξ = 1.25 で固定観測と比較的よく一致した自己無撞着解
Lobs

r0
[m]

1.5 × 1036
3.0 × 1036
4.5 × 1036
6.0 × 1036

150
150
200
300

L0
[erg s−1 ]9.19 × 1035
1.68 × 1036
2.37 × 1036
3.51 × 1036

A1
[ph s−1 cm−2 keV−1 ]3.4 × 10−2
5.3 × 10−1
5.5 × 10−1
6.7 × 10−1

Γ
0.58
0.34
0.17
0.03

A2
[ph s−1 cm−2 keV−1 ]0.0
2.9 × 10−4
4.4 × 10−4
4.4 × 10−4

Ef
[keV]
17
6.6
6.6
6.9

LX
[erg s−1 ]1.2 × 1036
3.0 × 1036
4.4 × 1036
6.2 × 1036•

25 keV自己無撞着な解が存在する。
Ec∼ 1.25コラム半径〜数100 m 速度プロファイル ξ = 0.245 ×
Finally, we discuss the off state in which Vela X-1 sometimes
drops. Since the sourceĒ
5 keV→モデルパラメータの値はリーズナブル
still shows X-ray pulsations during the off states, it is evident that the accretion flow
結果はNPEX関数で表現でき、パラメータは観測に近い値が得られた。
reachesthe magnetic pole of the neutron star. In the off state, the accretion rate is an•order of magnitude lower than that of a normal state, though the physical mechanism of
中性子星降着流からの逆コンプトン放射モデルを観測と結びつけることに成功
the suppression is unknown. The extremely soft power law with the photon index of ∼2 is2. 光電離プラズマ低電離イオンからの蛍光X線
大質量X線連星：Vela X-1
B型星の強い星風の中に中性子星が深く埋もれている。

光電離プラズマの最適な実験室
Chandra が捉えたSi K-line complex
様々な電離状態を反映
L-shell He-like

H-like23/32• 光電離プラズマからの輝線放射は、強力なX線に照らされた環境の物理状態の情報を運んでくる。
従来、H-like、He-likeイオンの再結合線のモデル化が行われてきた。

• 先行研究：Watanabe+ (2006)ではMC
シミュレーションを用いて、光電離だけ
でなく光励起も考慮したモデル化を行い、H-, He-likeイオンからの放射を再現することに成功した。

• Li-like以降によるプラズマ診断

Watanabe+ (2006)→ひとつの元素で広い電離度をカバーでき、化学組成に依存しない強力な診断。
しかし、観測例の不足と理論の複雑さのため、実際にモデル化は行われてこなかった。→本研究As described in §2.2, autoionization can occur in an excited state of a multielectron ion-like ions are not included in the current version of the code. For lower charge
in addition to radiative decay (fluorescence). These two channels of decay are illustrated
er Li-like ions, we can treat them as neutral atoms, whose implementation is
24/32

in Fig. 3.9. Since fluorescence yields of light elements are very small (e.g. ∼0.05 forin §3.3, except for the K-shell photoionization cross section. (More accurate
neutral silicon), the autoionization (Auger effect) can be dominant over the fluorescence

L-shell イオンの原子物理計算

of such low-charged ions are described in the next
subsection.)
The K-shellThus,these two atomic
processes should be properly treated after the photoionization
ation cross sections are given by the fitting formulae
by Band et al.
(1990) ions (Li-like, Be-like,. . . ). The autoionization rates are
and photoexcitationof L-shell

電子２個
to the electron number andthe atomic number. computed by the FAC as well
電子３個（励起状態）
the as radiative transition rates.
!"#$#(#*(1)$(#*&%"'(!"#$%$&%'!#%$&!"##$#%!"##$#%-).()$(/%+2%'#34(*)$(#*+,+-).()$(/%+.%')0("$)*+,*&,*&%"'($)*+,#-!"##$#%&%"'($)../&%"'($)*+,#-

Figure 3.9: Schematic diagramof two decay channels of a three-electron ion.
ラインエネルギーの光子は&%"'(!"#$#%&'($)$(#*+,+-).()$(/%+.%')0

光励起（共鳴）→自動電離&%"'($)*+,#で吸収される
3.5 Modelingof Thermal anddestruction
Bulk Comptonization
Resonance-Auger

Comptonization is one of the main processes which generate X-ray radiations from ac: Schematic diagram of photon-ion interactions ofcretiona two-electronion. binaries or AGNs. Energy sources of Comptonization can beflows in X-ray

本研究で理論計算を実施

39
原子物理計算は迫氏（Penn）との共同研究
膨大な数の共鳴準位•
culate emissions from the photoionization-driven plasma by the Monte Carloの扱いが鍵, we have to assume the ionization
structure, which includes
the distributions• 自動電離nsity, velocity, temperature,chemical composition, and ion→すべてMCシミュレーションに取り込んだ
fractions. Even
• 輻射輸送nization equilibrium, the determination of the ionization structure is a very

Vela X-1 への適用

25/32

星風：標準モデル(Caster, Abbott, & Klein, 1975)
星周大気：てんま衛星による測定 (Sato+, 1986)

B-type star
Neutron Star星風のパラメータ、電離構造計算の手法はWatanabe+ (2006)と共通

4
3.5
3
2.5
2
1.5
1
0.5
0
0

Fe

2

4
6
Energy [keV]4
H-like
3.5
3
2.5
ir
2
L-ions
1.5
1
0.5
0
10
1.7 1.75 1.8 1.85 1.9 1.95 2 2.05 2.1
Energy [keV]
Chandraデータ提供: 渡辺氏
counts s-1 keV-1

counts s-1 keV-1

He-like triplet
f+Li-like8Li-like 以降のイオンからの蛍光X線を初めて計算することに成功した。
観測に近い結果が得られた。

低電離イオンのプラズマ診断がもたらすもの

26/32

乱流速度: 0 km s-1• ひとつの元素で幅広い電離構造を捉える
天体の化学組成によらない議論が可能• 乱流の存在により、熱運動と同様の

300

Be-likeB-likeC-likeN-likeO-like

250

200
150

Doppler broadeningが生じる。
Resonance-Auger destructionが効かなくなり、ライン光子が脱出しやすくなる。
→光電離領域における乱流（宇宙の非熱的エネルギーの一形態）を測定する新し
い手法

100

蛍光X線による光電離領域の新しい診断

150

50
0
1.7

1.72

1.74

1.76

1.78 1.8 1.82
Energy [keV]

1.84

1.86

1.88

1.9

乱流速度: 100 km s-1
300
250

200

100

将来の大有効面積の高精度分光で、Li-like 以降のL-shell イオンの蛍光X線は光電離領域の新しいプローブとなる。

50
0
1.7

1.72

1.74

1.76

1.78 1.8 1.82
Energy [keV]

1.84

1.86

1.88

1.9

3. X線に照らされた中性物質

28/32銀河中心領域の巨大分子雲からのX線反射
Sgr A*• 銀河系中心の超巨大ブラックホール
6

質量 MBH = 4 × 10 M⊙
X線で異常に暗く、LX = 1033 − 1034 erg s−1
何らかの機構で降着が抑制されている→恒常的に低い活動性を保っているのか？
それともかつて活動期があったのか？

• 過去のSgr A*の活動性の証拠は、そこから100 pc
Koyama+ (2008)
離れた巨大分子雲 Sgr B2から見つかった。
Fig. 1. 6.40 keV maps of the Sgr B2 complex taken with Chandra(upper panel) and Suzaku (lower panel). The coordinates are thelongitude and latitude. Sgr A* is at the right-hand side of these
非常に強い 6.4 keV 鉄蛍光X線（等価幅：1 keV） galactic
figures. The data were smoothed with 1-sigma of 10 . The Sgr B2
complex is shown by the solid line in the figure (upper panel), while
the Sgr B2 cloud is given by the dashed line (lower panel).
「すざく」衛星による数年スケールの非常に早い時間変動の発見→過去（数百年前！）のSgr A*のX線フレアを反射していると解釈できる
LX = 1039 erg s−100

このX線反射は、中心ブラックホールのフレアと分子雲そのものの情報を含んでいるはず
しかし、分子雲の構造、複数回散乱を考慮した計算が必須→モンテカルロ計算

Fig.
blan
pan
Gau
con

. To investigate effects of different density profiles, we built a model withel 5) and a model with α = 2 (Model 6), fixing the total mass to 5 × 105 M! .
sumed a metal abundance of 1.5 protosolar value in Models 1–6 as a standard

29/32

計算モデル

GC region (Nobukawa et al., 2010), we additionally checked two models ofuesof 1.0
protosolarand 2.0 protosolar(Modelparticularly
8). We ignored
the
ctron
binding
makes(Modela great7)difference
to the process
for scattering
with
onent
surrounding
theindense
to reduce
insteadkeV ラインの散乱スペクトルmallscattering
angles,otherenvelope
words, small
recoilcomputationenergy of thecosts;
electron.
The6.4scattering
光電吸収
edabsorptionof thespectrumthe channels
third component
as to the final0.14state of theboundelectrons
caninitial
be divided
intobythree
according
自由電子の後方散乱
ctron (Sunyaev& Churazov, 1996). The three channels can be represented
0.12 as
H、Heに束縛された電子による散乱のエネルギー下限 H σabs (E))E −γ (1 keV < E < 400 keV),
F (E) ∝ exp(−N(8.2)0.1(ground state—Rayleigh scattering) γ1 + Xi
γ1 + X∗i(excited state—Raman scattering) 0.08
γ + Xi →(2.24)
−
γ1equivalent+ Xi−1 + ehydrogen(free state—Compton
6 × 1022 cm−2 is ancolumn density ofscattering)
the surrounding

•
•

0.06

ponent,σ自由電子とコンプトンプロファイルが異なis thephotoelectric
absorption withcrossionization,section at energyEhe thirdand
channel,which
is scattering
accompaniedis also called
Compabs (E)
0.04
n.
The
photon
index
γ
of
the
initialspectrum
is
1.8,
which
is
consistentwithn scattering. Detailed description of these processes is given in §3.3.2.
り、コンプトンショルダーのモデル化では
0.02
A* or X-ray emission from Seyfert galaxies.

.3

正確な扱いが必要（詳細は 3.3）

Photoionized Plasma

06.1

6.15

6.2

6.25
6.3
Energy [keV]89;>&:?&@90%$&'".
bright astrophysical object that emits
UVs or X-rays ionizes surrounding matter via'53446&7344.
otoionization, and maintains a plasma called photoionized plasma or photoionization!)ABCiven plasma. Celestial photoionized plasmas observed in the optical or UV bands widely

分子雲の位置（視線方向）•
ist in a galaxy as gaseous nebulae or ionization regions around AGNs. One of the best
'53446&4.
/0#&120"8"-$9-&8:;09$<=>&'!.
質量•
udied objects is an HII region,which
isilluminatedbystrong
UV from OB-type stars.
!)D4C!"#$%&
n X-ray-driven photoionized plasma, however, requires a verystrong X-ray illuminator,• 密度プロファイル
344&,hich should be an accretion-powered
object such as a neutronstar, a stellar-mass black• 化学組成le, or a supermassive
blackhole in an AGN.
'53446&5344.
!)3EBCを変えて、観測されるX線を調べた
In a static system, which contains an X-ray illuminator with a constant luminosity,
otoionization equilibrium must be realized. At equilibrium, the ionization fractions of!"#$%&'()*&+,-.
ch element, or the charge state distribution, are determined by the balance between ion-

6.35

6.4

6.45

30/32X線による分子雲診断法
Fe5*67$.089$1234
6.4 keV奥Odaka et al. 2011

Hard ()*+$,'*)-$./#'0#$1234
X-ray (20-60 keV):;0$-*:0"$-*:00$-*::"$-*:;0$-*:0"$-*:00$-*::"$-*<#<$-*<#=$-*<"<$-*<"=$-*<#<$-*<#=$-*<"<$-*<"=$-*"//$-*"/:$-*"</$-*"<:$-*"//$-*"/:$-*"</$-*"<:$-*

2000

2005

2010

2015

2000

2005

2010

2015

!"##$%&#$%&

手前'"##$%&

Figure 8.4: Time evolution of the morphology of the iron line (left panels) and the hard
鉄蛍光X線と硬X線で全く異なるイメージ（five8.3）
X-ray (rightpanels) for Model 2 from the brightest moment at intervals ofyears.
The observation time is marked at the top of each image and the cloud position along
硬X線の強い透過力を利用して分子雲の構造を診ることができる
the line of sight is marked at the left of each row. The colors are mapped on a linear
scale common to all theimages of the same energy band.
鉄蛍光X線は雲の表面付近が光っている

鉄ラインの等価幅、コンプトンショルダーの時間変化は分子雲の質量・位置に依存（ 8.4）
6太陽
「すざく」の結果は、分子雲は銀河中心より手前にあり、質量は電波による測定（10In order to evaluate the spectra quantitatively, we extracted the hard-X-ray flux (20–60 keV), the iron line flux, the equivalent width of the iron line, and the shoulder-to-peak質量）より軽いことを示唆。
ratio of the Compton shoulder as a function of time. The iron line was divided into
→次世代の高精度分光（ASTRO-H）、硬X線撮像（NuStar,ASTRO-H）によって詳しく検
a peak and a shoulder. The peak flux and shoulder flux are integrated over energy
証可能になる。
ranges between 6.0 keV and 6.38 keV, and 6.38 keV and 6.42 keV, respectively. A31/32

次世代X線観測 ASTRO-H
日本の６番目のX線天文衛星（2014年軌道投入）

X線マイクロカロリメータ
高精度分光 ΔE = 5 eV at 6 keV
硬Ｘ線ミラー＋半導体イメージャ
硬X線撮像 （5-80 keV）
有効面積の拡大（豊富な統計）
Sgr B2からのX線反射(ASTRO-H SXS 200 ks)

14 m
6.5 m

すざく

ASTRO-Hcounts s-1 keV-1

1

Compton

10-1

10-2

10-3

5

6

Energy [keV]

7

8

高S/Nデータにより天体物理学実験も精密科学へ
宇宙物理は実験環境をコントロールできない→Systematic biasの評価が鍵（例：宇宙論パラメータ）
X線輻射輸送を正確に取り込んだMCシミュレーションによって系統的な評価が可能

結論

32/32

MCシミュレーションを用いて、天体におけるX線再放出過程と輻射輸送のモデル化を行い、新世代・次世代の高精度天体物理学をドライブする放射計算の枠組みを構築した。
以下の課題に適用し、これまで不可能だった理論モデルと観測結果との比較に成功した。
降着流における逆コンプトン散乱
強磁場を持つ中性子星への降着流における熱・バルクコンプトン散乱放射をモデル化した。 Vela X-1 の短時間スケールでの広帯域スペクトル（すざく衛星）とシミュレー
ションモデルとを比較し、磁極付近の降着柱からの逆コンプトン放射により自然に観測を説明できることを明らかにした。
大質量X線連星の光電離プラズマ
リチウム様イオン以降の低電離イオンからの蛍光X線を原子物理計算に基づいてモデル化し、ひとつの元素を用いた新しい電離構造と乱流の診断を可能にした。
銀河中心領域の巨大分子雲からのX線反射
中性物質による散乱のモデル化を行い、分子雲の構造を考慮したX線反射モデルを構築した。観測結果との比較は、分子雲Sgr B2が銀河中心より手前にあり、質量が電波による測定（106太陽質量）より小さいことを示唆する。より正確な診断のため、近い将来実現する硬X線撮像と高精度分光によって検証可能な予言を示した。