X 線天文衛星「すざく」による超新星残骸 G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の観測研究

八隅真人

京都大学大学院 理学研究科 物理学第二教室 宇宙線研究室

2014 年 1 月 27 日

2
G350.1−0.3 と G349.7+0.2 は、天の川銀河内にある超新星残骸 (SNR) である。「Chandra」衛星や「XMM-Newton」衛星などの X 線天文衛星による観測が過去に行われており、どちらの SNR も分子雲と相互作用しており、かつ、爆発後に残る中性子星候補が見つかっていることから、重力崩壊型の SNR であることが示唆されている。しかしながら、
X 線スペクトルの解析では、統計不足から爆発噴出物の元素組成を調べるだけの十分な解析が出来ていなかった。
そこで我々は、高いエネルギー分解能と低く時間的に安定したバックグラウンドという特徴を持つ「すざく」衛星を用いて、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の長時間観測 (それぞれ、70 ks と 160 ks) を行った。
観測した二つの SNR は、銀河面リッジ X 線放射 (GRXE) がバックグラウンドとして強く寄与するため、フィッティングの際にはその取り扱いには注意しなければならない。
そこで我々は、過去に観測が行われ構築された GRXE のモデルを用いて、G350.1−0.3 とG349.7+0.2 のバックグラウンドを定量化した。その結果、どちらの SNR の X 線スペク
トルからも、これまでに検出されていた Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe の K 輝線に加えて、Alと Ni の K 輝線を初めて発見した。特に Al に関しては、SNR の X 線観測全体の中でもG344.7−0.1 に次ぐ史上 2 例目の発見である。
さらに、いずれの X 線スペクトルも 1 成分のプラズマモデルでは再現する事が出来ず、低温の電離平衡プラズマモデルと、高温の電離非平衡プラズマモデルの二成分の足し合わ
せで再現されることが分かった。低温プラズマの重元素量は太陽組成と矛盾無く、SNR の
衝撃波によって掃き集められた星間物質が由来であると解釈される。一方の高温プラズマ
は高い重元素量を示し、元の星の爆発噴出物が由来であることが分かった。得られた重元
素量のパターンと理論モデルの比較から、2 つの SNR の親星の質量が、太陽の 15–25 倍の重力崩壊型爆発をしたことが示唆された。また、どちらの SNR に対しても Fe に対して異常に高い Ni のアバンダンス比 ZNi /ZFe ∼ 8 を検出した。これだけの高いアバンダンス
比は過去に観測された例は初めてである。この比は、対称爆発を仮定した理論モデルが予測する値 ZNi /ZFe ∼ 1 − 1.5 では説明する事が出来ないことから、超新星の爆発が非対称であった可能性を示唆している。
さらに我々は、SNR と GRXE の星間吸収量を比較することで、G350.1−0.3 と G349.7+0.2の距離をそれぞれ、∼9 kpc、∼12 kpc と算出した。導出したイジェクタの質量はどちらの SNR も、太陽の ∼18 倍であり、重元素量のパターンから示唆される質量と、矛盾しない結果を得た。

i

目次
第 1 章 超新星爆発と超新星残骸
1
1.1 超新星にいたるまでの道筋 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1
1.1.1 元素合成から見た星の進化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1
1.1.2 超新星爆発 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
1.1.3 合成された元素のアバンダンス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1.2 超新星残骸の進化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.2.1 自由膨張期 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.2.2 断熱膨張期 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.2.3 放射冷却期 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
1.2.4 消滅期 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
第 2 章 電離過程と X 線放射
2.1 電離過程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 プラズマからの X 線放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.1 輝線 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.2 制動放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11
11
12
12
13

第3章
3.1
3.2
3.3

G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の概観
G350.1−0.3 の先行研究 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
G349.7+0.2 の先行研究 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
すざく衛星による観測の動機 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15
15
18
20

第4章
4.1
4.2
4.3

X 線天文衛星「すざく」
概観 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
X 線望遠鏡 XRT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
X 線 CCD カメラ XIS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.1 CCD 検出器 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.2 較正線源 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.3 SCI 機能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.4 NXB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21
21
23
27
28
28
30
32

第5章
5.1
5.2
5.3
5.4

解析
観測とデータの処理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
X 線イメージ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
X 線スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
バックグラウンドモデルの構築 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4.1 銀河リッジ X 線放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4.2 前景熱的放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

35
35
35
36
36
36
39

ii

5.5

5.4.3 宇宙 X 線背景放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4.4 バックグラウンドモデルでのフィッティング . . . . . . . . . . . . .
スペクトルフィッティング . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.5.1 G350.1−0.3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.5.2 G349.7+0.2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39
39
40
43
51

第6章
6.1
6.2
6.3
6.4

議論
プラズマの由来 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Ni のアバンダンス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
空間構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
超新星残骸までの距離と質量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

53
53
54
55
55

1

第1章

超新星爆発と超新星残骸

1.1

超新星にいたるまでの道筋

1.1.1

元素合成から見た星の進化

恒星は、中心部で起こる原子核反応によって取り出されるエネルギーで重力を支えている。初め、水素の核融合反応によってより安定なヘリウムが合成されるが、中心の水素が消費され尽くすとエネルギー供給は止まり、星全体の重力収縮が起こる。その結果、内部温度が上昇し、ヘリウムが燃焼し初め、その後、重い元素が順に合成されていく。以下に、各元素の核融合反応について記述する。
水素燃焼
通常、陽子同士はクーロン力によって反発しているが、高密度の恒星内部ではクーロン障壁を超える事ができ、ヘリウムが合成される。水素燃焼には、おもに、太陽質量程度かそれ以下の主系列星で起こる pp チェイン反応と、大中質量主系列星でおこる CNO サイクルがある。

pp チェイン反応 pp チェインの第一段階では、2 つの陽子が結合して重水素 2 H となり、
陽電子 e+ とニュートリノ νe が放出される。
1

H + 1 H → 2 H + e+ + νe(1.1)

この反応は弱い相互作用に依存しているため、1 個の陽子が重水素になるまではおよそ 109
年必要となり、pp チェインの進む速さはここの段階で決まっている。
その後、重水素は別の陽子と融合してヘリウムの同位体 3 He を作る。
2

H + 1 H → 3 He + γ(1.2)

ここから先、ヘリウム 4(4 He) が生成される過程には温度によって 3 つの異なる分岐が存在し、低い温度で起こる順から、それぞれ pp1、pp2、pp3 と呼ばれている。
pp1 反応は、温度が (0.8 − 1.4) × 107 K の低温で起こり、
3

He + 3 He → 4 He + 2 1 H(1.3)

上式によって、4 He が合成される。
pp2 反応は、温度が (1.4 − 2.3) × 107 K の少し高い状態 (あるいは、4 He が周りに多い状態) で起こり、下式に従って 4 He が合成される。

第 1 章 超新星爆発と超新星残骸2

3He + 4 He → 7 Be + γ
7
Be + e− → 7 Li + νe
7
Li + 1 H → 2 4 He

(1.4)
(1.5)
(1.6)

さらに、2.3 × 107 K 以上の高温では、7 Be の陽子捕獲が起こり、
7

Be + 1 H → 8 B + γ
8
B → 8 Be + e+ + νe
8
Be → 2 4 He

(1.7)
(1.8)
(1.9)

以上の pp3 反応が起こる。

CNO サイクル あらかじめ、C、N、O などの元素が星に含まれているとすると、1.8 ×
107 K 以上の温度では、陽子捕獲と β + 崩壊を通じて最終的に 4 He を形成する。CNO サイ
クルは、重い原子核が関与するので、やや高い温度を必要とし、太陽よりも重い主系列星のエネルギー源となるとともに、巨星の水素核燃焼を担っている。
このサイクルは、
12

C + 1H
13
N
13
1
C+ H
14
N + 1H
15
O
15
1
N+ H

→
→
→
→
→
→

13

N+γ
C + e+ + νe
14
N+γ
15
O+γ
15
N + e+ + νe
12
C + 4 He13

(1.10)(1.11)(1.12)(1.13)(1.14)(1.15)と表される。この中で最も遅い反応は、14 N の陽子捕獲反応なので、サイクルの進行はこの反応で決まる。温度が少し高いと、最後の反応から、
15

N + 1H16
O + 1H
17
F
17
1
O+ H

→
→
→
→

16

O+γ
F+γ
17
O + e+ + νe
14
N + 4 He17

(1.16)(1.17)(1.18)(1.19)(1.20)の分岐が起こりうる。この分岐比は 10−4 の程度でしかないが、もともと存在していた 16 O
が 14 N をつくることにより、エネルギー生成率を高める効果を及ぼすという点で重要である。
ヘリウム燃焼水素燃焼が進み水素が枯渇すると星は重力によって収縮し、内部の温度が上昇して、やがてヘリウムの核燃料が起こり始める。A=5 の安定な原子核は存在しないため、結局ヘリ1.1. 超新星にいたるまでの道筋

3

ウム同士での反応で次に進むことになるが、A=8 の安定な原子核も存在しないため、三体反応で、12 C がつくられることになる。
ここでの反応は、
4

He + 4 He →8
Be + 4 He →
12 ∗
C →

8

Be
C∗
12
C+γ
12

(1.21)(1.22)(1.23)と書き表せ、12 C の励起状態 12 C∗ への共鳴反応を経ることになる。
12
C が形成された後は、ヘリウムも存在している状況では、
12

C + 4 He →16
O + 4 He →

16
20

O+γ
Ne + γ(1.24)(1.25)の反応が起こるが、16 O の共鳴状態は 12 C + 4 He のエネルギーよりわずかに低い位置にあるため、この反応の断面積には大きな不定性が有る。20 Ne には、有効な共鳴準位が存在しないので、ヘリウム燃焼は基本的に C と O までで終わる。

1.1.2

超新星爆発

太陽質量の 10 倍を超す大質量星ではヘリウム燃焼の後に、さらに順次、元素合成が行
われ Fe 原子核の合成まで進む。Fe は 1 核子当たりの結合エネルギーが最大であるため、これ以上の核反応は起こらず、内部圧力は急激に下がる。その結果、重力崩壊型超新星を起こす。
一方、低質量の恒星では、上記のヘリウム燃焼後、炭素と酸素を核に持つ白色矮星となるが、連星系を形成している場合、伴星から質量をもらうことで、炭素と酸素の爆発的燃焼を起こし、核暴走型超新星 (Ia 型超新星) を起こすことがある。
大質量星の進化ヘリウムの燃焼が終わると、星は収縮し、中心部はさらに高温高密度になる。比較的軽い星では、静かな燃焼が終了し白色矮星となるが、太陽質量の 10 倍を超す大質量星では、
6 × 108 K 程度の高温度になるので炭素燃焼により重い元素の合成
12

C + 12 C →12
C + 12 C →23Na + 1 H
20
Ne + 4 He(1.26)(1.27)が起こる。
さらに 2 × 109 K 程度の高温になると、酸素燃焼
16

O + 16 O
16
O + 16 O
16
O + 16 O
16
O + 16 O

→
→
→
→

32

S+γ
S+n
31
P + 1H28
Si + 4 He
31(1.28)(1.29)(1.30)(1.31)

第 1 章 超新星爆発と超新星残骸

4および、Ne の 4 He 捕獲反応20

Ne + 4 He → 24 Mg + γ(1.32)が起こる。さらに高温になると、24 Mg、28 Si、32 S の間の反応が進むより速く、光分解反応により、
28
Si + γ → 24 Mg + 4 He
(1.33)が起こり、生じた 4 He の捕獲反応で、光子を放出しながら、28 Si → 32 S → 36 Ar → 40 Ca →44
Ti → 48 Cr → 52 Fe → 56 Ni と進む。4 He 捕獲以外に光分解での陽子や中性子放出とその逆反応、電子捕獲なども起こり、次第にい 1 核子当たりの質量欠損が最も大きい 56 Fe を中心に統計平衡に近づく。星の内部には、Fe の中心核ができ、その周りには、順に軽い
元素が層状に取り囲み、図 1.1 の様に玉ねぎ構造を形成する。

H
He
C+O
O+Si+Mg
Si
Fe+Ni

図 1.1: 大質量星の内部構造。中心に向かって重い元素が並んだ玉ねぎ構造を形成する。

Fe の殻からはこれ以上熱を取り出せないため、外層の圧力により収縮し温度が上昇する。温度が ∼ 1010 K に達すると、Fe は約 0.1 秒という短い間に光分解を起こし、以下の様にヘリウムと中性子に分解する。
56

Fe + γ → 13 4 He + 4 n − 124.4 MeV
4He → 2 p + 2 n − 28.3 MeV(1.34)(1.35)

この反応は、吸熱反応であるため、中心部の圧力が急激に減少し、重力崩壊を起こす。さらに中心部が高密度になると中性子の核を形成するようになり、中性子の縮退圧によって収縮は止まる。その後さらに落ち込んでくる外層が中心核表面で跳ね返され、外側に向かって強い衝撃波を生じ、ついには、外層を吹き飛ばして超新星爆発を起こす。
白色矮星の進化大質量星より比較的軽い星は、C+O コアの質量が炭素燃焼の起こる臨界質量 1.07 M#
より小さい。そのために、炭素燃焼が起こる温度まで中心温度が上昇せず、やがて電子の1.1. 超新星にいたるまでの道筋

5

縮退圧によって星の重力を支える白色矮星を形成する。白色矮星が最終的に超新星爆発(Ia 型超新星爆発) を引き起こすのに 2 通りのメカニズムが考えられている。白色矮星が伴星と連星系を成し、伴星からのガスが降着して爆発に至る Single Degenerate 説がその一つである。ガスが降り積もることで、やがては重力を支えられるだけの限界のチャンドラ
セカール質量 (∼ 1.4M# ) を超えると、白色矮星の中心部は収縮してしまう。その過程で、中心の密度と温度が上昇して、炭素と酸素が爆発的に燃焼し、その核燃焼エネルギーが重力エネルギーを上回るために、超新星爆発を起こす。核融合反応では、約数秒という短い時間で鉄属の原子が合成される。

伴星
白色矮星

図 1.2: Single Degenerate 説のイメージ (http://www.astronomynow.com/news/
n1205/13whitedwarfsn/の図を改変)。伴星からの物質が白色矮星に降着し超新星を起こす。
もうひとつのメカニズムが、白色矮星同士が合体して爆発を起こす、Double Degenerate説である。連星系を成す白色矮星同士が合体し、そのときの質量がチャンドラセカール質
量を超えていれば、重力を支えきれずに収縮し、中心の密度と温度が上昇して、炭素と酸素の爆発的核燃焼が起こり、Ia 型超新星を起こす。
どちらのメカニズムでも Ia 型超新星では、爆発的元素合成によって大量の 56 Ni がつくられることが特徴である。その後、56 Ni は 56 Co に崩壊 (半減期: 6 日)、さらに、56 Co が56
Fe へと壊変する (半減期: 77 日)。超新星の爆発直後を除けば光度はなだらかに減衰して行くが、その光度は 56 Ni から 56 Fe へと崩壊する崩壊熱で説明され、Ia 型超新星はその明るさから、重力崩壊型よりも、多量の 56 Ni を生成していることが知られている。また、Ia型超新星は明るさが一定のため、天体までの距離を測る為の基準として取り扱われるが、近年の研究では、その明るさが一定という定説に疑問が投げかけられている。

1.1.3

合成された元素のアバンダンス

アバンダンスとは、各元素の H に対する個数比を表すものである。超新星残骸 (SNR)の解析において元素量を定量する際には、太陽系内のアバンダンスを基準にして着目する元素がその何倍存在するかを示す事が通常である。この修士論文では、太陽系内のアバン

6

第 1 章 超新星爆発と超新星残骸

図 1.3: Double Degenerate 説のイメージ (http://www.astronomynow.com/news/n1205/13whitedwarfsn/から引用)。白色矮星が互いの重力で引き寄せられ、最終的に合体する。
ダンスとして Anders & Grevesse (1989) を参照する (図 1.4)。例えば、あるプラズマ内のFe のアバンダンス (通常 Z で示す) が ZFe = 3.5 solar だった場合は、そのプラズマ内の Feが H に対して、(4.68 × 10−5 ) × 3.5 = 16.4 × 10−5 倍存在することを意味している。

1.2. 超新星残骸の進化

7

Hに対する

元素

個数比

He

-2

C

-4

N

-4

O

-4

Ne

-4

Na

-6

Mg

-5

Al

-6

Si

-5

S

-5

Ar

-6

Ca

-6

Fe

-5

Ni

-6

図 1.4: 太陽組成における主な元素の H に対する個数比 (Anders & Grevesse, 1989)

1.2

超新星残骸の進化

超新星は星の外層部分を宇宙空間に噴出する。超新星の衝撃波は、中心から外側に向かって伝搬し、周囲の星間物質 (interstellar medium: ISM) をかき集めながら膨張して行く。衝撃波によって加熱された星間物質は、温度が 107 K にもなり、X 線を発するようになる。以下では、超新星残骸 (SNR) の進化に順を追って示す。

1.2.1

自由膨張期

超新星爆発では、元々の星の物質 (イジェクタ) が噴出し等速で広がって行く。放出された物質は衝撃波を形成し、周囲の星間物質を掃き集めて行く。やがて、掃き集めた質量が、元々のイジェクタの質量に等しくなるまで膨張し、断熱膨張期に移行する。イジェク
タの膨張速度を電波観測で分かっている典型的な値 (v = 104 km s−1 ) とすると、星間物質の密度を ρ と、断熱膨張期に移行する時間と半径は、それぞれ、
2

t = 2 × 10!

!

MejectaM#

Mejecta
R = 2
M#"1/3 #"1/3 #

ρ1 cm−3

ρ
1 cm−3

$−1/3

$−1/3

pc

year

(1.36)(1.37)

第 1 章 超新星爆発と超新星残骸8と初等的に計算することができ、約 200 年で断熱膨張期に入ることが分かる。

1.2.2

断熱膨張期

掃き集められた星間物質がイジェクタの質量と同程度になると、次第に衝撃波は減速し、始めの運動エネルギーは徐々に高温プラズマの熱エネルギーに変換されて行く。この時期はまだ放射による冷却が効いておらず、断熱的に膨張して行く。断熱膨張期の振る舞
いは、セドフ解として知られている。超新星爆発がある一点で起こり、球対称で広がったとした場合、速度を v 、半径を r、圧力を p、密度を ρ、比熱比を γ とすると、運動方程式、
連続の式、エネルギー保存の式を考えると、それぞれが極座標系において、∂v∂v 1 ∂p+v+= 0 : 運動方程式∂t∂r ρ ∂r∂ρ∂ρ
∂v 2ρv+v+ρ+= 0 : 連続の式
∂t ! ∂r"∂r ! r"∂ p∂ P+v= 0 : エネルギー保存の式
γ
∂t ρ
∂r ργ

(1.38)(1.39)(1.40)と表現される。ここで、衝撃波面が通過する前の圧力 p0 が、波面が通過して物質が圧縮されたあとの圧力 p1 に対して無視できる強い衝撃波を考えると、全ての振る舞いは、始めの爆発のエネルギー E0 と星間空間の密度 ρ0 を用いて完全に決定される。比熱比を γ = 5/3とすると、半径 rs 、速度 vs と、衝撃波面のすぐ後ろの温度 Ts は、

rs

#

ρ0
= 5.0
1 cm−33

vs = 1.9 × 10

7

Ts = 5.3 × 10##$−1/5 !

ρ0
1 cm−3
ρ0
1 cm−3E051
10 ergs$−1/5 !
$−2/5 !

"1/5 !

E0
51
10 ergs
E051
10 ergst
3
10 year"1/5 !
"2/5 !

"2/5

pc

t
3
10 yeart
3
10 year

"−3/5
"−6/5

(1.41)
km s−1(1.42)

K(1.43)と表される。
上式から、衝撃波面の速度が時間とともに減少していくことが分かる。超新星爆発後、シェルより内側のイジェクタは等速運動を続けて行くので、やがては、減速したシェルと衝突することになる。この衝突をイジェクタから見ると、内側に向かって衝撃波が走る。
この衝撃波は逆行衝撃波と呼ばれ、イジェクタが X 線を出すほど高温まで加熱する。シェル内で、衝撃波通過後の星間物質と、逆行衝撃波通過後のイジェクタが圧力平衡にあるとすると、イジェクタの温度 Tejecta は、星間物質の密度 ρ0 と、1.43 式のシェルの温度 Ts を用いて、
ρ0
Tejecta =Ts(1.44)
ρejectaと書き表すことが出来る。
図 1.5 に、逆行衝撃波の概略図を示す。以上、見てきたように、衝撃波 (順行衝撃波) で加熱された星間物質由来のプラズマと、逆行衝撃波によって加熱されたイジェクタ由来のプラズマ、この 2 成分からの放射が観測されるわけである。

1.2. 超新星残骸の進化

9

図 1.5: SNR の概略図。衝撃波 (順行衝撃波) で加熱された星間物質由来のプラズマと、逆行衝撃波によって加熱されたイジェクタ由来のプラズマの 2 成分からの放射が観測される。

1.2.3

放射冷却期

断熱膨張期の時間が経つと、放射による冷却が次第に効くようになる。この時期を放射冷却期と呼び、ここでは、衝撃波面の後ろに放射冷却によって冷えたシェル、それより内側になお高温で希薄なガスが存在する。エネルギー保存は成り立たず、シェル全体の運動量が保存する様に膨張は進んで行く。ガスは衝撃波のすぐ後ろのシェル内で冷却され、そこへ全て集まっていると近似する。星間ガスの密度を ρ0 、シェルの半径を r とすると、シェルが運動量を保存して膨張する際は、
#

$

d 4π
ρ0 r3 ṙ = 0(1.45)
dt 3という運動方程式が成り立つ。ここで、放射冷却時に移ったときの、半径と時間をそれぞれ、r1 、t1 とすると、運動程式の解は、
%

&1/4

4r˙1
r = r1 1 +(t − t1 )r1と表され、時間の ∼ 1/4 乗に比例して、膨張していくことが分かる。

(1.46)

第 1 章 超新星爆発と超新星残骸

10

1.2.4

消滅期

さらに速度が減速し、星間物質の固有運動である v = 10 km s−1 程度になると、シェルと星間物質の区別がほとんどつかなくなる。このとき、シェルより内側には密度が薄く高温のガスが残されるものの、SNR の形状は次第に消滅していく。

11

第2章
2.1

電離過程と X 線放射

電離過程

超新星爆発が起こると、衝撃波によって周囲の電子とイオンが加熱されるが、電子より質量が重いイオンが大きなエネルギーをもつことになる。そして、イオンのバルクな運動はランダムになることで熱エネルギーに変化し、その後はクーロン相互作用によって、徐々にイオンから電子にエネルギーが分配される。このエネルギーの再分配にかかる時間
は約 100/n 年 (n は 1 立方 cm 当たりの物質の密度) である。
次に、エネルギーをもらったガス中の電子が、衝突によって周りのイオンを次々に高階
電離して行く。例えば、電子温度が 3 keV のとき、Fe 原子は、全ての Fe 原子中で He-likeのイオンの割合が最も大きくなるまで高階電離が進む。このイオンの割合がこれ以上変化しなくなった状態で電離平衡となる。電離平衡のとき、横軸を電子温度にとり、縦軸にFe 原子の中でのそれぞれのイオンの割合 (ion fraction) を示したのが、図 2.1 の左図である。それぞれのイオンをカラーで示している。例えば、紫色で Be と書かれているのが、
Be-like のイオンを示し、赤色の naked が全ての電子が電離した裸のイオン (Fe 原子核) を表す。図を見てみると、電子温度が高くなるにつれ、高階電離が進む事が分かる。
図 2.1 の中図に、Fe の各イオンが出す Kα 輝線のエネルギー値を示した。これを見ると、
高階電離すればするほど、Kα 輝線のエネルギーが高くなっている事が分かる。したがって、図 2.1 の右に示すように、電離平衡プラズマにおいては、電子温度が高くなるにつれ
Fe Kα の中心エネルギーは高くなるわけである。

ion fraction

Fe

C

Be
B Li

He

naked
H

X-likeKα(eV)

N-like6517

C-like6544

B-like6575

Be-like6589

Li-like

6641

He-like6702

H-like6966

Fe Kα輝線の中心値(keV)

第 2 章 電離過程と X 線放射12

図 2.1: 左図: 電離平衡時の電子温度に対する Fe 原子の ion fraction(小澤修士論文より抜粋)。 中図: 各イオン状態の Fe Kα エネルギー。右図: 電離平衡時の Fe Kα 輝線の中心エ
ネルギー (小澤修士論文より抜粋)。
次に、電離平衡に達しているかどうかを判断する時間の指標となるイオン化タイムス
ケール ne t について書く。イオン化タイムスケール ne t は時間とプラズマの密度を掛け合
わせた s cm−3 の単位を持つ。一般的に ne t = 1013 s cm−3 を境に電離平衡に達しているか否かが判断される。プラズマの密度が単位の中に表われるのは、密度が高くなれば高くなるほど、それだけ、電子とイオンが衝突しやすくなり、電離が進むからである。

2.2

プラズマからの X 線放射

SNR の X 線スペクトルは、輝線と連続成分の二つに大別される。輝線は、電子の遷移によって出てくる X 線で、連続成分の主な由来は制動放射である。以下では、順に輝線と制動放射の発生機構について説明する。

2.2.1

輝線

輝線は、異なる 2 つのエネルギー準位間での bound-bound 遷移に付随する単色の放射である。水素原子の輝線エネルギーは、

E = Ry

!

1
1
− 2
2
n1 n2

"

(2.1)

によって表される。ここで、Ry はリュードベリー定数、n1 、n2 は異なるエネルギー準位である。H-like な重元素は、
!
"
1
1
2
E = Z Ry−
(2.2)
n21 n22

2.2. プラズマからの X 線放射13で近似される。ここで、Z は原子番号である。H-like イオンからの輝線は、Lyα (2p → 1s)、
Lyβ (3p → 1s) などである。
He-like イオンの輝線メカニズムを、図 2.2 に示す。He-like イオンからは共鳴線 (1s2p 1 P1 →1s2 1 S0 )、インターコンビネーションライン (1s2p 3 P2 , 1 → 1s2 1 S0 )、禁制線 (1s2p 3 S1 →1s2 1 S0 ) が強く放射される。本論文では、これらの輝線を含めエネルギー順位が n = 2 → 1の遷移を Kα 輝線、n = 3 → 1 の遷移を Kβ 輝線と呼ぶ。

図 2.2: He-like イオンのエネルギー準位の概念図。実線は衝突励起、破線は放射遷移を示している。w は共鳴線、x、y はインターコンビネーションライン、z は禁制線を示している。(Porquet et al., 2001)
次に輝線の放射過程について述べる。まず、自由電子がイオンに衝突し束縛電子を上の準位に励起する (衝突励起)、または内側のシェルに束縛されている電子を弾き飛ばす (衝突電離) ことでイオンを励起する。その後、上の準位の電子が下の準位に遷移する。電子が励起準位に再結合した際、そのエネルギーで他の電子がより上位の準位に励起される。
その後、すぐさまオージェ電子を放出して自動電離するか、あるいは励起された電子の一方が下の準位に遷移する。後者の過程を二電子再結合と呼び 、輝線のエネルギーはより上位に電子が励起されているため通常の遷移よりわずかに低いエネルギーになる。このような遷移による輝線をサテライトラインと呼ぶ。自由電子が free-bound 遷移により励
起準位に捕獲された際、引き続き下の準位に遷移する。このような遷移による輝線をカス
ケードラインと呼ぶ。カスケードラインは再結合が優勢なプラズマでは重要になる。

2.2.2

制動放射

プラズマ中の自由電子は、周りのイオンの近くを通過すると、クーロン力から加速を受ける。このときに、自由電子は制動放射をし、光子を放出する。電子がマクスウェル分布

第 2 章 電離過程と X 線放射14をしているときの放射強度は、
#

$

dW
32πe6
2π 1/2 −1/2 2=
Te Z ne ni e−hν/kTe g˜f f
dV dtdν3me c3 3kme
= 6.8 × 10−38 Z 2 ne ni e−hν/kTe g˜f f (ergs s−1 cm−3 Hz−1 )

(2.3)
(2.4)

と表される。ここで、Z は原子番号、ne と ni が、それぞれ電子とイオンの密度、Te が電子温度である。g˜f f は、速度で平均したガウントファクターであり、X 線領域の熱的プラズマの場合、!
"1/2
3kTe
g˜f f =
(2.5)πhνと近似される。

15

第 3 章 G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の概観
3.1

G350.1−0.3 の先行研究

G350.1−0.3 は電波で明るい SNR である (Clark et al., 1973)。Salter et al. (1986) によって詳細な電波観測が行われ、SNR に典型的なシェルタイプではなく、広がった形態をしていることが分かった。X 線帯域では、ROSAT 衛星 (Voges et al., 1999)、ASCA 衛星 (Sugizaki
et al., 2001)、XMM-Newton 衛星 (Gaensler et al., 2008)、Chandra 衛星 (Lovchinsky etal., 2011) でそれぞれ観測されている。
図 3.3 に載せたのが、空間分解能に優れた Chandra 衛星による 0.5–8 keV バンドでのイ
メージであり、東側で特に放射が強く、また、四方に飛び散ったいびつな構造をしている
ことが分かる。

24:00.0

Declination (J2000)

25:00.0

26:00.0-37:27:00.0

28:00.0

29:00.0

15.0

10.0

05.0

17:21:00.0

55.0

20:50.0

図 3.1: Chandra 衛星による G350.1−0.3 の 0.5–8 keV イメージ (Lovchinsky et al., 2011)。
矢印で示したのが点源 XMMU J172054.5−372652 である。

第3章

16

G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の概観

また、XMM-Newton 衛星によって取得されたスペクトル (0.8–8keV) を図 3.2 に示した。
黒のデータ点で示したのが SNR からの X 線スペクトルである。データ点の縦線の長さは、横線のエネルギー帯域に入ってきたカウント数の統計誤差を表している。この X 線スペ
クトルは、高温 kT ∼ 1.5 keV の電離非平衡 (non equilibrium ionization: NEI) プラズマモ
デルと低温 kT ∼ 0.4 keV の電離平衡 (collisional ionization equilibrium: CIE) プラズマモ
デルの 2 成分で再現された (Gaensler et al., 2008)。図中の黒の実線で示したのが、フィッティングに用いた 2 成分プラズマモデルである。

SNRの

スペクトル

CCOの

スペクトル

図 3.2: XMM-Newton 衛星による G350.1−0.3 のスペクトル (Gaensler et al. (2008) を改変)。緑色で示したのが CCO のスペクトルである (表示を見やすくするため X 線強度が0.3 倍されている)。
フィッティングの結果得られた NEI プラズマのアバンダンスを表 3.1 に示す。NEI プラ
ズマは高いアバンダンスを示すことから、イジェクタ成分であることが示唆されている。
しかしながら、表に見るように、NEI プラズマのアバンダンスはエラーが大きく精確に測れていないという問題が残っている。
一方の CIE プラズマのアバンダンスは 1 solar で固定されていて、星間物質由来であるとしている。計算された CIE プラズマの密度は、数十から数百個 cm−3 という高い密度を示した。この高い密度と、イメージに見るいびつな構造から、濃い分子雲との相互作用が示唆されている (Gaensler et al. 2008; Lovchinsky et al. 2011)。実際、視線上には
G350.1−0.3 の東側に 12 CO の放射が観測され、分子雲との相互作用をサポートする結果となっている (Gaensler et al., 2008)。

3.1. G350.1−0.3 の先行研究

17

表 3.1: XMM-Newton 衛星の観測による NEI 成分のアバンダンス (Gaensler et al., 2008)。
元素
Ne
Mg
Si
S
Ca
Fe

アバンダンス
40+70−20
20+140
−10
20+90
−10
12+70
−5
18+5
−7
6+7
−3

さらに、点源 XMMU J172054.5−372652(図 3.3 を参照) が、G350.1−0.3 の中で最も放射が強い領域の約 3 分西に見つかっていて、爆発後に残った中性子星 (central compact object:
CCO) の可能性が指摘されている。 (Lovchinsky et al., 2011)。Gaensler et al. (2008) では、XMMU J172054.5−372652 からの X 線放射を、フィッテングを行うことで電子温度がkT = 0.53 keV、フラックス (0.5–10.0 keV) が 1.4 × 10−12 erg s−1 cm−2 )、星間吸収量がNH = 2.9 × 1022 cm−2 の黒体放射モデルで再現した。
Gaensler et al. (2008) では、電波観測において、H1 による吸収線を調べ、その距離と年齢をそれぞれ、4.5−10.7 kpc、900 年と算出している。
Chandra 衛星による観測データを解析した Lovchinsky et al. (2011) では、放射の強い場所を空間的に分け、個々のスペクトルを NEI プラズマモデル１成分でフィッティング
している。図 3.3 に、放射の強い A 領域と B 領域 (左図) と、その領域から抜き出したス
ペクトルを載せている。フィッティングの結果から、それぞれの元素のアバンダンスは∼1–9 solar と高いアバンダンスを示し、イジェクタ成分であることを示唆している。しかしながら図を詳細に見ると、特に A 領域の Si と S の輝線、また B 領域の Mg と Si 輝線でモデルがデータを再現できておらず残差が残る (A 領域で χ2 /d.o.f =305/157=1.94、B 領
域で 311/144=2.16) という問題点が有る。

第3章

18

G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の概観

Sicounts s-1 keV-1(A)

26:20.0

S

Mg

10-1

Ar
Ca
10-2

Fe

10-3

40.0

10-4

50.0

0

5

B

-37:27:00.0

-5

20.0

30.0

40.0

50.0
11.0

17:21:10.0

09.0

08.0

Si

(B)

A

10.0

counts s-1 keV-1

Declination (J2000)

30.0

07.0

06.0

Right ascension (J2000)

05.0

Mg

10-1

S
Ar
Ca

10-2

Fe
10-3

04.0

10-4

5

0
-5
1

2

3

4

5

6

7

energy (keV)

図 3.3: 左図: Chandra 衛星による G350.1−0.3 イメージ。図内の左側の強い放射部分の拡大図である。右図: 左図で楕円で囲まれた A 領域と B 領域から抜き出したスペクトル。NEI
プラズマモデル１成分でのフィッティング結果を示している。いづれの図も Lovchinsky etal. (2011) から抜粋した。

3.2

G349.7+0.2 の先行研究

G349.7+0.2 は、G350.1−0.3 と同じく電波で明るい SNR である (Shaver et al., 1985)。
OH メーザーの放射 (1720 MHz) が、G349.7+0.2 の視線上に見つかっていて、G349.7+0.2
が、濃い分子雲と相互作用していると主張されている (Frail et al., 1996)。また、この OH
メーザーの速度 (∼ +16 km s−1 ) から、G349.7+0.2 の距離が、∼22.4 kpc であると報告されている。
X 線領域では、ASCA 衛星 (Yamauchi et al., 1998; Slane et al., 2002) と Chandra 衛星(Lazendic et al., 2005) による観測が行われている。角度分解能に優れた Chandra 衛星による X 線イメージ (図 3.4) では、東側が明るくいびつなシェル型構造をしていることが示された。また、HI 雲が、G349.7+0.2 の近傍で見つかっており、この SNR のいびつな形状を生み出す要因となっていると指摘されている (Lazendic et al., 2005)。さらに、点源
CXOU J171801.0−372617(図 3.4 中の丸で囲まれた点) が、G349.7+0.2 の中心の近くで見つかっており、CCO ではないかと示唆されている (Lazendic et al., 2005)。Lazendic et al.
(2005) では、CXOU J171801.0−372617 の X 線放射をフィッティングし、冪が Γ = 2.5 で吸収を含まないフラックス (0.5–10.0 keV) が 2.2 × 10−13 erg s−1 cm−2 の power-law モデ
ルで放射が再現されることを示した。
Chandra 衛星による G349.7+0.2 の X 線スペクトルは、高温 (kT ∼ 1.4 keV) の NEI プ

3.2. G349.7+0.2 の先行研究

19

ラズマ (Tau∼ 5 × 1011 s cm−3 ) と低温 (kT ∼ 0.8 keV) の CIE プラズマ２成分で再現された。CIE プラズマのアバンダンスは 1 solar で固定されていて、星間物質由来であるとしている。一方の NEI プラズマは Si が高いアバンダンスを示し、イジェクタ成分であるとしているが、Si 以外のアバンダンスは 1 solar に固定されていて十分にアバンダンスを測るまでに至ってはいない。さらに、図に見る通り、Fe の輝線付近で残差が残っており電離状態が精確に測られていないという問題がある。

図 3.4: Chandra 衛星による G349.7+0.2 の 1–8 keV イメージ (Lazendic et al., 2005)。丸で囲まれているのが、点源 CXOU J171801.0−372617 である。

20

第3章

G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の概観

NEI

CIE

図 3.5: Chandra 衛星による G349.7+0.2 のスペクトル (Lazendic et al., 2005)。赤線と青線がそれぞれ NEI と CIE のプラズマモデルに対応し、黒の実線が、2 つのプラズマモデ
ルの足し合わせに対応する。さらに、スペクトルとフィッティングモデルとの残差を下に示している。

3.3

すざく衛星による観測の動機

CCO 候補の存在と分子雲との相互作用から、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 は、どちらも重力崩壊型 SNR であると示唆されている。Fe と Ni は、大質量星の進化のプロセスで最終的に合成される元素であり、重力崩壊型超新星の中心領域の性質を知る上で重要である。しかしながら、過去の研究では、Fe と Ni を含むイジェクタ成分のアバンダンスを導出するだけの統計が足りないという問題点があった。そこで、我々は、高エネルギーバン
ド (∼5–10 keV) において、広がった放射に対して最も感度が良いすざく衛星を用いて観
測した。

21

第 4 章 X 線天文衛星「すざく」
4.1

概観

すざく衛星 (ASTRO-E2 衛星) は「はくちょう」「てんま」「ぎんが」「あすか」に続く、日本の 5 番目の X 線天文衛星である (図 4.1)。2005 年７月 10 日に JAXA の M-V-6 号によって打ち上げられた、全長 6.5 m、重量 1680 kg で日本の科学衛星としてはこれまでにない大型衛星である。モーメンタムホイールアセンブリ1 と磁気トルカ2 によって、太陽電池パネルが太陽から 30 度以内の方向を常に向くように姿勢を制御されている。観測機器
は太陽電池パネルの軸に垂直に向けられているので、観測可能な範囲は太陽から 60 ∼ 120
度の角度範囲に限定される。

図 4.1: すざく衛星概観図 (すざくファーストステップガイドより抜粋)。左：下から見上げた鏡筒展開後のすざく衛星。右：側面から見たすざく衛星の内部構造と各検出器の位置。
すざく衛星の軌道は高度約 550km、軌道傾斜角 31 度、軌道周期 96 分の円軌道である (図4.2)。1 日に地球を 15 周するが、地上局 (鹿児島・内之浦) と通信できるのはそのうち 5 回の約 10 分間だけであり、その 10 分間のうちに観測データの地上転送、コマンドの送信等が行われる。欧米の X 線天文衛星 Chandra や XMM-Newton の高高度楕円軌道に比べると、すざく衛星の低高度略円軌道は、図 4.3 に見るようにバックグラウンドが低く、また、
時間的に安定しているという利点がある。一方で、殆どの天体が軌道周期の約 1/3 の間地
没してしまい、観測効率はあまり良くないという欠点がある。
1
2

回転により角運動量を蓄えた 4 つのホイールを移動させることにより姿勢を制御する。
磁場を発生させ地磁気と相互作用によって姿勢を変更する。

22

第4章

X 線天文衛星「すざく」

図 4.2: すざく衛星の軌道 (The Suzaku Technical Description より抜粋)。高度約 550km、
軌道傾斜角 31 度、軌道周期 96 分の円軌道である。

図 4.3: XIS のバックグラウンドレート (Mitsuda et al., 2007)。比較のため、ASCA 衛星、
Chandra 衛星、XMM-Newton 衛星の検出器も示してある。すざく衛星に搭載の XIS は、
Chandra 衛星、XMM-Newton 衛星の検出器に比べ非常に低くバックグラウンドが抑えられていることが分かる。

4.2. X 線望遠鏡 XRT

23

すざく衛星は X 線反射望遠鏡 (X-Ray Telescope: XRT) を 5 台備え、その焦点面検出器
として４台の X 線 CCD カメラ XIS と 1 台の高精度 X 線分光装置 XRS が置かれている。
また、これらに加え、硬 X 線検出器 HXD が１台搭載されている。すざく衛星は一つの天体をこれら６台の検出器で同時に観測し、0.2 ∼ 600 keV に渡る広帯域 X 線スペクトルを取得することができる。しかしながら、XRS は 2005 年 8 月 8 日、冷媒である液体ヘリウ
ムが全て気化してしまい、以後の観測に使用することができなくなった。以下では本論文で使用した、XRT と XIS について述べる。

4.2

X 線望遠鏡 XRT

すざく衛星搭載の XRT(図 4.4) は「あすか」搭載の X 線望遠鏡を改良した薄板多重 X 線
望遠鏡５台からなり、焦点に XIS を置くもの (XRT-I) が 4 台、 XRS を置くもの (XRT-S)
が 1 台ある。

図 4.4: XRT 外観 (Serlemitsos et al., 2007)。
Ｘ線に対する物質の屈折率は、1 よりも小さいために屈折レンズで集光することはできない。そこで X 線望遠鏡は入射角が十分小さければ (0.5–1.0 度)X 線が全反射することを利用して集光を行う。XRT はアルミ薄板にレプリカ法で鏡面を形成した極薄のレプリカ
ミラーを光軸光に対する開口効率を最大にするように多数配置した構造を持つ。光学系としては回転双曲面と回転放物面からなる Wolter I 型を円錐 2 段で近似して用いている (図4.5)。
薄板多重型 X 線望遠鏡は、Chandra 衛星の X 線望遠鏡 HRMA (High Resolution Mirror
Assembly) のような基板を直接研磨する方式に比べ結像性能では劣るが、小型軽量でかつ開口率が高いという特徴を持つ。XRT は特に >11 keV の硬 X 線領域で現行の XMMNewton 衛星や Chandra 衛星を凌ぐ有効面積を有する。しかし一方で 4 分円を組み合わせ

第4章

24

X 線天文衛星「すざく」

焦点

回転双曲面

入射光線
回転放物面

ミラー

図 4.5: Wolter I 型光学系 (山下修士論文をもとに作成)。
て作られているために、像が 4 分円のつなぎ目で途切れてしまい、点源が蝶々型に広がって見えること、視野中心から ∼ 20 − 70$ 離れたところに明るい X 線源があると正規の反射をせずに焦点面に達する迷光が視野に入ってきてしまう (迷光; 図 4.6) などの問題点がある。

図 4.6: 正規の入射光路 (左)。非正規の入射光路 (中、右)。Serlemitsos et al. (2007) から抜粋。
しかしながら、XRT では望遠鏡前にプリコリメータ (図 4.7) を搭載することで多重薄板型 X 線望遠鏡の問題であった迷光を約 1 桁減少させた (図 4.8)。
また、滑らかなガラス面を写し取るレプリカ法の導入により鏡面形状精度が向上し 、「あすか」に比べ約 2 倍優れた角分解能 (HPD ∼2 分) を達成した。HPD(Half Power Diameter)とは点状光源の光量の 50 %が含まれるような円の直径であり、結像性能を表す標準的な指標である。XRT の点源に対する輝度分布を中心からの半径の関数で表したもの (Point
Spread Function: PSF)、および、PSF を積分し点源を中心とする円の内部に含まれる光4.2. X 線望遠鏡 XRT25

図 4.7: プリコリメータ外観 (左)。プリコリメータによって非正規の入射を低減できる(右)。Mori et al. (2005) から抜粋。

図 4.8: シミュレーションによる視野中心から 20 分離れた点源の迷光イメージ (左:プリコ
リメータ無し 中:プリコリメータ有)。および視野中心から 20 分離れたカニ星雲の「すざく」による実測イメージ (右)。プレコリメータの実装により、迷光が減少している事が分かる。Serlemitsos et al. (2007) から抜粋。

26

第4章

X 線天文衛星「すざく」

量の割合を半径の関数で表したもの (Enclosed Energy Function: EEF) を図 4.9 に示す。

図 4.9: 「すざく」で観測した点源 (SS Cyg) のイメージ (左)。Point spread fuction(中)。
Enclosed energy function(右)。XIS0 のデータを載せている。Serlemitsos et al. (2007) から抜粋。

X 線源が視野中心からずれるに従って XRT の有効面積は低くなる。視野中心からずれた位置から入射された X 線は入射角が大きいためである。この効果のことをビグネッティ
ング (vignetting) と呼ぶ。図 4.10 に XRT の vignetting 曲線を示す。

図 4.10: カニ星雲を用いて実測した XRT の vignetting 曲線。検出器の 2 方向 (左、右)、および、3–6keV(黒) と 8–10keV(赤) について示してある。Serlemitsos et al. (2007) から抜粋。
最後に、 XRT の性能を表 4.1 に示す。

4.3. X 線 CCD カメラ XIS

27

表 4.1: すざく衛星 XRT の性能
台数
反射材
直径
鏡面数 †
焦点面距離
重量 †
入射角
視野@1keV/7keV
有効面積 † @1.5keV/7keV
角度分解能 (HPD)
†

4.3

4
Au
399mm
1400
4.75m
19.5 kg
0.18-0.60◦
19$ /19$450cm2 /250cm2
2.0$: 1 台当たり

X 線 CCD カメラ XIS「すざく」は 4 台の X 線 CCD カメラ (X-ray Imaging Spectrometer: XIS) を塔載している (図 4.11 ; Koyama et al. 2007a)。

図 4.11: XIS 概観 (Koyama et al., 2007a)。

第4章

28

4.3.1

X 線天文衛星「すざく」

CCD 検出器

X 線 CCD に X 線光子が入射すると、空乏層で光電吸収され、X 線のエネルギーに比例した数の電子が生成する。この電子を電極部に集め電子数に相当する電気信号として計測し、入射 X 線のエネルギーを決めることができる。また、可視光に比べて X 線光子数は少ないため、どの画素にいつ X 線が到達したかという入射位置と到達時間も決めることができる。各 CCD カメラはそれぞれ 1024×1024 画素からなり、同一の 18 ′×18 ′の視野を持っている。4 台の CCD カメラのうち、XIS 1 だけ裏面照射型 (Back-Illuminated:BI) であり、残りの 3 台は表面照射型 (Front-Illuminated: FI) である (図 4.12) 。BI は FIとは逆側 (電極がない方) から X 線を入射させるタイプで、電極による吸収がないため低エネルギー側で検出効率が高いが、空乏層が薄いため高エネルギー (> 4 keV) 側では検出効率が FI より劣る。すざく衛星の BI は FI とエネルギー分解能がほぼ等しく、これまで Chandra や XMM-Newton に搭載された BI 型 CCD よりエネルギー分解能がよい。あすか衛星の CCD カメラ SIS (Solid-state Imaging Spectrometer) に比べ以下のような改良点が加えられており、性能が飛躍的に向上している。
• 空乏層厚が 30 µm から 70 µm に増加したため、高エネルギー側 (≥ 7 keV) での検出効率が約 2 倍向上した。
• 動作温度を −60 ℃から −90 ℃に下げることにより暗電流を大幅に押えるとともに、
電荷転送非効率 (Charge Transfer Inefficiency: CTI) を減少させた。
• あすか衛星の SIS で問題になった打ち上げ後の放射線損傷による性能劣化に対応するための対策として、軌道上較正線源 (55 Fe) を設ける (Segment A と D の上隅に照射されている)、また電荷注入端子を備えていて、人工的に電荷を注入することでコ
ラム毎の CTI をモニタするといった対策がなされた。
• SIS ではメモリー制限のため、ダークフレームメモリーを画素毎に持つことが出来なかった。そこで XIS では十分なメモリーを持ちダークアップデートロジックの改良を行い、光洩れなどによる予想外のダークレベルの変動に対処できるようにした。
• SIS では 4 枚の素子を合わせて 1 センサーにしたため、すき間ができてしまい観測上の不都合が生じていた。XIS は 1 センサー 1 素子で構成されるのでこのようなすき間は存在しない (図 4.14)。

4.3.2

較正線源

XIS のカメラボンネットの内部には、55 Fe 較正線源 (半減期 2.7 年) が 2 個装着されている。それぞれの較正線源にはコリメータがついており、XIS の CCD のセグメント A と Dの読み出し口に遠い側のコーナーに X 線が照射される。これにより、Mn-Kα(5895 eV) と
Mn-Kβ(6492 eV) の特性 X 線によるエネルギーの絶対較正 (キャリブレーション) を軌道上で行っている。

4.3. X 線 CCD カメラ XIS

29

図 4.12: CCD の断面図。東海林雅之 修士論文より抜粋。左が FI 型 CCD で右が BI 型 CCD
である。

ACTY

B

C

DETY

D

C

RAWY
ACTX

D

XIS-0
DETX

XIS-1 (BI)

D
C
B

ACTX

RAWX

ACTY

RAWY

A

B

ACTX
RAWX

RAWY

ACTY

A

RAWY

RAWX

ACTX
RAWX

A

B

C

D

A
ACTY

XIS -2

Lookup from XIS toward Mirror

Calibration
Source

XIS -3

図 4.13: それぞれの CCD のセグメントの位置。Astro-E2 XIS Science FITS 確認書より抜粋。灰色で示されている扇型の場所が、キャリブレーション用の線源からの X 線が当たるところである。

第4章

30

4.3.3

X 線天文衛星「すざく」

SCI 機能XIS は宇宙線による放射線損傷で打ち上げ直後から徐々に性能が劣化する。劣化のタ
イムスケールはおよそ数ヵ月である。中でも電荷転送効率 (Charge Transfer Efficiency:
CTE) の悪化がもっとも影響が大きい。CCD のあるピクセルで生じた電荷は読みだし口まで順次となりのピクセルに電荷を転送する (クロック)。しかし、一般にこの転送は完全ではなく 1 回転送するたびに少しずつ電荷を失う。1 回転送するたびに失う電荷の割合
を電荷転送非効率 (Charge Transfer Inefficiency: CTI) と呼ぶ。ここで、CTI= 1 − CTEである。転送回数が多いほどこぼれる電荷が多いので読みだし口から遠ざかるほど輝線の中心エネルギーはみかけ上、低くなる。これは CTE が分かれば補正することができる。

図 4.14: XIS の読みだしシステム (Koyama et al., 2007a)。
しかし、電荷がこぼれ落ちるのは確率過程なので、転送回数に従ってラインが太くなる(エネルギー分解能が悪化する) ことは補正できない。事実、観測開始から 1 年間でエネル
ギー分解能が 140 eV から 200 eV に劣化していることが確認されている。CTI は宇宙線によって CCD の結晶に格子欠陥が生じ、電荷トラップができることに起因する。それに対応するため、XIS には撮像領域上部に人工的に電荷を注入できる機能 (Charge Injection:CI) がある。CI 機能を用いて「犠牲電荷」を注入してあらかじめトラップを埋めておけ
ば、X 線イベントによって生じた電荷は失われることなく転送することができる。この機能を Spaced-row Charge Injection (SCI) と呼ぶ (図 4.15)。
「すざく」は 2006 年 8 月に SCIの機上試験を行い、9 月から実際に観測を開始している。その結果、200 eV まで劣化したエネルギー分解能 (図 4.16 左) を打ち上げ当初の 150 eV にまで回復している (図 4.16 右)。

4.3. X 線 CCD カメラ XIS

31

図 4.15: SCI(Spaced-row Charge Injection) 機能の概念図。電荷は右から左に転送される。
先に転送されている電荷はトラップにより一部を失うが、後の電荷はトラップが埋まっているために損失がない。

SCI ON blue: Segment A red: Segment D

SCI OFF
XIS0

XIS2

XIS3

Mn K Line FWHM (keV)

XIS1

250

XIS0

200
150
250

XIS1

200
150
250

XIS3

200
150
2008

2010
Time (year)2012

図 4.16: 55 Fe 較正線源の MnI Kα 輝線 (5895 eV) の分解能の変化。左図: SCI 無しの場合(Ozawa et al., 2009a より抜粋)。右図: SCI 有りの場合 (中島真也 氏による提供)。XIS1 は2011 年の 5 月に電荷注入の量を増やしたので分解能が改善している。
ここで XIS の性能を表 4.2 に示す。

第4章

32

X 線天文衛星「すざく」

表 4.2: XIS の性能
視野
有感エネルギー帯域
撮像ピクセル数
ピクセルサイズ
エネルギー分解能 (FWHM)
有効面積
時間分解能

4.3.4

17.8 分四方
0.2–12 keV
1024×1024
24 µm 四方∼ 150 eV @ 6 keV (SCI-on 時)
340 cm2 (FI), 390 cm2 (BI) @ 1.5 keV
150 cm2 (FI), 100 cm2 (BI) @ 8 keV
8s

NXB

XIS には、天体からの X 線放射とは別に、バックグラウンドとして非 X 線バックグラウ
ンド (The non X-ray Background: NXB) が入ってきてしまう。NXB とは、荷電粒子やガンマ線などの宇宙線が衛星を構成する物質に入射した際に生じる、制動放射や特性 X 線のことである。NXB のデータは、衛星が太陽光に照らされていない地球 (夜地球) を向いているときに取得される。図 4.17 に XIS0(FI) と XIS1(BI) の NXB と較正線源 (55 Fe) スペ
クトルを示した。較正線源からは、Mn-Kα と Mn-Kβ 輝線が観測されその他のスペクト
ルが NXB によるものである。BI において約 7 keV 以上のエネルギー帯で NXB のフラックスが高くなっているが、これは高いエネルギー (∼100 keV から数 MeV) の宇宙線が直接 CCD に入ってきたためにできる構造である。しかし、FI にはこのような構造は見られない。これは、CCD 内では空乏層の厚みに比例して多くの電荷が発生するため、空乏層が BI より厚い FI では、図に示すエネルギー帯域 (0–15 keV) より高いエネルギーでピークを作るからである。

4.3. X 線 CCD カメラ XIS

図 4.17: NXB と較正線源のスペクトル。Tawa et al. (2008) より抜粋。

33

35

第5章
5.1

解析

観測とデータの処理

我々は、すざく衛星に搭載されている XIS を用いて G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の長時間観測 (それぞれ、70 ks、160 ks) を行った。本論文で用いるデータの概要を表 5.1 に示す。
表 5.1: 観測データの概要。

SNR
観測 ID
観測開始日
G350.1−0.3 506065010 2011 年 9 月 17 日
G349.7+0.2 506064010 2011 年 9 月 29 日

(R.A., Dec.) J2000
観測時間◦◦(260 .2697, -37 .4549) 70.1 ks(259◦ .4954, -37◦ .4452) 160.4 ks

XIS は前述したように 4 つの CCD で構成されているが、 XIS 2 は、2006 年 11 月に不具合が生じて以降使われていない1 。また、XIS 0 の 4 つあるセグメントの内、セグメント
A が、2009 年 6 月以降不具合のため使われていない2 。さらに、1.70–1.76 keV は、Si の K
輝線のエッジに対応し、キャリブレーションの不定性があるため、以下の解析からは除外した。以下の解析では、すざくチームから提供されている標準的な解析ツール HEAsoft(version 6.11) を用いた。また、HEAsoft に付属されているフィッティングのソフトとして XSPEC の version 12.7.0(Arnaud, 1996) を使用した。フィッティングでは、BI のデー
タと XIS0 と XIS3 のデータを足し上げた FI のデータ二つを同時にフィッティングしているが、フィッティングの図では、見やすくするために FI のデータだけを表示させている。
なお、パラメータのエラーは 90%の信頼区間を用いている。

5.2

X 線イメージ

始めに我々は、以下の手順で天体の X 線イメージを作成した。
上述したように、生のイメージには、天体由来の X 線とは別に、非 X 線バックグラウン
ド (NXB) が入るためそれを除去しなければならない。そこで、観測中の NXB データを計算するソフトウェア xisnxbgen (Tawa et al., 2008) を用いて、生のイメージから NXBを差し引いた。また、生のイメージは、前述したように vignetting 効果を受けている。そこで我々は、ソフトウェア xissim (Ishisaki et al., 2007) を用いて、天空の広い領域から一様なフラックス (Flat Field) で X 線が降ってくる場合に XIS がどのように X 線を受けるかをシミュレートすることで Flat Field イメージを作成した。そして、NXB を差し引いたイメージ を作成した Flat Field イメージで割り算することで vignetting の効果を補
正した。
1
2

http://www.astro.isas.ac.jp/suzaku/doc/suzakumemo/suzakumemo-2007-08.pdf
http://www.astro.isas.ac.jp/suzaku/doc/suzakumemo/suzakumemo-2010-01.pdf

第 5 章 解析

36

以上のプロセスをもって作成した 1.0–10.0 keV バンドの X 線イメージを図 5.1 に示す。
図では、XIS0、XIS1、XIS3 の全てのセンサーのイメージを足し上げている。
イメージでは、全てのセンサー (XIS 0、1、3) のデータを足し上げている。カラースケー
ルは、1 ピクセル (8.3 秒平方) のカウント数を表している。G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のCCO 候補 XMMU J172054.5−372652 (Gaensler et al., 2008) と CXOU J171801.0−372617(Lazendic et al., 2005) を黒の十字印で示した。上述した XRT の PSF の影響で、角度分解能に優れた Chandra 衛星のイメージ (図 3.3) より放射の広がりが大きいが、G350.1−0.3の放射は、東側に半径が約 1.5 分の最も明るい部分があり、西側に広がった放射が伸びていることが分かる。G349.7+0.2 も PSF の影響で、Chandra 衛星のイメージ (図 3.4) より放射の広がりが大きいが、放射の強いところが半径が約 2 分の円状に集中していることが
分かる。

5.3

X 線スペクトル

NXB を引いたスペクトルを図 5.2 に表示した。FI の CCD(XIS 0 と 3) のデータを足し上げ、表示させている。黒色で示したのがソース領域から抜き出したスペクトルで、赤色で示したのがバックグラウンド領域から抜き出したスペクトルである。ソース領域は、図5.1 中の白の実線で囲んだ領域あり、G350.1−0.3 が、長軸 2.8 分と短軸 2.0 分の楕円であり、G349.7+0.2 が、半径 2.3 分の円である。バックグラウンド領域は、SNR からの漏れ込みがないように、PSF を考慮してソース領域から 2.5 分離れた領域 (図 5.1 中の白の点線で囲む領域) を設定した。
以下の解析で用いる、応答関数と有効面積は、それぞれソフトウェア xisrmfgen とxissimarfgen (Ishisaki et al., 2007) によって作成した。

5.4

バックグラウンドモデルの構築

図 5.2 において、バックグラウンドスペクトルは、6 keV 以上の Fe K 輝線で、ソース
スペクトルよりも、大きな統計エラーを持っていることが分かる。それゆえ、ソースのス
ペクトルからバックグラウンドのスペクトルを単純に引くと、誤差の伝播により大きな統
計エラーをもたらすことになる。そこで、我々は以下に示すようにバックグラウンドスペ
クトルを物理的描像に基づいてフィッティングした上で、バックグラウンドモデルを構築
し、フィッティングの際にそのモデルを用いることにした。なお、以下では、G350.1−0.3と G349.7+0.2 は地球から見た方向が近いところにあるため、両方のバックグラウンドス
ペクトルを同時にフィッティングする。

5.4.1

銀河リッジ X 線放射G350.1−0.3 と G349.7+0.2 は、どちらも、銀河面上に位置しているため、そのバックグ
ラウンドは、銀河リッジ X 線放射 (the Galactic ridge X-ray emission: GRXE) (Uchiyama
et al. 2013 などを参照) を含んでいる。実際に、図 5.2 中のバックグラウンドスペクトルには、高エネルギーバンドでの連続成分に加え、Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe の輝線が含まれ、GRXE の特徴を確認することが出来る。
Uchiyama et al. (2013) は、2 成分 CIE プラズマモデル (XSPEC の apec モデル) と、中性鉄の二つの輝線 (6.40 keV と 7.06 keV) を付随する冪が Γ ∼ 2 の power-law モデルで

5.4. バックグラウンドモデルの構築

37

G350.1-0.3

Declination (degree)-37.300-37.400-37.500

2arcmin-37.600
260.400
260.200
Right ascension (degree)
0

50

150

250

G349.7+0.2

Declination (degree)-37.300-37.400-37.500

2arcmin-37.600

259.600
259.400
Right ascension (degree)
0100

300 500

図 5.1: すざく衛星による G350.1−0.3(上) と G349.7+0.2(下) の 1.0–10.0 keV イメージ。
全てのセンサーのイメージを足し上げている。カラーのスケールは、8.3 秒角平方の光子のカウント数に対応する。実線の白円に囲われた領域がソース領域で、白の点線で囲われた領域がバックグラウンド領域である。また、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の CCO 候補
XMMU J172054.5−372652 と CXOU J171801.0−372617 の場所を、それぞれ黒の十字印で示している。

第 5 章 解析

38

G350.1–0.3

Fe Ni

Si

Mg

S
0.01

Ar

10 −3

Ca

10 −4

Counts s −1 keV −1

0.1

1

Al

2

10

5

1

Energy (keV)Si

S

G349.7+0.2

Ar
Ca

Fe

Ni

Al

10 −4

Counts s −1 keV −1
10 −3
0.01

0.1

Mg

2

5

10

Energy (keV)
図 5.2: G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の NXB を引いたスペクトル (黒)。バックグラウンド
スペクトルを赤色で示している。

5.4. バックグラウンドモデルの構築

39

GRXE スペクトルが再現できることを示した。前者の CIE プラズマは、kT ∼ 1 keV の低温プラズマ (low temperature plasma: LP) と kT ∼ 7 keV の高温プラズマ (high temperatureplasma: HP) で表現される。後者の powerl-aw モデルは、冷たいガス (Cold matter: CM)によるものだと考えられている (Uchiyama et al., 2013)。GRXE は、星間吸収 (NH ; phabsモデル) を受けるので、そのモデルは、以下のように表現される。
GRXE = NH(GRXE) × (LP + HP + CM)(5.1)

フィッティングでは、星間吸収の密度 NH(GRXE) と、LP、HP と CM のフラックス (emission
measure: EM ) をフリーパラメータとする。また、CIE プラズマの温度 (kTLP and kTHP )をアバンダンスを、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 で共通にした上でフリーパラメータとする。

5.4.2

前景熱的放射

銀河面上の放射には、GRXE よりも手前にある前景熱的放射 (foreground thermal emissions: FE) (Ryu et al. 2009; Uchiyama et al. 2013) も考慮しなくてはならない。Uchiyama
et al. (2013) では、FE は星間吸収の密度が NH(FE) = 5.6 × 1021 cm−2 、温度が 0.09 keV と0.59 keV の 2 成分 CIE プラズマで表現されることを示した。また、0.09 keV プラズマと0.59 keV プラズマそれぞれのフラックスは、0.5–1.2 keV バンドでそれぞれ、1.1×10−6 photons s−1 cm−2 arcmin−2 と 9.7 × 10−7 photons s−1 cm−2 arcmin−2 である。

5.4.3

宇宙 X 線背景放射

最後に、宇宙 X 線背景放射 (the cosmic X-ray background: CXB) をバックグラウンド
モデルの中に含める。CXB の由来は、遠方にある活動銀河核 (Active Galactic Nuclei) からの放射の重ね合わせだと考えられている。また CXB は、冪が Γ = 1.41 であり、フラックスが 6.38 × 10−8 erg s−1 cm−2 sr−1 である power-law モデルで表現される (Kushino etal., 2002)。なお、Uchiyama et al. (2013) に基づき、CXB の由来が銀河外から来るものであるから、CXB の星間吸収量は GRXE の吸収量の 2 倍 (NH(CXB) = 2 × NH(GRXE) ) と
する。

5.4.4

バックグラウンドモデルでのフィッティング

以上より、最終的なバックグラウンドモデル (the background model: BGD) は、以下のように与えられる。
BGD = GRXE + FE + CXB(5.2)
我々は、このモデルを用いて、バックグラウンドスペクトルをフィッティングした。フィッティングの図と得られたフィッティングパラメータを、それぞれ図 5.3 と表 5.2 に示す。また、図 5.4 に G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のバックグラウンドに含まれる GRXE の 5–8 keVのフラックスを示した。
表 5.2 において、結果を Uchiyama et al. (2013) と比較すると、星間吸収量と LP と HPの温度が小さい値を示している事が分かる。これは以下のように考察する事が出来る。
Uchiyama et al. (2013) において GRXE の解析では、銀緯が 2 度以上のデータ (図 5.4 の黒点) を足し合わせたスペクトルをフィッティングしている。図 5.4 より、GRXE のデー

第 5 章 解析

40

タは約 2 度付近に集中していることと、銀緯が高くなるほどフラックスが減少し足し合わ
せたスペクトルへの寄与が小さい事を考慮すると、Uchiyama et al. (2013) の結果は、約
2 度付近の GRXE の性質を反映していると考えられる。
一方で、銀河中心に近くなるほど星間吸収量は大きな値を持つと考えられる。従って、
約 10 度の銀緯を持つ G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の視線上の GRXE は、Uchiyama et al.
(2013) の結果より小さい星間吸収量を持っていると考察できる。
また、温度については、場所毎によって異なる値を持つ事が示唆される。このような温度の場所依存性を示す研究報告はなされていないが、今後の研究課題の一つといえるだろう。
表 5.2: バックグラウンドフィットの結果 aComponent
星間吸収
LP
HP
CM

Parameter
NH(GRXE) (×1022 cm−2 )kT (keV)
Abundance (solar)
EM b (×1012 cm−5 )kT (keV)
Abundance (solar)
EM b (×1011 cm−5 )Γ
EW6.40 (eV)
Fluxc (×10−5 photons s−1 cm−2 )for G350.1−0.3 for G349.7+0.2
3.0 ± 0.1
3.9 ± 0.1
0.82 ± 0.03
0.73 ± 0.10
0.63 ± 0.07
1.6 ± 0.3
5.1 ± 0.6(=LP)
0.78 ± 0.10
1.2 ± 0.1
2.13 (fixed)
457 (fixed)< 4.0
8.0 ± 2.4
1051/769 = 1.37

χ2 /d.o.f.
a
エラーは 90%レベルである。
bemission measure。単位は ne nH V /4πd2 。ne と nH がそれぞれ電子と水素イオンの密度であり、V が放射体積、d が放射体までの距離である。
c
1.0–10.0 keV のフラックスである。

5.5

Uchiyama et al. (2013)
4.22+0.34−0.16
1.33+0.11−0.08
0.81+0.15−0.09—
6.64+0.40
−0.42
(=LP)
—
2.13+0.09−0.10
457±29—スペクトルフィッティング

図 5.2 中の G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のソーススペクトルからは、Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe の強い Kα 輝線を確認することが出来る。また、両方の SNR の 7.7 keV に見られる輝線状構造は、過去には観測されなかった初めての発見である。この構造は、Fe Kβ 輝線とNi Kα 輝線のエネルギーに相当するものである。また、1.6 keV 付近の輝線状構造は、Mg
Kβ 輝線と Al Kα 輝線のエネルギーに相当するものである。
以下のフィティング (1.2–10.0 keV) では、パラメータを表 5.2 の値で固定したバックグ
ラウンドモデルを、SNR のモデルの中に足して解析をする。
すなわち、ソーススペクトルとバックグラウンドモデルの差分を SNR からの放射として、プラズマモデルを用いてフィッティングしていく。フィッティングに用いるプラズマモデルとして、vapec モデル (CIE プラズマモデル) と vpshock モデル (NEI プラズマモデル) を用いる。
我々は、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のスペクトルを別々に解析した。先に、G350.1−0.3の解析から報告する。

5.5. スペクトルフィッティング

41

0.1
Counts s −1 keV −1

G350.1-0.3
0.01
10
10
10

−3

LP

HP
CM

−4

CXB

−5

FE

FE

5
χ

0
−5
2

5

10

0.1
Counts s −1 keV −1

G349.7+0.2
0.01
HP

LP
10

10

CM

−3

−4

CXB

FE

FE

χ

5
0
−5
2

5

10

Energy (keV)
図 5.3: G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の BG スペクトル。各成分をカラーで示している。黒の実線が全ての成分の重ね合わせに対応し、その黒実線とデータ (黒十字) との差を下のパネルに表示している。

第 5 章 解析

10→

Photons cm-2 s-1 arcmin-2

42

GCXE

-5

10

-6

10

-7

10

-8

0.01

→

GRXE

＋

0.1

1

10

G349.7+0.2
G350.1‒0.3

100

銀径(度)
図 5.4: G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のバックグラウンドに含まれる GRXE の 5–8 keV のフラックス (Uchiyama et al. 2013 の図を改変)。黒丸で示しているのが Uchiyama et al.
(2013) で用いられたデータ点で、実線で示されているのがそのデータから求められたフラックスのモデルである。銀径が ∼2 度以上の実線が GRXE のモデルで、それ以下の実線が銀河中心 X 線放射 (the Galactic Center X-ray emission: GCXE) のモデルである。

5.5. スペクトルフィッティング

5.5.1

43

G350.1−0.3

G350.1−0.3 のスペクトルを、まず、NEI モデル 1 成分でフィッティングした。フリーパ
ラメータは温度 (kT )、電離プロセスの時間の指標となるイオン化タイムスケール (ne t)、
emission measure (EM ) と、Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe、Ni のアバンダンスである。他の元素のアバンダンスは 1 solar に固定した。
G350.1−0.3 のソース領域には、前述したように CCO 候補の XMMU J172054.5−372652が含まれているため、その放射をモデルで入れる必要がある。そこで Gaensler et al. (2008)に基づき、電子温度が kT = 0.53 keV、0.5–10.0 keV のフラックスが 1.4×10−12 erg s−1 cm−2 、星間吸収量が NH = 2.9 × 1022 cm−2 の黒体放射モデルを追加した。
すなわち、ソーススペクトルのフィッティングモデルとして、NEI モデル (SNR からの放射) + 黒体放射モデル (XMMU J172054.5−372652 の放射) + バックグラウンドモデルを用いる。以下のソーススペクトルの解析では、後者の、黒体放射モデル + バックグラ
ウンドモデルは常にフィッティングモデルの中に含めることにする。
さて、NEI 1 成分のフィッティングは、統計的に acceptable な結果を得なかった (χ2 /d.o.f. =1279/663 = 1.92)。このときのフィットの結果を図 5.5 に載せている。上のパネルにデータ (黒十字) とフィッティングのモデルを示し、下のパネルにデータとモデルとの残差を示している。図から、∼ 1.35 keV と ∼ 1.45 keV 付近に大きな残差が残っていることが分かる。これらのエネルギーはそれぞれ、He-like と H-like の Mg Kα 輝線に相当し、NEI モデ
ル 1 成分では、少なくとも Mg の電離状態を再現できていない、すなわち、もう一つのプ
ラズマが必要であることを示している。

第 5 章 解析

44

G350.1–0.3
1成分モデルﬁt

Counts s −1 keV −1

1
0.1
0.01
10
10

NEI

CCO

−3

BG

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.5: G350.1−0.3 の NEI モデル 1 成分でのフィッティング結果。FI(XIS 0 と 3) のスペ
クトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデルに対応し、黒線が、バックグラ
ウンド、CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。
そこで我々は、Mg、Si、S、Ar、Ca、Fe、Ni のアバンダンスをフリーパラメータとした CIE 成分を NEI 成分に足して再度フィッティングを行った。CIE 成分の他の元素のアバンダンスは 1 に固定した。NEI モデルのアバンダンスは、前と同じく Mg、Si、S、Ar、
Ca、Fe、Ni のアバンダンスをフリーパラメータとしている。
この 2 成分モデル (CIE モデル + NEI モデル) によって、フィッティングは改善した(χ2 /d.o.f. = 868/658 = 1.32)。このときのフィッティング結果を図 5.6 に示す。図 5.5 のときと比べて Mg の輝線付近の残差が解消されていることが分かる。また、電子温度はkT ∼0.5 keV(CIE モデル)、∼ 1.6 keV(NEI モデル) となった。

5.5. スペクトルフィッティング

45

G350.1–0.3
2成分モデルﬁt

Counts s −1 keV −1

1
0.1

CIE
NEI

0.01
10
10

CCO

−3

BG

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.6: G350.1−0.3 の 2 成分モデルによるフィッティング図。FI(XIS 0 と 3) のスペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑線が CIE モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。
得られた CIE 成分のアバンダンスは、Mg と Si が ∼ 1 solar であり、その他の S、Ar、
Ca、Fe、Ni は決まらなかった。S、Ar、Ca、Fe、Ni のアバンダンスが決まらなかったのは、図 5.6 から分かるように、CIE 成分は ∼2 keV 以上のフラックスが NEI 成分に比べて非常に小さくなるために、CIE 成分のこれらのアバンダンスを大きくしても輝線が NEI成分に比べて効かないからである。
以上から、CIE 成分のアバンダンスを全て 1 solar に固定して再度フィッティングを行った。このときの 2 成分フィッティングの結果を図 5.7 に示す。χ2 /d.o.f. = 888/661 = 1.34を得たが、1.6 keV 付近に残差を残す結果となった。

第 5 章 解析

46

G350.1–0.3
2成分モデルﬁt

Counts s −1 keV −1

1
0.1
0.01
10
10

CIE
CCO

−3

NEI

BG

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.7: G350.1−0.3 の 2 成分モデルでのフィッティング結果。FI(XIS 0 と 3) のスペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑戦が CIE モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。
そこで我々は、さらに、残差が残る 1.6 keV 付近に Gaussian モデルを追加して、3 成分
モデル (CIE モデル+NEI モデル+Gaussian モデル) でのフィッティングを行い、χ2 /d.o.f.
=873/659=1.32 を得た。このときのフィッティングを図 5.8 に、パラーメータを表 5.3 に示す。図から、2 成分モデルの際に残った 1.6 keV 付近の残差が改善していることが分かる。

5.5. スペクトルフィッティング

47

G350.1–0.3
3成分モデルﬁt

Counts s −1 keV −1

1
0.1
0.01
10

CIE

NEI
CCO

−3

BG
Gaussian

10

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.8: G350.1−0.3 の 3 成分モデルのときのフィッティング図。FI(XIS 0 と 3) のスペクト
ルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑戦が CIE モデル、紫線が Gaussian
モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。
しかし、一方で図 5.8 の Fe Kα 輝線の左肩に残差が残る事が分かる。図では、前述したように XIS0 と XIS3 のデータを足したものだけを示しているが、このときのフィッティン
グを各検出器ごとに示したのが、図 5.9 である。図 5.9 から、XIS0 のデータの Fe Kα 輝線の左肩が他の検出器のデータより広がっている。他の XIS1 と XIS3 にはそのような兆候は見られないため、結局、図 5.8 の Fe Kα の残差は、XIS0 のデータに起因するものであることが分かった。データを精査すると、Fe Kα 輝線の中心値 (eV) と幅 σ(eV) は、XIS0が (6575±23 eV、93±26 eV)、XIS1 が (6593±16 eV、 < 58 eV)、XIS ３が (6593±12 eV、54±22 eV) となっていて、XIS0 のデータが輝線の中心値が低く、幅が広がっていることが分かった。これは、XIS0 の Fe 輝線に起こったキャリブレーションのエラーだと考えられる。しかしながら、XIS0 のデータを使わず、XIS1 と XIS3 のデータだけで 3 成分モデル
でのフィッティングを行うと残差は消え、得られたパラメータは全検出器のデータを使って求めた表 5.3 のものと変化は見られなかった。従って、図 5.8 に残った Fe の残差は、全体のパラメータに影響がないと言える。
また、3 成分モデルでの χ2 /d.o.f. の値 (873/659=1.32) は統計的に accetable な値ではない。上記で示した Fe Kα 輝線の残差を除いて、目立つ残差は 1.5–3 keV のものであろう。
このエネルギー帯域は較正線源がないため、エネルギー分解能の評価が難しいことが知ら第 5 章 解析

48

れている (すざく XIS チームより)。従って、キャリブレーションの不定性を考慮すれば、棄却できないモデルであると考えられる。
さて、表 5.3 にある通り、追加した Gaussian モデルの中心エネルギーは、1.58±0.02 keVであった。これは、He-like の Mg Kβ 輝線と Al Kα 輝線のエネルギーに相当する。Mg Kβ
輝線は、CIE と NEI モデルの両方に含まれる。しかし、Al Kα 輝線は CIE モデルには含まれているが、NEI モデルでは計算コードで欠落していること分かった。従って、Gaussianの放射は、NEI プラズマから生じた Al Kα 輝線であると推論できる。
次に以下の方法で、NEI 成分の Al のアバンダンスを求めた。表 5.3 に示す NEI プラズ
マの状態での、He-like の Al Kα の emissivity を AtomDB3 を参照して計算すると εkTe ,ne t =2.4 × 10−11 cm3 s−1 なった。Gaussian のフラックス FHe−like と emissivity εkTe ,ne t との間はFHe−like = εkTe ,ne t × ZAl × (nAl /nH )# × EM

(5.3)

の関係がある。ここで、ZAl は Al のアバンダンス、(nAl /nH )# が太陽組成の Al の H に対する個数比 (図 1.4 より 2.95 × 10−6 ) であり、EM は NEI プラズマの emission measure である。この式を用いて、G350.1−0.3 の NEI プラズマの Al のアバンダンスを 1.4 ± 0.5 solarと求めた。この結果は、表 5.3 にも追加している。
また、表 5.3 から、NEI 成分の Ni のアバンダンス (14±7 solar) が Fe などのアバンダンスに比べて極めて大きいことが分かる。過去の SNR の X 線観測では Ni の輝線は数例しか検出されていない。具体的には、Sagittarius A East(Koyama et al., 2007b) と W49B(Ozawa
et al., 2009b)、Kepler(Park et al., 2013)、Tycho(Yamaguchi et al., 2014) で検出され、Cassiopeia A(Maeda et al., 2009) では Ni Kα line の上限値が出されているのみで、いづれの SNR でも、Ni の Fe に対する大きなアバンダンスは報告がない。
我々は、この Ni の大きなアバンダンスに注目し、これが確かに主張できるものであるのかどうか、モデルを精査する事にした。ここで、注意しなければならない点は、Ni のアバンダンスは、7.7 keV のスペクトルの輝線のフラックスから算出されるが、Fe Kβ 輝
線もこのエネルギーにあたることである。表 5.3 にある NEI プラズマの best-fit の状態(kT = 1.51 keV, ne t = 3.5 × 1011 s cm−3 ) では、Fe イオンの中で順に B-like、C-like、Be-like の状態が割合を最も多く占める。しかしながら、現在の NEI モデルを精査してみると、H-like と He-like 以外の Fe Kβ 輝線が含まれていないことが分かった。すなわち、不足している Li-like 以下の Fe Kβ 輝線を人為的に NEI モデルに足さなければならない。
ここで、我々は、“Flexible Atomic Code” (Yamaguchi et al. 2014 を参照) を用いて、それぞれの状態の Fe イオンについて、Fe Kβ のエネルギー値と Fe Kβ/Fe Kα の強度比を算出した。結果、NEI プラズマの best-fit の状態での Fe Kβ/Fe Kα の強度比は、全体で 2.9%と計算され、現在の Fe K β 輝線が不足している NEI モデルが出す強度比 (0.2%)
より確かに高くなることが確認できた。また、Li-like 以下の Fe Kβ のエネルギーの平均値は、7.64 keV と計算された。
以上から、我々は、NEI モデルに含まれていない Fe Kβ 輝線を補うために、輝線中心値が 7.64 keV で、フラックスが 5.5 × 10−7 photons s−1 cm−2 (Fe Kα フラックスの 2.7%)である Gaussian モデルを最終的に含めて (CIE モデル+Gaussian(Al) モデル+NEI モデ
ル+Gaussian(Fe-Kβ) モデル) 再度フィッティングを行った。
フィッティングの結果、Ni の値は 14 ± 7 solar から 12 ± 7 solar と補正されたが、尚もって高いアバンダンスを示すことが分かった。追加した Gaussian(Fe-Kβ) モデルと補正された Ni のアバンダンスは、表 5.3 に付け加えた。なお、Ni のアバンダンス以外のパラメー
タは、Gaussian(Fe-Kβ) を入れる前後で変化は見られなかった。
3

http://www.atomdb.org/

5.5. スペクトルフィッティング

49

Counts s −1 keV −1

0.1

XIS0

0.01
10

−3

10

−4

10

NEI
BG
CCO

−5

5
χ

0
−5
5

6

7
Energy (keV)

8

9

10

0.1
Counts s −1 keV −1

XIS1
0.01
10

−3

10

−4

NEI
BG
CCO

10

−5

5
χ

0
−5
5

6

7
Energy (keV)

8

9

10

0.1
Counts s −1 keV −1

XIS3
0.01
10

−3

10

−4

10

NEI
BG
CCO

−5

χ

5
0
−5
5

6

7
Energy (keV)

8

9

10

図 5.9: G350.1−0.3 の各検出器の 5-10 keV のスペクトル。図 5.8 のフィッティングを各検出ごとに示している。青線が NEI モデル、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデー
タ (黒十字) との残差を表す。

第 5 章 解析50

表 5.3: ソーススペクトルの best-fit パラメータ a成分
星間吸収
CIE モデルNEI モデルGaussian (Al Kα)
Gaussian (Fe Kβ)e

パラメータ
NH (×1022 cm−2 )kT (keV)
アバンダンス (solar)
EM b (×1013 cm−5 )kT (keV)
アバンダンス (solar)

ne t (1011 s cm−3 )EM b (×1012 cm−5 )エネルギー (keV)
flux(×10−4 photons s−1 cm−2 )エネルギー (keV)
flux(×10−7 photons s−1 cm−2 )

Mg
Alc
Si
S
Ar
Ca
Fe
Ni
Nid

G350.1−0.3
3.3 ± 0.1
0.48 ± 0.04
1 (fixed)
1.3 ± 0.3
1.51 ± 0.09
3.7 ± 0.5
1.4 ± 0.5
4.0 ± 0.3
2.8 ± 0.2
2.7 ± 0.3
3.7 ± 0.4
1.4 ± 0.2
14 ± 712 ± 73.5 ± 0.4
2.1 ± 0.3
1.58±0.02
2.0 ± 0.7
7.64 (fixed)
5.5 (fixed)
873/659 = 1.32

χ2 /d.o.f.e
a エラーは 90%レベルである。
b emission measure。単位は n n V /4πd2 。n と n がそれぞれ電子と水素イオンのe HeH密度であり、V が放射体積、d が放射体までの距離である。
c Al Kα の Gaussian から算出。
d 3 成分改訂モデルでの値。
e 3 成分改訂モデルでの Gaussian。

G349.7+0.2
6.4 ± 0.2
0.60 ± 0.04
1 (fixed)
1.3 ± 0.3
1.24 ± 0.03
3.6 ± 1.1
0.6 ± 0.4
1.10 ± 0.14
0.72 ± 0.04
0.71 ± 0.07
0.67 ± 0.10
0.63 ± 0.05
7.0 ± 2.2
5.3 ± 2.0
20 ± 39.1 ± 0.9
1.58 (fixed)
3.3 ± 2.3
7.69 (fixed)
8.8 (fixed)
664/587 = 1.13

5.5. スペクトルフィッティング

5.5.2

51

G349.7+0.2

図 5.2 から分かるように、G349.7+0.2 のスペクトルは G350.1−0.3 のものとよく似ているため、我々は、G350.1−0.3 と同じフィッティングプロセスを踏むことにした。まず、
G349.7+0.2 のソース領域には、CCO 候補である CXOU J171801.0−372617 が含まれているため、その寄与をモデルの中に含ませる必要が有る。我々は Lazendic et al. (2005) に基づき、そのモデルとして、冪が Γ = 2.5 で吸収を含まないフラックス (0.5–10.0 keV) が2.2 × 10−13 erg s−1 cm−2 である power-law モデルをフィッティングモデルの中に追加した。すなわち、G350.1−0.3 の解析と同じように、フィッティングの際は、SNR の放射モデル+CCO モデル+バックグラウンドモデルをソーススペクトルに適用する。
さて、SNR の放射モデルとして、NEI 1 成分のフィッティングを行った。このときのフィッティング結果 (図 5.10) から、6.5 keV 付近の Fe Kα 輝線と 2 keV 以下の低エネル
ギーバンドで残差が大きいことが分かる。特に、Fe Kα 輝線に関しては、モデルの輝線中心値がデータのものより低いことが残差の原因だと分かる。一方で、2.5 keV 付近の S Kα
輝線や 3.2 keV 付近の Ar Kα 輝線に関しては、モデルの輝線中心値がデータと一致している事が分かる。以上から、一種類のプラズマの電離状態では、G349.7+0.2 のスペクトルを再現できず、少なくとも、もう一成分のプラズマモデルが必要であることが分かった。

Counts s −1 keV −1

0.1
NEI

G349.7+0.2
1成分モデルﬁt

0.01
BG

10 −3
10

CCO

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.10: G349.7+0.2 の NEI モデルでのフィッティング結果。FI(XIS 0 と 3) のスペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデルに対応し、黒線がバックグラウンドとCCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネル
は赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。

第 5 章 解析

52

そこで、我々は、G350.1−0.3 と同様に、付け足すモデルとしてアバンダンスを 1 solarに固定した CIE モデルを加えた。さらに、NEI モデルに不足している Al 輝線を Gaussianで代用した。以上から、CIE モデル+NEI モデル+Gaussian(Al) の 3 成分モデルでのフィッティングを行った結果、acceptable な解を得ることが出来た (χ2 /d.o.f. = 664/587 = 1.13)。
このときのフィッティングの図とパラメータを、それぞれ図 5.11 と表 5.3 に示す。図 5.11から、1 成分モデルでフィッティングしたとき (図 5.10) の低温側と Fe K 輝線の残差が解消している事が分かる。

Counts s −1 keV −1

0.1
NEI

G349.7+0.2
3成分モデルﬁt

CIE

0.01
BG

10

−3
Gaussian

10

CCO

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 5.11: G349.7+0.2 の 3 成分モデルのときのフィッティング結果。FI(XIS 0 と 3) のス
ペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑線が CIE モデル、紫線がGaussian モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。
また、我々は G350.1−0.3 と同様に G349.7+0.2 の best fit の状態 (kT = 1.24 keV、ne t =2.0 × 1012 s cm−3 ) における Al の He like 輝線の emissivity εkTe ,ne t = 2.1 × 10−11 cm を計算し、Gaussian のフラックスから、NEI 成分の Al のアバンダンス (0.6 ± 0.4 solar) を算出した。この結果は、表 5.3 にも載せている。
さらに、我々は、G349.7+0.2 の best-fit の NEI モデルに不足している Fe Kβ 輝線の強度と中心エネルギーを G350.1−0.3 の場合と同様の手法でそれぞれ、8.8 × 10−7 photons s−1 cm−2 、7.69 keV と計算した。これらの数値を持つ Gaussian で代用することで、正しく Ni のアバンダンス (5.3 ± 2.0 solar) を見積もった。

53

第6章

議論

以上に見たように、2 つの SNR の X 線スペクトルは、高温の NEI プラズマと低温の CIE
プラズマの足し合わせで表現することができ、どちらの SNR も重元素のアバンダンスを詳細に求めることに初めて成功した。特に、モデルを精査して不足している Al と Fe の輝線を Gaussian で代用し、Al と Ni を 2 つの SNR の両方から初検出することができた。
Al の発見は、他の SNR 全体においても、G344.7−0.1(Yamaguchi et al., 2012) に次ぐ史
上 2 例目の発見である。これらの発見は、エネルギー分解能が良く、バックグラウンドが低く抑えられたすざく衛星だからこそ成し得たものである。Yamaguchi et al. (2012) で記述されている通り、XMM-Newton 衛星は Al の Kα 輝線 (図 4.3 参照) のところでバックグ
ラウンドのフラックスが大きくなり、また、Chandra 衛星では、XMM-Newton 衛星ほどAl 輝線周辺のバックグラウンドのフラックスは大きくはないが、エネルギー分解能がすざく衛星に劣り、望遠鏡の有効面積もすざくに比べて半分程度しかないので、いづれの衛星でも、Al の検出が困難であったと考えられる。

6.1

プラズマの由来

どちらの SNR も低温の CIE 成分は、アバンダンスが 1 solar であるので、これらの由来は衝撃波によって加熱された星間物質 (interstelar medium:ISM) であると解釈できる。
一方の高温の NEI プラズマは、G350.1−0.3 の場合は、高いアバンダンス (1.4–12 solar)を示し、逆行衝撃波によって加熱されたイジェクタ由来であろう。G349.7+0.2 に場合も、Mg と Ni のアバンダンスは 1 solar よりも高いアバンダンスを示し、イジェクタ由来と解釈できる。
図 6.1 に、イジェクタ成分の各元素の Si に対するアバンダンス比を示した。点線で示したのが、親星の質量が、15、20、25M# であるときの重力崩壊型のモデル (Woosley &Weaver, 1995) である。観測から得られたアバンダンスのパターンがこれらと類似していることから、親星の質量が 15–25 M# であるときの重力崩壊型であることが示唆される。
我々は、正確を期すため、Ia 型超新星爆発のモデルとも比較を行った。Ia 型と重力崩壊型のアバンダンスパターンの最大の違いは、Si に対する Mg のアバンダンス比である。
Ia 型では ZSi /ZMg =16.76(W7)、33.0(CDD1) となる (Iwamoto et al., 1999)。ここで、W7と CDD1 とは、それぞれが Ia 型の代表的なモデルの名前である。Ia 型は、O と Ne と Mgの層から爆発的核燃焼から大量の重金属が作られるため、高い ZSi /ZMg となっている。対して、重力崩壊型のモデル (Woosley & Weaver, 1995) では、ZSi /ZMg ∼ 2 − 5 となる。重力崩壊型も O と Ne と Mg の層から重金属が合成されるが、中心核に近い元素は中性子星
やブラックホールに取り込まれ、すなわち、Si は Mg より取り込まれやすいため ZSi /ZMg
比が抑えられる。さて、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の ZSi /ZMg 比はそれぞれ、1.1 ± 0.2 と0.3 ± 0.1 である。これらの値は、Ia 型のような高い ZSi /ZMg には及ばず、Ia 型の可能性は棄却することができる。

第 6 章 議論

10

54

Ni

1

X/Si

Mg

G349.7+0.2
G350.1−0.3

SiAl

S Ar Ca

Fe
15M◎

25M◎

0.1

20M◎

10

15

20
25
Atomic Number30

図 6.1: G350.1−0.3 と G349.7+0.2 における NEI 成分の各元素の Si に対するアバンダンス
比。点線は親星の質量が 15、20、25 M# であるときの重力崩壊型のモデルを表す (Woosley& Weaver, 1995)。

6.2

Ni のアバンダンス

観測から求められた Ni のアバンダンスは、どちらの SNR でも、Fe と比べて非常に高いアバンダンス (ZNi /ZFe ∼ 8) を示した。Ni Kα は観測自体が少なく、用いたモデルの計算に不定性がある可能性がある。そこで、我々は他の計算コードを用いて、同様の検討を行った。用いたモデルはオランダ宇宙研究機関 (Netherlands Institute for Space Research;
SRON) が提供している SPEX(Kaastra et al., 1996) である。結果 SPEX では、XSPEC で計算された ZNi /ZFe 比より、G350.1−0.3 で 20%高く、G349.7+0.2 ではほぼ同じ値を出した。以上より、モデルによる不定性は約 20%であり、高いアバンダンス比 ZNi /ZFe はより確かに主張できるものであると言えるだろう。
さて、図 6.1 から分かる通り、対称爆発を仮定した理論モデル (Woosley & Weaver, 1995)
が予測する値 ZNi /ZFe ∼ 1 − 1.5 では観測値の高い比を説明する事は出来ない。理論モデ
ルは、イジェクタ成分の全てが加熱されたときの値であるため、観測された高い ZNi /ZFe
比を作り出すには、少なくとも、逆行衝撃波によって全ての Fe が加熱される前にある程度の Ni が加熱されて X 線を出す必要がある。Ni は Fe よりも中心で生成されるので、対称爆発をしたのでは、Ni の加熱は Fe より遅れそのようなシナリオの実現は難しくなる。よって、対称爆発でなく Ni が中心領域から飛び出すような非対称爆発が起こったと

6.3. 空間構造

55

すると、高い ZNi /ZFe を説明することができる。このような推論をサポートする例として、Maeda et al. (2007) では、超新星 2006aj が非対称爆発のゆえに、大量の Ni が中心領
域から外へ噴出したと報告されている。先行研究では、周囲を取り囲んでいる分子ガス
が、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の非対称な形状を生み出したと主張されている (Gaensler
et al., 2008; Lazendic et al., 2005) が、我々の研究から、そもそも爆発が非対称であったことが要因であろうと推測される。

6.3

空間構造

我々は、さらに SNR の空間構造を見るために、次のような追加解析を行った。まず、ソース領域を図 6.2 のように、最も明るい部分 (region1 とする) とその周り (region2 とする) の二つに分けた。region1 と region2 の境界を、G350.1−0.3 では半径 0.8 分の円、G349.7+0.2では半径 1.0 分の円とした。そして、region1 と region2 からスペルトルを抽出し、それぞれのスペクトルに、表 5.3 にある CIE+NEI+Gaussian(Al) の 3 成分モデルフィッティングを試した。その際、CIE モデルと NEI モデルの emission measure、並びに、Gaussian のフラックスをフリーパラメータとし、他のパラメータを全て表 5.3 の値で固定した。
フィッティングの結果を、図 6.3 と図 6.4 に示す。G350.1−0.3 は region2 に、G349.7+0.2 はregion1 に CCO 候補があるので、そのモデルをそれぞれの領域のフィッティングモデルに追加している。また、バックグラウンドモデルに関しては、各領域の大きさに応じたフラックスを代入している。フィッティングの結果、G350.1−0.3 では、χ2 /d.o.f. =789/671 =1.17(region1)、882/671 =1.31(region2) となった。また、G349.7+0.2 では、χ2 /d.o.f. =613/598=1.02(region1)、659/598 =1.10(region2) となった。
NEI モデルと CIE モデルの emission measure の比 (EMNEI /EMCIE ) は、G350.1−0.3 が24±2%(reigon1) と 13±1%(region2)、G349.7+0.2 が 73±3%(region1) と 58±2%(region2)となり、どちらの SNR においても region1 の比が高いことが分かった。この結果は、イジェクタ成分は最も明るい部分に集中しているということを示唆する。

6.4

超新星残骸までの距離と質量

表 5.2 と表 5.3 から分かる通り、G350.1−0.3 までの吸収量は、NH = (3.3±0.1)×1022 cm−2
で、GRXE までの吸収量 NH = (3.0 ± 0.1) × 1022 cm−2 と近い値を示す。GRXE までの吸収量は、銀河リッジの中心までの距離すなわち 8.5 kpc に対応するので、G350.1−0.3 は、
約 8.5 kpc に位置することが分かる。一方で、G349.7+0.2 の吸収量 NH = (6.4 ± 0.2) ×
1022 cm−2 は、GRXE までの吸収量の 1.6 倍と大きく、G349.7+0.2 の位置が、地球から
8.5 kpc よりも遠いことを意味している。ここで、以下のような手法で、精確に距離を算出した。まず、星間ガスの密度が、銀河面上の星の密度 (Kent et al., 1991) に比例すると仮定する。Kent et al. (1991) では、銀河中心を基準にして、r を銀河面上における距離(pc)、z を銀河面上からの高さ (pc) とし、任意の場所での星の密度 D(r, z) を
!

"

!

r
z
D(r, z) = α × exp −× exp −
2700 pc
200 pc"(6.1)とモデル化している。ここで、α は、銀河中心 (r = 0, z = 0) での密度を表す。上の仮定の下で、GRXE(8.5 kpc) までの視線上のガスの密度の積算する。求めた積算値と、SNR と第 6 章 議論

56

G350.1-0.3
Declination (degree)-37.400

reg2
reg1-37.450

2arcmin-37.500
260.350260.300
260.250260.200
Right ascension (degree)

0

50

150

250

G349.7+0.2

Declination (degree)-37.400

reg2
reg1-37.450

2arcmin-37.500
259.550259.500
259.450
Right ascension (degree)
0

100

300

500

図 6.2: G350.1−0.3 と G349.7+0.2 のソース領域のイメージ (1.0-10.0 keV)。全てのセンサー (XIS0、XIS1、XIS3) のイメージを足し上げている。中心円の中のソース領域を region1、その外側のソース領域を region2 としている。カラースケールはイメージの 1 ピク
セル (8.3 秒角四方) のカウント数を表す。また、G350.1−0.3 と G349.7+0.2 の CCO 候補
XMMU J172054.5−372652 と CXOU J171801.0−372617 の場所を、それぞれ黒の十字印で示している。

6.4. 超新星残骸までの距離と質量57Counts s −1 keV −1

1

G350.1-0.3
region 1

0.1
NEI

0.01

CIE
Gaussian

10

−3
BG

10

−4

5
χ

0
−5
2

5

G350.1-0.3
region 2

1
Counts s −1 keV −1

10

0.1
CIE
CCO

0.01
10
10

−3

Gaussian

NEI

BG

−4

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 6.3: G350.1−0.3 の region1 領域と region2 領域のスペクトルのフィッティング結果。
FI(XIS 0 と 3) のスペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑線がCIE モデル、紫線が Gaussian モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。

第 6 章 議論

58

G349.7+0.2
region 1

Counts s −1 keV −1

0.1
NEI

0.01

CIE

10 −3

BG
Gaussian

10

−4

CCO

5
χ

0
−5
2

G349.7+0.2
region 2

0.1
Counts s −1 keV −1

10

5

NEI

0.01

CIE
BG

10
10

−3

−4

Gaussian

χ

5
0
−5
2

Energy (keV)510

図 6.4: G349.7+0.2 の region1 領域と region2 領域のスペクトルのフィッティング結果。
FI(XIS 0 と 3) のスペクトルを足し上げて表示させている。青線が NEI モデル、緑線がCIE モデル、紫線が Gaussian モデルに対応し、黒線がバックグラウンドと CCO のモデルに対応する。赤線は、全てのモデルを足し上げたものである。下のパネルは赤のモデルとデータ (黒十字) との残差を表す。

6.4. 超新星残骸までの距離と質量59

GRXE の吸収量の比 N HSNR /NHGRXE を掛け合わせた密度を持つような場所が SNR の場所に相当する。この場所を求めると、9 kpc(G350.1−0.3) と 12 kpc(G349.7+0.2) となった。
最後に我々は、以下の方法でイジェクタの質量を導出した。
イジェクタの質量は、emission measure から算出する事が出来る。我々が求めたイジェ
クタ成分の emission measure(表 5.3) は、He から Ne までのアバンダンスを 1 solar に固定して算出したものである。解析で扱ったエネルギーバンド (1.2–10.0 keV) では、He から
Ne の輝線は見えずそれらの元素のアバンダンスを求めることは出来なかったため、1 solarに固定していたが、一般にイジェクタのアバンダンスは He から Ne を含め各元素で 1 solarより高い (Woosley & Weaver, 1995 などを参照)。よって我々は、より現実的な emission
measure を求めるため、イジェクタ成分の He から Ne までのアバンダンスを、20 M# の親星が重力崩壊を起こしたときのアバンダンス (表 6.1) と同じ値に固定して、再度、X 線ス
ペクトルを 3 成分モデルでフィッティングし、χ2 /d.o.f. の値 877/659 =1.33(G350.1−0.3)と 669/587= 1.14(G349.7+0.2) を得た。結果として、イジェクタ成分の Mg から Ni の Siに対するアバンダンスパターンに変化はなかったが、emission measure が約 1/4 になった (G350.1−0.3 が (5.4 ± 0.5) × 1011 cm−5 で、G349.7+0.2 が (2.0 ± 0.2) × 1012 cm−5 )。
G350.1−0.3 の半径を 6.5 pc (2.5 分)、G349.7+0.2 の半径を 3.5 pc (1.0 分) と仮定すると、
emission measure からイジェクタの質量が、どちらの SNR も ∼ 18 M# と計算することが出来た。この計算には、プラズマのアバンダンスが、20 M# の親星が重力崩壊したときの値 (表 6.1) であるときの電子と水素原子の個数比 ne /nH = 1.6 と、水素原子に対する全核子の個数比 2.1 を用いている。以上より、導出されたイジェクタの質量は、アバンダン
スパターンから算出した親星の質量 15 ∼ 25 M# とおおまかに一致する結果となった。
表 6.1: 20 M# の親星が重力崩壊を起こしたときの He から Ne までのアバンダンス (Woosley& Weaver, 1995)。NEI モデルの中に欠落している Li、Be、B、F のアバンダンスは載せ
ていない。
元素
He
C
N
O
Ne

アバンダンス
2.08
5.93
4.62
17.29
5.18

61

謝辞
本論文を作成するにあたり、多くの方にお世話になりました。この場を借りて心から御礼を申し上げます。
まず、本研究の機会を与えて下さった鶴剛教授、小山勝二名誉教授、並びにすざく衛星
関係者の方々に感謝したいと思います。
鶴教授には、解析の初歩から研究の指針にいたるまで、2 年間懇切丁寧な指導を頂きました。投稿論文の執筆の際には、個別にミーティングを開いて具体的なアドバイスを頂くなど大変お世話になりました。また、本論文を作成するにあたっても丁寧なアドバイスをして下さり有り難うございました。
また、小山勝二名誉教授には毎週のミーティングの発表で厳しく指導をして頂きました。はじめは漠然とした解析に終始していた私を戒め、新しい発見をするんだという気概を強く持つことと、逐一結果が何を示しているのか様々な視点から考え抜くことの大切さを教えて頂きました。小山先生の「Default の解析をしていては、だめなんだ」という言
葉は強く心に残っています。また、投稿論文や本論文、学会の発表資料など、研究で作成した文書全てに細やかなチェックもして頂き、心から感謝しております。
さらに、学部の卒業研究のときから 2 年半もの間、私を支え続けてくれた助教の信川さんに最大限の感謝をしたいと思います。修士課程に入ってからは同じ居室で、解析が進まなかったときには励まして頂き、また、重要な研究指針を与えて続けて下さいました。そして、投稿論文を執筆する際には、特別に毎朝打ち合わせを開いてもらい数えきれないほどの助言を頂きました。本論文を作成するにあたっても全体の構成を一緒に考えて頂き、並びに文章の丁寧なチェックをして頂きました。本研究は信川さんがいなければ、完成しなかったものです。本当に有り難うございました。
田中助教にも大変お世話になりました。ミーティングの発表や学会の発表練習の場で、自分では気づかなかった論理の不備を常に冷静な視点から指摘して頂き感謝しております。
同じく助教の内田さんには、いつも快く研究の相談に受けて頂きました。どのような質問に対しても、すぐに分かりやすく答えて頂き、内田さんの測りかねる知識の裾野の広さにはいつも圧倒されていました。また、内田さんと解析の結果から仮説を立てていくプロ
セスは、研究の中でも楽しいひとときでした。
また、D3 の中島さんには、ときに私がする的外れな質問にも辛抱強く答えて頂き感謝
しております。特に解析のツールに関して分からなかったときは、いつも頼りにさせて頂いていました。
D3 の大西さんと D1 の河畠さんにも、いろいろと研究生活で助けて頂き有り難うございました。大西さんには、卒業研究で面倒を見て下さり、修士に入ってからも解析ソフトの扱い方を丁寧に教えて頂きました。河畠さんには、研究の進み具合を気にかけて頂いたり、投稿論文の読み合わせをして頂きました。
さらに、同期の菅原君にもお世話になりました。研究の大変さが分かる間柄、励まし合ったり相談し合ったりして研究をしていく上で大きな力となりました。天文学会で行った大分で、地元の人に教えてもらったお店で食べたイカはおいしかったですね。いい思い
出です。

62

第 6 章 議論

また、宇宙物理学教室の前田准教授には、理論の理解が不十分であった私に、何度も丁寧に解説をして頂き感謝しております。そして、研究室 OB である、NASA の山口研究員、静岡大の内山研究員、青山学院大の澤田助教にも、解析で必要なデータを送って頂いたり、研究を進める上で重要なアドバイスをして頂き有り難うございました。特に山口研究員には、何度も研究のやりとりをさせて頂き、結果を主張するにはどのような裏付けが必要となるか丁寧なアドバイスを頂きました。
長くなりましたが、最後に、どんなときも私を支えてくれた家族、並びに良き友人に感謝をしたいと思います。
皆さん、どうも有り難うございました。

63

関連図書
Anders, E., & Grevesse, N. 1989, Geochim. Cosmochim. Acta, 53, 197
Arnaud, K. A. 1996, Astronomical Data Analysis Software and Systems V, 101, 17
Caswell, J. L., Murray, J. D., Roger, R. S., Cole, D. J., & Cooke, D. J. 1975, A&A, 45,239
Clark, D. H., Caswell, J. L., & Green, A. J. 1973, Nature, 246, 28
Dame, T. M., Hartmann, D., & Thaddeus, P. 2001, ApJ, 547, 792
Frail, D. A., Goss, W. M., Reynoso, E. M., Giacani, E. B., Green, A. J., & Otrupcek, R.
1996, AJ, 111, 1651
Gaensler, B. M., et al. 2008, ApJ, 680, L37
Ishisaki, Y., et al. 2007, PASJ, 59, 113
Iwamoto, K., Brachwitz, F., Nomoto, K., Kishimoto, N., Umeda, H., Hix, W. R., Thielemann, F., 1999, ApJS, 125, 439
Kaastra, J. S., Mewe, R., & Nieuwenhuijzen, H. 1996, UV and X-ray Spectroscopy of
Astrophysical and Laboratory Plasmas, 411
Kent, S. M., Dame, T. M., & Fazio, G. 1991, ApJ, 378, 131
Koyama, K., Maeda, Y., Sonobe, T., Takeshima, T., Tanaka, Y., & Yamauchi, S. 1996,
PASJ, 48, 249
Koyama, K., et al. 2007, PASJ, 59, 23
Koyama, K., Uchiyama, H., Hyodo, Y., Matsumoto, H., Tsuru, T. G., Ozaki, M., Maeda,
Y., Murakami, H., 2007, PASJ, 59, 237
Kushino, A., et al. 2002, PASJ, 54, 327
Lazendic, J. S., Slane, P. O., Hughes, J. P., Chen, Y., & Dame, T. M. 2005, ApJ, 618,
733
Lovchinsky, I., Slane, P., Gaensler, B. M., Hughes, J. P., Ng, C.-Y., Lazendic, J. S.,
Gelfand, J. D., & Brogan, C. L. 2011, ApJ, 731, 70
Maeda, K., et al. 2007, ApJ, 658, L5

64

第 6 章 議論

Maeda, Y., et al. 2009, PASJ, 61, 1217
McClure-Griffiths, N. M., Dickey, J. M., Gaensler, B. M., Green, A. J., Haverkorn, M.,& Strasser, S. 2005, ApJS, 158, 178
Mitsuda, K., et al. 2007, PASJ, 59, 1
Mori, H., et al. 2005, PASJ, 57, 245
Ozawa, M., et al. 2009, PASJ, 61, 1
Ozawa, M., Koyama, K., Yamaguchi, H., Masai, K., & Tamagawa, T. 2009, ApJ, 706,
L71
小澤 碧. 京都大学 博士論文 (2009)

Park, S., et al. 2013, ApJ, 767, L10
Porquet, D., Mewe, R., Dubau, J., Raassen, A. J. J., & Kaastra, J. S. 2001, A&A, 376,
1113
Reid, M. J., & Brunthaler, A. 2004, ApJ, 616, 872
Ryu, S. G., Koyama, K., Nobukawa, M., Fukuoka, R., & Tsuru, T. G. 2009, PASJ, 61,
751
Salter, C. J., Patnaik, A. R., Shaver, P. A., & Hunt, G. C. 1986, A&A, 162, 217
Serlemitsos, P. J., et al. 2007, PASJ, 59, 9
Shaver, P. A., Salter, C. J., Patnaik, A. R., van Gorkom, J. H., & Hunt, G. C. 1985,
Nature, 313, 113
東海林雅之. 大阪大学 修士論文 (2005)

Slane, P., Chen, Y., Lazendic, J. S., & Hughes, J. P. 2002, ApJ, 580, 904
Sugizaki, M., Mitsuda, K., Kaneda, H., Matsuzaki, K., Yamauchi, S., & Koyama, K.
2001, ApJS, 134, 77
The Suzaku Technical Description Version: September, 2013
「すざく」ファーストステップガイド第 4.0.3 版 (Process Version 2.1-2.3)

Tawa, N., et al. 2008, PASJ, 60, 11
Uchiyama, H., Nobukawa, M., Tsuru, T. G., & Koyama, K. 2013, PASJ, 65, 19
Voges, W., et al. 1999, A&A, 349, 389
Woosley, S. E., & Weaver, T. A. 1995, ApJS, 101, 181
Yamaguchi, H., et al. 2006, Proc. SPIE, 6266,6.4. 超新星残骸までの距離と質量

65

Yamaguchi, H., Tanaka, M., Maeda, K., Slane, P. O., Foster, A., Smith, R. K., Katsuda,S., & Yoshii, R. 2012, ApJ, 749, 137
Yamaguchi, H., et al. 2014, ApJ, 780, 136
山下 朗子. 東京大学 修士論文 (1995)

Yamauchi, S., Kawada, M., Koyama, K., Kunieda, H., & Tawara, Y. 1990, ApJ, 365, 532
Yamauchi, S., Koyama, K., Kinugasa, K., Torii, K., Nishiuchi, M., Kosuga, T., Kamata,Y., ASCA Galactic Plane SURVEY Team. 1998, Astronomische Nachrichten, 319, 111
Yasumi, M., et al. 2013, PASJ, submitted.