2018 年度第 48 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録集

星間

謝辞

2018 年度天文・天体物理若手夏の学校は、基礎物理学研究所 (研究会番号:YITP-W-18 − 02) を始め、国立天文台、理論天文学宇宙物理学懇談会、一般社団法人 豊橋観光コンベンション協会、光学赤外線天文連絡会、高エネルギー宇宙物理連絡会、野辺山宇宙電波観測所からのご支援、また、
企業・個人 (プログラム集参照) からご寄付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。

星間現象分科会

オーラルアワード (星間現象分科会)
順位 講演者

所属

学 講演タイトル
年

1位
2位

3位

吉村勇紀

東京大学

M1 分子雲スケールで見た分子化学組成: SNRshock が与える影響
日暮凌太
立教大学
M1 Chandra X 線観測衛星を用いた超新星残骸
RX J1713.7−−3946 北西領域の hot-spotの解明
前田龍之介 名古屋大学 M1 中性水素ガス衝突による星団形成の理論的研究

ポスターアワード (全分科会)
順位 分科会名 講演者

所属

学 講演タイトル
年

1位

星惑

安部大晟

名古屋大学 M1 分子雲中におけるフィラメント形
成と星形成開始条件の解明に向
けた数値シミュレーション

2位

星惑

櫻庭遥

東京工業大 M2 エンスタタイトコンドライト集
学

3位

銀河

安藤誠

東京大学

積による地球大気形成

M1 COSMOS 領域における原始銀河団コアの探索indexa1

前田龍之介

中性水素ガス衝突による星団形成の理論的研究

a2

遠藤いずみ

窒素含有炭素質物質による新星ダストの同定

a3

吉村勇紀

分子雲スケールで見た分子化学組成: SNR shock が与える影響

a4

斎藤真梨子

「すざく」衛星を用いた超新星残骸 HB9 の高温プラズマの研究

a5

西田直樹

超高温プラズマの相対論的運動論

a6

中西佑太

強い衝撃波と星間媒質の相互作用: 超新星爆発による過電離プラズマ形成過程の理論的研究

a7

天野雄輝

XMM-Newton RGS による超新星残骸 N49 の X 線精密分光

a8

角地真

無衝突衝撃波生成実験

a9

日暮凌太

Chandra X 線観測衛星を用いた超新星残骸 RX J1713.7−−3946 北西領域の hot-spot の解明

a10

高木健吾

かに星雲の可視偏光の変動に関する研究

a11

岡知彦

Boomerang 領域からの超高エネルギーガンマ線観測

b1

中津川大輝

分子雲形成の金属量依存性

b2

小出凪人

銀河系外縁部 H2 O メーザー源に付随する分子雲構造の研究

b3

菅野頌子

高速度コンパクト雲 CO-0.26+0.02 の観測的研究

b4

後藤健太

ALMA による大マゼラン雲の巨大分子雲の詳細観測

c1

岩田悠平

銀河系中心高速度コンパクト雲 CO 0.02–0.02 の観測的研究

c2

辻本志保

銀河系中心 l = −1.2◦ 領域の観測的研究

c3

梨本真志

放射強度・偏光放射同時 SED フィッティングから探る星間ダスト物性

c4

佐伯駿

ぺガススループにおける星間物質の階層構造と分子雲形成の関連性

c5

田崎翼

宇宙輻射輸送と光バイオイメージング医学の共通点と相違点

c6

金盛祥大

非等方性を仮定した、磁気乱流のエネルギースペクトルが持つ波数依存性に関する議論

c7

石坂夏槻

無衝突プラズマ中の垂直衝撃波に関するレビュー

c8

Sei Shuto

磁化プラズマ中における無衝突衝撃波の生成実験

c9

安田晴皇

多波長非熱的放射に基づく超新星残骸モデルの構築

c10

小野彰子

銀河中心に位置する超新星残骸 Sgr A East の再結合優勢プラズマの形成シナリオ

c11

平山ありさ

すざく衛星による超新星残骸 IC 443 からの中性鉄輝線の発見

——–index

a1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

中性水素ガス衝突による星団形成の理論的研究
前田 龍之介 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河スケールにおける最大の星形成の要因は、Young Massive Cluster(YMC) と呼ばれる星団の形成である。ここで YMC とは質量が大きく若い (M ≳ 104 M⊙ , tage ≲ 100Myr) 星団を指す。YMC の形成機構はその重要性とは裏腹に長年謎に包まれていたが、近年の観測で中性水素ガスの衝突による星団形成の可能性が示唆された (Fukui et al. 2017)。本研究はこの観測を元に中性水素ガスの衝突による星団形成を理論的側面から検証する。ここではその第一段階として 衝撃波で圧縮された領域は自己重力で束縛されたガス塊を作ることが可能か? ということについて検証を行った。その結果ガス塊の質量の試算値は 106 M⊙ 程度になり、星形成効率を約 10% と低めに見積もったとしても星団形成に十分な質量のガス塊が衝撃波後面で形成可能だということがわかった。

1

本研究は YMC 形成の理解の第一段階として 衝撃

Introduction

波で圧縮された領域は自己重力で束縛されたガス塊を銀河の基本単位である星はその一生の間に星間空
間に多大な影響を及ぼす。その星の形成要因として
銀河スケールで最も大きなものは、Young Massive

作ることが可能か? ということについて検証を行った。具体的には Inoue & Inutuska (2009) と Chen &Ostriker (2014,2015) によるシミュレーションを用い
Cluster(YMC) と呼ばれる星団の形成である。ここでて上述の観測をモデル化し、そのモデルを星団のス
YMC とは質量が大きく若い (M ≳ 104 M⊙ , tage ≲ケールに応用することでガス塊の質量を試算した。本100Myr) 星団を指す。YMC はその重要性とは裏腹集録では HI ガス衝突による星団形成のモデル化のに未だ多くの謎に包まれている天体で、その形成の方法と、それによるガス塊の質量の試算値について
起源は最先端の研究テーマである。
示す。
Fukui et al. (2017) では大マゼラン雲 (LMC) にある質量約 105 M⊙ の YMC、R136 の形成過程を探る
べく周囲のガスの詳細な観測を行った。その結果以下の (i)∼(iv) で示すような星団形成過程の描像が見えてきた。

(i) 小マゼラン雲 (SMC) と LMC の潮汐相互作用に

2Methods
ここでは星団形成のモデル化に必要な一般的な物

理過程について紹介する。

より、100pc 以上のスケールで相対速度 100km/sに及ぶ超音速の H I ガスが、SMC から LMC に大量に流入する。

(ii) ガスが流れ込んだ領域では衝撃波が形成され、それにより H I ガスが圧縮される。

(iii) 圧縮されたガスが重力不安定性等の何らかのメカニズムで高密度ガス塊を形成する。

2.1

Inoue & Inutsuka (2009)

銀河中では衝撃波は普遍的な現象であると考えられていて、約 1Myr に一度銀河中のガスは衝撃波を経験する。そのため衝撃波と星間ガス、特に HI ガスの相互作用は重要な物理現象である。ここで、HI ガスにお(iv) ガス塊が重力崩壊して星団になる。

ける衝撃波後面の物理量は Inoue & Inutsuka(2009)

この観測的な示唆には理論的に不明瞭な点も多く存によるコンピュータシミュレーションで示されてい在し、星団の物理量がどの素過程に依存しているのる。以下ではその概要を示す。

かは解明されていない。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
基本的な HI ガスのダイナミクスは理想磁気流体
方程式と星間ガス中での加熱・冷却現象を考えることで記述する事ができる。Inoue & Inutsuka(2009)
では以上のことを考慮した二次元の磁気流体シミュ
レーションを行い、衝撃波と HI ガスの相互作用について詳しく調べた。その結果衝撃波面において衝撃波前面と後面の総圧力は釣り合うという事がわかった。また、衝撃波前面の圧力は動圧が優勢で、後面

2.2

Chen & Ostriker (2014,2015)

Chen & Ostriker (2014,2015) では分子雲コアの形
成のシミュレーションが行われている。それによると、以下のようなシミュレーション結果と整合的な分子雲コアの形成モデルが提唱されている。このモデルはコアは球が重力崩壊するのではなく円筒の重力崩壊によってコアが形成されるというものである。

では磁気圧が優勢であるということも示されている。
これは衝撃波前面ではガスが勢いよく流れ込んでいるから他の圧力に比べ動圧が大きく、後面での磁気
圧優勢は衝撃波による圧縮で磁場が増幅されることと、ガス圧は冷却によって小さくなることに起因する。以上のことから衝撃波前後の圧力平衡の式は以下のようになる。

図 2: Chen & Ostriker (2014,2015) の分子雲コア形
2
ρ0 vsh=1 2B
8π ∥,1(1)

ここで磁場の凍結より

成モデル

1 円筒の質量 Mcyl が Mcyl < Mcrit のうちは重力
⃝

B∥,0
B∥,1
=
ρ0
ρ1

(2)

となる。(1),(2) 式から衝撃波後面の平均的な密度の標識が3√ ρ 2 vsh
ρ1 = 8π 0B0エネルギーが磁場のエネルギーに勝てず、円筒は収縮できない (平板はどんなときでも平衡解をもつため)。
2 Mcyl が Mcyl > Mcrit となると磁場は重力収縮⃝をとめられない。そのため円筒は長さ方向に収(3)のように求まる。

縮し始める。
3 磁場に沿った円筒の長さがジーンズ波長程度に⃝なったときガスは重力崩壊し分子雲コアが形成される。
以下ではこのモデルによって形成されるコアの質量(円筒の質量 Mcyl ) を求める。円筒の収縮は Mass
to Flux ratio Γ (Nakano & Nakamura 1978 ,Mouschovias & Spitzer1976) が 1 より大きくなると
おきる。

Γ≡

√
Mcyl
· 2π G
ΦB(4)

ただし ΦB は磁束を表す。Mass to Flux ratio は円筒
中の磁場のエネルギーと重力エネルギーの比を表す
無次元量である。磁場エネルギーと重力エネルギー
図 1: Inoue & Inutsuka(2009) による HI ガス衝突のシミュレーションは空間スケールの依存性が等しいため、初期に重力エネルギーが磁場のエネルギーに打ち勝っていないと円筒は収縮する事ができない。そのため円筒が収縮できる最小の質量 Mcrit は円筒中の磁場のエネル2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
ギーと重力エネルギーが釣り合う程度であり、Mass

to Flux ratio は 1 となる。このときの円筒の長さはLcrit =

B∥,1 1√ρ1 2π G

(5)となる。Lcrit は磁場の効果の分ジーンズ波長より長い。Chen & Ostriker (2014,2015) のモデルによるとこの質量がジーンズ波長の球内に収まるとガス塊の重力崩壊がはじまる。そのため、円筒の半径はジー
ンズ波長を用いればよく、そのときのコアの質量は
( √
)3
3π
M = ρ′ cs(6)32Gρ′となる。ただし

L
ρ1
(7)
λJ
とした。ここで衝撃波後面の λJ はジーンズ波長、csρ′ =図 3: YMC 形成モデル

は音速を表す。

3.2

3

Results
2 章で紹介した物理過程を用いて、星団形成の観測をモデル化する。以下ではモデル化の方法と、このモデルによって形成される衝撃波後面でのクラン
プの質量を求める。

3.1

観測のモデル化本研究では Fukui et al.(2017) の観測を以下のようにモデル化した (図 3)。
1 SMC から LMC へガスが超音速で流入する。
⃝
2 ガスが衝突し、衝撃波後面ではガスが圧縮され⃝る。
3 衝撃波後面の質量が増えると、衝撃波後面は分⃝裂しクランプが出来る。
４ クランプが崩壊して星団が形成する。
⃝

このモデルの特徴は衝撃波圧縮による密度の濃いガスモデルの妥当性の見積もり

3.1 節のモデルが R136 を形成しうる質量を獲得できるかを具体的に見積もってみる。このモデルでは
衝撃波後面のクランプが重力崩壊して星団になると考えているので、ここでは衝撃波後面に重力で束縛されたクランプの質量が観測と整合的な値をとりうるかということについて議論する。
本研究の対象である R136 の質量は約 105 M⊙ である。星形成効率を 10% と仮定すると星団形成に必要なクランプの質量は約 106 M⊙ ということになる。以降では 106 M⊙ の質量をもったクランプが出来れば目標とする質量の星団が形成可能と考え、以下の観測量を用いて質量の見積もりをおこなう (表 1)。ただし mp は陽子の質量。
観測量

ガスの流入速度密度

磁場100km · s−1

1mp cm−3

1µG

表 1: LMC の観測量が重力崩壊することであり、これによってコンパクトな領域に多数の星が存在する YMC の形成の説明を目
1 ∼⃝2 において Inoue &指す。ここでモデル化には ⃝はじめに 2.1 節の結果から衝撃波後面の物理量と衝撃波前面の物理量の関係がわかる。この値を用い

Inutsuka(2009) によるシミュレーションを用いてお て、2.2 節で議論したクランプの質量を導出する。具3 ∼⃝4 においては Chen & Ostriker(2014,2015) 体的に観測量をもちいてクランプの質量 Mcrit・半径
り、⃝による分子雲コア形成シミュレーションを HI ガスに応用した。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
R を見積もると、

n0 )−1/2
1 cm−3)2)−1 ( T(vsh
1
×
100 km s−1
6000 K

Mcrit ∼ 106 M⊙

(

)−1/2
n0
R ∼ 30 [pc]1[cm−3 ]
(
)−1 (
)1
vsh
T1
×
100[km/s]
6000[K]

(8)

(

(9)

となることがわかる。このモデルにおいて半径 30pc

図 4: 熱不安定性 (Inoue & Inutsuka 2009)というスケールの重力不安定性から星団形成が可能
な 106 M⊙ のクランプが形成可能であるとわかった。

4

5Conclusion
本研究では Fukui et al.(2017) による観測的示唆

Discussion

である HI ガスの衝突による YMC 形成を Inoue &HI ガスでは衝撃波後面で熱不安定性という不安定 Inutsuka(2009)・Chen & Ostriker(2014,2015) を用性が起きる (Field 1965)。これは HI ガス中の加熱・ いてモデル化した。またこのモデルにおけるクラン
冷却現象によるものである。図 4 の灰色の部分は熱 プの質量は、クランプが CNM ではなく WNM の圧不安定領域を表しているが、ここでは HI ガスは不安力で支えられている場合は 106 M⊙ という星団形成

定になり灰色の状態を長い時間取ることはできない。 を説明しうるクランプが衝撃波後面で形成されると実際 Inoue & Inutsuka(2009) によるシミュレーショ いう事がわかった。
ンでも熱不安定性を確認する事ができ (図 1)、HI ガス
は衝撃波後面で数密度 100cm−3・温度 100K の CNMと数密度 1cm−3・温度 10000K の WNM の二相構造になっている。
今回求めたクランプの質量は衝撃波後面の温度 T1に大きく依存している (式 8)。ここで HI ガスでは衝Acknowledgement
本研究を行うにあたり、指導教員である井上剛士
准教授をはじめ、理論宇宙物理学研究室の皆様には大変お世話になりました。この場を借りて厚く御礼申し上げます。

撃波後面でガスが二相構造をとるので衝撃波後面のガスの温度は一意に決まらない。そのため、衝撃波
後面のクランプの質量も、クランプの質量が WNM・

CNM のどちらの温度で決定されるかによって変化してしまう (表 2)。

Reference
Fukui,Y.,Tsuge,K.,Sano,H.,Kenji,B.,Yozin,C.,Tachihara,K.
& Inoue,T.2017,PASJ,69L,5F
Inoue,T. & Inutsuka,S.2009,ApJ,704,161

温度

コアの質量 Mcrit

Chen,C.Y. & Ostriker,E.C.2014,ApJ,785,69C

CNM

100K

3 × 102 M⊙

Chen,C.Y. & Ostriker,E.C.2015,ApJ,810,126C

WNM

6000K

106 M⊙

表 2: クランプの質量の違い

Field,G.B.1965,ApJ,142,531F
Nakano,T.,Nakamura,T.1978,PASJ,30,671N
Mouschovias,T.Ch.,Spitzer,L.Jr.1976,ApJ,210,326M

このことからこのモデルによって形成されるクラン
プの質量は実際にシミュレーションにより確かめる必要がある。

——–index

a2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

窒素含有炭素質物質による新星ダストの同定
遠藤 いずみ (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
未同定赤外バンドは様々な天体環境で普遍的に観測され、主に芳香族炭化水素の C-C あるいは C-H結合に起因する。これまでその担い手の候補物質として多環式芳香族炭化水素 (PAH) 仮説が有用に用いられてきたが、現在でも実際の観測と整合性のとれる正確な物質の同定には至っていない。
今回、我々は新星周囲の環境を模擬した手法で、炭化水素ダストと窒素のプラズマから窒素含有炭
素質物質を合成し、その赤外特性が新星周囲で観測される未同定赤外バンドを極めてよく再現することを見出した。さらに、物性分析によりこの物質は N/C 比 (原子比) が 4-5%程度で、アミン(C – N) の構造を持つことがわかった。本研究結果は未同定赤外バンドの担い手について従来の炭化水素モデルに加えて、窒素の含有が鍵となることを示唆している。

1

Introduction
これまで星間ダストの物性を理解するために観測、実験、理論の様々な手法を用いた研究が行われてきたが、我々が実験室で手にするダストで実際の宇宙空間ダストと同一性が認められたものはほとんど無い。近年、大気吸収を受けない赤外
衛星観測により、様々な天体環境で普遍的に観測晒すこことで、窒素含有炭素質物質 (Nitrogen-included Carbonaceous Compounds; NCC) を合成し、従来のどの物質よりも、その赤外特性が新星周りで観測される Class C (Peeters et al.

2002) と呼ばれる未同定赤外バンドの特徴 (e.g.,
Helton et al. 2011) に非常によく類似していることを見出した (Endo et al. 2018)。

される未同定赤外バンドの近-中間赤外の情報がもたらされるようになった。未同定赤外バンドは
主に芳香族/脂肪族の C – C および C – H 結合に起因するとされている。これまでその担い手とし

2

Experiment
急 冷 炭 素 質 物 質 (Quenched Carbonaceousては多環式芳香族炭化水素 (PAH) 仮説が広く受Composite; QCC) は、メタンガスから発生させけ入れられてきたが、現在でも実際の観測と整合たプラズマを急冷凝縮することにより合成される性のとれる正確な物質の同定には至っていない。 炭化水素であり、その合成方法は晩期型巨星での近年では従来の炭素-水素のみのモデルに、窒素 炭素質ダストの凝縮過程をよく模擬する (Sakataなどの原子を加えたものがより現実的な担い手とet al. 1983)。QCC の赤外吸収スペクトルは芳して提案されている (e.g. Mixed aromatic and香族/脂肪族の C – C および C – H 結合に起因し、

aliphatic organic nanoparticles; Kwok & Zhang

未同定赤外バンドの担い手の物性を理解する上2011)。そのため担い手のより詳細な物性理解の で有用な実験室ダストであることが知られていために、窒素を含む炭化水素ダストの合成実験 る (Sakata et al. 1984, 1987)。図 1 は窒素含有を行い、その赤外特性を調べることは非常に重炭素質物質 (NCC) の合成実験装置の模式図であ要である。今回我々は 2.45GHz マイクロ波電源

る。NCC は、Si 基板上に堆積させた QCC をプ

装置を用いて、炭化水素ダストに窒素プラズマをラズマ反応室に設置し、10−4 以下に真空引きした後に、4Torr の窒素ガスを導入した状態で、マ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
イクロ波電源装置 (I=0.2A, V=1.5kV; 300W) をまた、反応時間を 30s より長く合成したところ、用いて QCC を窒素プラズマと相互作用させ、急30s と似たような赤外特性をもつ物質ができた。

冷凝縮することで生成される。
1.2(a)NCC(30s)

1.1
1
0.9
0.8
0.7

Plasma reaction chamber

0.6
0.5
0.4
0.3
1.3

To evacuator(a)NCC(10s)

1.2

S substrate

Absorbance

QCC

図 1: NCC 合成装置の模式図

1.1
1
0.9
0.8
0.7
0.6

1.4

(a)QCC

1.2

3

Results10.80.6

我々は反応時間を変化させて NCC の合成実験

0.4
0.2

を行った。図 2 は QCC, 反応時間 10s で合成し0た物質, 反応時間 30s で合成した物質 (それぞれ

3

4

5

6

7

8

9 10

Wavelength[µm]NCC(10s)、NCC(30s) と呼ぶ) の赤外吸収スペ
クトルである。QCC のスペクトルには芳香族/
脂肪族の C – H あるいは C – C 結合に起因する一図 2: QCC,NCC(10s),NCC(30s) の赤外吸収ス

連の feature が見られる。NCC(10s) のスペクト

ペクトルの比較

ルには QCC の feature がほとんど残っているが、その強度は減っており、さらに 7.50-7.65µm 付近に新たに broad な feature が現れている。また、

2.95µm 及び 4.50µm に新たな feature が現れており、それぞれ N – H あるいは N – H2 と C ––N に起因する。また、QCC で最も強い脂肪族 C – Hに起因する 3.42µm の feature が弱くなっている。対して、NCC(30s) の赤外吸収スペクトルの格好は大きく変わっている。最も特徴的なのは

4Comparison with observations
未同定赤外バンドは 6.2µm 付近の feature と7.2µm 付近の feature のピーク位置により Class
A、Class B、Class C に分類される (Peeters

et al. 2002)。Class A は そ れ ぞ れ 6.22µm,
8µm 付近に現れた非常に broad な feature ある。 7.7µm、Class B は 6.24-6.28µm, 7.8µm、Class

NCC(10s) の物質に見られた 2.95,4.50µm の fea- C は 6.3µ,8.22µm にピークを持つ。また、Class
ture は見られない。また、脂肪族 C – H の 3.42µm A と Class B は 8.6µm 付近に feature を持つが、の feature はほとんど見えなくなっている。さらに、QCC と比較して 11.40µm(Aromatic C – H)が残っており、6.20µm(Aromatic C – C) の fea-

Class C にはそれは見られず、代わりに 8.22µm
付近の feature が非常に broad になっていることが特徴である。Class C の未同定赤外バンド
ture は 6.25µm に、11.90µm(Aromatic C – H) の は低温星のほか、新星の周りでも観測されるこfeature は 11.96µm にピークがシフトしている。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校とがわかっている (Helton et al. 2011)。図 3
は NCC(30s) の赤外吸収スペクトルと爆発後

116 日時点での新星 V2361Cyg で観測された未同定赤外バンドの比較である。V2361Cyg は5

Chemical analysis
Discussion

andNCC の物性を調べるために、X 線吸収端6.37,7.96,11.50,12.30µm 付近にピークをもつ。 近 傍 構 造 (XANES) の 解 析 と 、元 素 分 析/同
一方、NCC(30s) は 6.25,8,11.40,11.96µm 付近に

位 体 比 質 量 分 析 計 (EA/IRMS; JAMSTEC)

ピークを持ち、ピーク位置及びバンド幅等の格を 用 い た N/C 比 の 測 定 を 行った 。図 4 は 、好が非常によく似ていることがわかる。もっともQCC、NCC(10s)、及び NCC(30s) に対して行っ重要なのは我々は新星爆発時に放出されるプラ

た C-XANES のスペクトル及び、NCC(10s) とズマガスが既存の炭素質ダストと相互作用する

NCC(30s) に対して行った N-XANES のスペク過程を模擬した現実的な手法で、初めて実際のトルである。C-XANES では、285.3-5eV のピー

未同定赤外バンドと極めてよく似た赤外特性を

クは芳香族 C の 1s 内核から π ∗ 軌道への遷移に対もつ実験室ダストの合成に成功したことである。 応し、293.2eV のピークは芳香族 C の 1s 内核から σ ∗ 軌道への遷移に対応する。このピーク強度

20

順に小さく、この順に sp2 炭素が少ない、つま

15

2

0.5

10

Fλ[10

-18

の比 π ∗ /σ ∗ は NCC(30s)、NCC(10s)、QCC の

1

0

Absorbance

W/cm /μm]

NCC(30s)

V2361 Cyg

5

5

6

7
8
Wavelength[μm]9族/脂肪族炭化水素の代わりに窒素と結合した構造が多くなっている。赤外吸収分光の結果か

0.4
0.2

2
-18

Fλ[10

10

0

0.6

-0.2

0.4

V2361 Cyg -0.4

Absorbance

W/cm /μm]

NCC(30s)

0.2
-0.6
0
-0.8

11

12
13
Wavelength[μm]14図 3: NCC(30s) の赤外吸収スペクトルと新星

V2361Cyg で観測された未同定赤外バンド (Helton et al. 2011) の比較

く、NCC(10s) では弱く、NCC(30s) ではほとんい。N-XANE の結果から NCC(10s)、NCC(30s)
ともに C – N(398.7-9eV,399.9-400.1eV) および

0.6

0.8

10

由来する 3.4µm の feature は QCC では一番強

C – N(400.6eV) の構造が形成されており、芳香1.21

また、赤外吸光スペクトルでは、脂肪族 C – H にど見えなくなっており、脂肪族 C もこの順に少な

-0.5

0

り芳香族 C が少ない (Muramatsu et al. 2011)。

ら、NCC(10s) で見えていた N – H2 あるいはN – H に起因する 2.95µm の feature と C –– N に起因する 4.5µm の feature は NCC(30s) では見られなかった。XANES での C – N のピークは399.7-399.9eV 付近に現れることがわかっており、他のピークと比較した際に 399.9-400.1 のピー
クが NCC(10s) では強くなっているのは C – Nの影響と考えられる。また、C – N、C – N 共に
NCC(30s) の方が少なく、C – N/C – N 結合数の比は NCC(30s) の方が大きくなっているが、赤外分光の結果から NCC(10s) の N は水素と結合しているものが多いのに対し、NCC(30s) では N
は炭素骨格に入り込んでいるものが多いと考えら2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校れる。赤外領域では、C – N のピークは 6µm 付近

C-XANESにあらわれるが、今回得られた NCC(30s) の赤外

285.3-285.5

スペクトルではあまり顕著ではなく、6.25µm(芳る。C – N の赤外領域でのピークは 7.5-9.8µm 付
近に存在し、NCC(30s) の 8µm 付近のバンドは芳香族 C – C 結合 (7.6-8.0µm) および C – N(7.5-

0.8
0.6
0.4

QCC
0.2

9.8µm) に起因すると考えられる。また、N 原子0が芳香族構造に入り込むことで各結合の周辺構280

NCC(30s)
NCC(10s)285290

広くなっている原因と考えられる。EA/IRMS を

N-XANES

用いた N/C 比の測定は NCC(30s) と NCC(10s)比で 3.6-4.0%であった。対して、NCC(30s) では

N/C 比が原子比で 4.1-5.3%となった。

Total electron yield

実施した。その結果 NCC(10s) の N/C 比は原子

1
0.8
0.6
0.4
0.2

NCC(30s)
NCC(10s)

0

395

6

300

398.7-398.9 399.9-400.1
401.7
1.2

に対して行った。非常に微小量 (∼ 数 µg) で分析
クトルが得られた試料の領域を採取して測定を295

Energy [eV]

造に多様性が生まれていることが、バンド幅がが可能であり、赤外顕微分光観測で図 2 のスペ

293.2

1

Total electron yield

香族 C – C) のピークに埋もれていると考えられ288.2-288.7

1.2

400

405

410

415

Energy [eV]Conclusion
本研究で我々は初めて実際のダストと比較可

図 4: QCC,NCC(10s),NCC(30s) の C-XANES

能な現実的な手法で、未同定赤外バンドを極めスペクトルおよび NCC(10s),NCC(30s) の N-てよく再現する実験室ダストの合成に成功した。 XANES スペクトル
本研究結果は未同定赤外バンドの担い手について従来の炭化水素モデルに加えて、窒素の含有が鍵となることを示唆する。新星周囲に見られる未同定赤外バンドは一般的に広く観測される未同定赤外バンドとは異なる特徴を持つ特殊なReference
Endo, I. et al. 2018, JAXA Pub. Ser., JAXA-SP17-009E, 305
Helton, L. A. et al. 2011, EAS Pub. Ser., 46, 407

ものであるが、新星ダストはその同位体比が一致することから、太陽系ダストとの関連が指摘さ

Kwok, S. & Zhang, Y. 2011, Nature 479, 80

れており、その担い手の物性を理解することは非Muramatsu et al. 2009, Jpn. J. Appl. Phys. 48
066514

常に重要である。今後、本研究を発展させ、様々な実験パラメータを変化させて合成した NCC の

Peeters, E. et al. 2002, A&A 390, 1089

物性解析を行い、その赤外特性を新星周囲の未Sakata, A. et al. 1983, Nature 301, 493

同定赤外バンドと比較することで、その担い手の物性とその時間変化の様子を定量的に理解することを試みる予定である。

Sakata, A. et al. 1984, ApJ 287, L51
Sakata, A. et al. 1987, ApJ 320, L63

——–index

a3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲スケールで見た分子化学組成: SNR shock が与える影響吉村 勇紀 (東京大学大学院理学系研究科附属天文学教育研究センター)

Abstract
野辺山 45 m 望遠鏡/FOREST 受信機を用いて行なった、系内分子雲 G23.0-0.4 に対する 3 mm 帯の mapping

line survey の結果を報告する。G23.0-0.4 は 4 つの超新星残骸 (SNR、候補を含む) との相互作用が報告されている、系内では稀な天体である。SNR はそれ自体 pc スケールに広がった天体であり、分子雲スケールの分子化学組成に影響を与えることが期待される。観測の結果、CCH、HNCO, HCO+ 、HCN、HNC、N2 H+ 、

CH3 OH、CS、SO といった 3 mm 帯における主要な分子の検出に成功したが、Shock トレーサーの SiO や
CH3 OH は未検出または限られた高密度領域での検出にとどまり、分子雲スケールで SNR の shock が化学組成に与える影響は見出せなかった。一方、空間的に広がり γ 線源とも相関した HCN の分布から、高い宇
宙線密度が分子雲スケールの化学組成に影響を与えている可能性が考えられる。

1

Introduction
星間空間における分子化学組成を調べることは、領−00.2000◦

かつ狭い (< 0.1 pc) 領域でよく行われてきたが、近年では受信機や分光計の高感度化・広帯域化により、より大きなスケール (∼ 10 pc) での分子種の探査を行うことが可能になりつつある (例えば [8]、 [12])。

Galactic Latitude

域の物理・化学状態を診断する上で非常に重要である。従来分子種の探査はホットコアのような高密度での動力学などの影響を受けることが報告されており([10]、[17])、それ自身として重要な意味を持つ。さらに系外銀河においては ALMA をもってしても分解能は 10 pc 程度が限度であり、分子雲スケール以下に分解することは難しい。よって系内分子雲に対して

mapping line survey を行い、分子雲スケールの化学
組成のテンプレートを作成することは系外銀河の研究においても重要である。

CO+−00.3000◦−00.4000◦−00.5000◦

W41−00.6000◦−00.7000◦

NRO45m observed

10 pc

23.4000◦

このような必ずしも高密度ではない領域を含んだ分
子雲スケールに相当する化学組成は、金属量や銀河

13−00.1000◦

23.2000◦

23.0000◦

22.8000◦

22.6000◦

Galactic Longitude

図 1: 観測領域 (赤) を FUGIN で得られた 13 CO の積分
強度図上に示す。円 (黄) は SNR(候補) を表し、+印 (白)は γ 線源 HESS1834-087 である ([5])。

として、W41 を含む 4 つの SNR(候補を含む) との相互作用が報告されている分子雲 G23.0-0.4([13], 距
離 ∼ 4.4 kpc) を選び、分子雲スケールでの化学組成の探査を行なった。

2

Observation
野 辺 山 45 m 望 遠 鏡/FOREST 受 信 機 を 用 い 、G23.0-0.4 に対して 3 mm 帯の mapping line survey
数の大質量星領域で実行されているが (例えば [11]、 を行なった (PI: Y. Yoshimura)。バックエンドには[18])、今回我々は未だ調べられていない、超新星残 SAM45 を用い、周波数分解能は 488.8 kHz に設定
系内における mapping line survey はこれまで複骸 (SNR) が分子雲スケールの化学組成に与える影響

した。強度較正はチョッパー・ホイール法で行い、に着目した。SNR はそれ自体 pc スケールに広がっ main beam eﬃciency は観測所が測定した値 (∼ 55 %た天体であり、膨張シェルの shock や加速された宇 @86 GHz) を用いた。観測は On-The-Fly モードを用
宙線などが分子雲スケールの化学組成に影響を与えい、計 60′ ×15′ (実スケールにして 77 pc×19 pc) の領るとしても不思議ではない。本研究ではターゲット域に対し mapping を行なった。Pointing については

20∆b (arcmin)0Tmb (K)

10

30

30

20

10

0

10

20

30

∆l (arcmin)
図 2: 観測領域を 1′ × 1′ のピクセルに分割し、各ピクセ
ルの平均 13 CO 積分強度応じて A – E の 5 つの subregionを定義してし色付けした map。

HC3 N

SO

CS

CH3 OH

N2 H+

HNC

1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
−0.2
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0

10

20

HCN
HCO+

H13 CN
H13 CO

A
B
C
D
E

HNCO

30

CCH

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

A (I13 CO > 180 K km s−1 )B (180 K km s−1 > I13 CO > 130 K km s−1 )

0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
−0.1

C (130K km s−1 > I13 CO > 100 K km s−1 )

0.30
0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
−0.05

D (100K km s−1 > I13 CO > 70 K km s−1 )0.15

E (70 K km s−1 > I13 CO )

0.10
0.05
0.00

約 1.5 時間ごとに SiO メーザー源 (IRC+00363) を観測し概ね 6” 以内の精度であることを確かめた。観測

0.3

中の典型的なシステム温度は 200 − 300 K 程度であっ0.1

た。また 13 CO については野辺山 45 m 望遠鏡のレガ
シープロジェクトの 1 つ FUGIN([15]) の公開データを使用した。

All (77 pc × 19 pc)

0.2
0.0
86

88

90

92

94

96

98

100

Rest Frequency (GHz)

図 3: A – E の subregion 及び map 全体の平均スペクトル

3

Results3.1

分子雲スケールの 3mm 帯スペクトル のような比較的密度の低い領域においても有意に検出わず多用されるラインである (例えば [2])。しかし、E

77 pc × 19 pc の map 全 体 を 平 均 し て 得 ら れされていることから、必ずしも良い dense gas tracer

た ス ペ ク ト ル を 図 3 最 下 部 に 示 す。今 回 我々はとはならないことが示唆される。また HCN/HCO+

G23.0-0.4 の 分 子 雲 ス ケ ー ル の ス ペ ク ト ル か ら 、 比は系外銀河において AGN の有無の診断に使われ
H13 CN、H13 CO+ 、CCH、HNCO、HCO+ 、HCN、 る ([7]) など様々な指標になっている。本領域では A
HNC、N2 H+ 、CH3 OH、CS、SO の各分子を検出す から E にかけて HCN と HCO+ の強度の逆転が起きることに成功した。さらに平均スペクトルがどういっ ている（これについては後で詳しく議論する)。
た密度領域から寄与しているか調べるために、map

N2 H+ : この分子も同じく dense gas のトレーサー

を 13 CO の積分強度に基づいて A、B、C、D、E のとしてよく用いられている。本領域では最も高密度

5 つの subregion に分割した（図 2、積分強度の区分 領域である A で HCN/HCO+ /CS をも上回る強度にについては図 3 も参照せよ）。各 subregion ごとの平 なっているが、B – E では非常に弱くしか受かって
均スペクトルも同じく図 3 に示す。なお各分子種のいない。このことから、HCN や HCO+ と比較する

相対的な強度がわかりやすいよう、HCO+ の見た目と、N2 H+ はより忠実な dense gas トレーサーになっの大きさが同じになる縮尺にしている。以下、各分ていることが示唆される ([12] も参照せよ)。

子種の傾向について概観する。

CH3 OH: 気相中の反応ではほとんど形成されず

HCN/HCO /CS: CO よりも critical density が高 ([3])、ダスト表面での形成が主であり ([16])、shock
いため、より濃いガスのトレーサーとして系内・系外問 や heating によってダストから気相中に昇華したも+2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
CCH

35

HNCO

0.7

30

HCN

16

HNC

4.0

HCN

−00.1000◦

3.8

15

0.6

3.6
25

14

0.5

20

−00.2000◦

3.4

13

3.2

12

3.0

0.4
15
0.3

10

2.8

11

0.2

10

0

0.1

9

N2H+

1.0

CH3OH

3.0

2.2

CS

SO

3.0

6.0
2.5

0.8

2.5

+

−00.3000◦−00.4000◦−00.5000◦

5.5

0.7
2.0

0.6
0.5

4.5

1.5

−00.6000◦

2.0

5.0

0.4

1.5

−00.7000◦

4.0

0.3

1.0

1.0
3.5

0.2
0.1

2.4

6.5

0.9

Galactic Latitude

N(X)/N(HCO+ )

2.6
5

A

B

C

D

E

0.5

A

B

C

D

E

3.0

23.4000◦
A

B

C

D

0.5

E

A

B

C

D

4

E の各領域ごとにプロットした (nH2 = 10 cm−3−00.2000◦が高い他は、比較的弱い検出にとどまっている。

CCH: 気相中で C+ から効率よく形成されるため、Galactic Latitude

用いられる。本領域では N2 H と同様に A での強度

−00.7000◦−00.1000◦という反応が進むため、HCN との比を取ることで温−00.2000◦

Galactic Latitude

度のおおよその指標になる ([6])。HCN/HNC 比は A

スペクトルの強度比較だけでは光学的厚みの影響

4.1

SNR shock の影響

10 pc

23.2000◦

Galactic Latitude

23.0000◦
Galactic Longitude+

HCO−00.2000◦

きていないため、H2 の密度と温度を仮定する必要がDiscussion

22.6000◦−00.5000◦−00.1000◦使用した。現段階では各分子 1 つの遷移しか観測で4 では密度が nH2 = 104 cm−3 、30 K の場合を示す。

22.8000◦+−00.4000◦

23.4000◦

は non-LTE の輻射輸送計算コード RADEX([14]) をでの傾向とも大きく違わないことが確認された。図22.6000◦

CH3OH−00.3000◦−00.7000◦

較できるよう柱密度の計算を行った。柱密度の計算については傾向に大きな変化が生じず、また強度比較

23.0000◦−00.6000◦などが考慮されないので、各分子の abundance で比定によって結果が大きく異なったが、柱密度の比に23.2000◦

Galactic Longitude

HNC: HNC は高温環境では HNC + H → HCN + Hて計算結果を比較した。柱密度自体は温度・密度の仮22.8000◦

10 pc

23.4000◦に渡って相対的な強度はほとんど変化がない。

温度については 10、30 、50 K とパラメータを振っ

22.6000◦−00.5000◦て用いられる。HCO+ の強度と比較すると、A – Eある。密度については nH2 = 103 、104 、105 cm−3 、22.8000◦−00.4000◦−00.6000◦

柱密度比較22.6000◦+−00.3000◦

C+ が卓越する光解離領域 (PDR) のトレーサーとしから E にかけて高くなっている。

22.8000◦

HNC−00.1000◦, 30 K)。

+

23.0000◦
Galactic Longitudeのが検出される。そのため、shock トレーサーとして

4

23.2000◦

E

図 4: 主な分子種の柱密度と HCO+ の柱密度との比。A –

3.2

10 pc

+

−00.3000◦−00.4000◦−00.5000◦−00.6000◦−00.7000◦

10 pc

23.4000◦

23.2000◦

23.0000◦
Galactic Longitude

図 5: HCN, HNC, CH3 OH,HCO の空間分布。赤枠は+FOREST の 4 ビーム全てがカバーされた領域。+印 (白)は γ 線源 HESS1834-087 である ([5])。

う仮説を立てていたが、結果として強い shock のト
レーサーである SiO は検出されず、CH3 OH は高密度

今回我々はまず第一に SNR shock が分子雲スケー

領域からの検出にとどまった（E では未検出）。この

ルの化学組成に何らかの影響を与えるであろうといことから、分子雲スケールの化学組成に (SNR) shock2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校はあまり影響及ぼさないことがわかった。むしろ、化は数百 K の高温状態が要求され、そこまでの加熱が学組成は先行する他の mapping line survey の結果

可能かは定かではない。CR の分子雲への影響を定量([11]、[18]) とよく似ており、分子雲スケールでの化 的に見積もるためには、例えば DCO+ /HCO+ 比な
学組成が shocked region であっても普遍性を保持すどを用いて ([1])、CR ionization rate といった指標ることが示唆される。

を測ることが重要である。重水素化物の観測にもや

4.2

Cosmic-ray induced chemistry?

一方、予想外であったのが HCN/HCO+ 比の振るはり 70 GHz 帯や 140 GHz 帯での観測が重要である。

5

Conclusion & Future work

舞いである。他の mapping line survey ではこの比

今回我々は SNR との相互作用が報告されているは濃い領域から薄い領域にかけて減少していくこと

分子雲 G23.0-0.4 に対し、3 mm 帯の mapping lineが報告されているが、本領域では真逆で濃い領域か

survey を行なった。得られた分子雲スケールの化学

ら薄い領域にかけて増加している。これは図 5 に示

組成からは SNR shock の影響は見出せなかったが、他+した通り HCN が HCO に対して (薄い領域に渡っ の領域とは異なる HCN/HCO+ 比の振る舞いから、て) 空間的に広がっていることに起因している。このCR に関係した chemistry の存在を示唆する結果と広がった HCN の分布は高エネルギー γ 線源の位置なった。考えられる複数のシナリオを切り分け、よ(図 5 の+印) とも相関することから、宇宙線 (CR) に り強い制限を与えるにはさらなる観測が必要である。
関係した chemistry として以下のシナリオを考えた。 我々はすでに JCMT に対し 0.8 mm 帯の mapping

1. CR induced UV photodesorption

line survey を提案し採択されている。これは 2018 年

領域内の SNR W41 に対しては高エネルギー γ 線源

8 月からのセメスターで観測される見込みであり、高が見つかっている。これは CR と H が相互作用する励起のラインを観測することでより正確な各分子の0

際の π -decay によって生じた γ 線が支配的だと考え

abundance を見積もることが期待される。さらに CRると、高い CR density を示唆する。CR と H2 が相に関係した chemistry で重要と考えられる H2 CO や互作用することで 2 次的に UV 光子を生み出し、こ

重水素化物については野辺山 45m/T70 受信機によれによる photodesorption によってダスト上の HCN

る追観測の提案も検討している。

が気相中に放出される、というのがこのシナリオでReferenceある。photodesorption は気相中の CH3 OH の形成に

[1] Ceccarelli, C. et al. 2011 ApJ, 740, L4[2] Gao, Y. et al. 2004, ApJ, 606, 271
り ([9])、本領域では低密度領域で CH3 OH が卓越し[3] Geppert, W. D. et al. 2006, FaDi, 133, 177
ないこととも整合する。一方 CH3 OH と同じくダス[4] Harada, N. et al 2010, ApJ, 721, 1570
[5] H.E.S.S. Collaboration et al. 2015, A&A, 574, 27
ト上で形成される H2 CO の気相中の abundance は[6] Hirota, T. et al. 1998, ApJ, 503, 717
この photodesorption が寄与することが報告されて[7] Izumi, T. et al. 2016, ApJ, 818, 42
いる ([9])。このシナリオのさらなる検証には 70 GHz[8] Kauﬀmann, J. et al. 2017, A&A, 2017, 605, L5
帯や 140 GHz 帯の H2 CO の観測が不可欠である。
[9] Martin-Domenech, R. et al. 2016, A&A, 589, A107
2. Mechanical heating by CR[10] Nishimura, Y. et al. 2016, ApJ, 818, 161
同じく高い CR density に起因する chemistry として[11] Nishimura, Y. et al. 2017, ApJ, 848, 17
は、CR の力学的加熱によるいわゆる “High temper[12] Pety, J. et al. 2017, A&A, 599, 98
ature chemistry”([4]) が考えられる。高温環境では[13] Su, Y. et al. 2015, ApJ, 811, 134
CN の水素化や HNC + H → HCN + H といった反応[14] van der Tak et al. 2007, ApJ, 468, 672が進行し、HCN の abundance が増える。これは高 [15] Umemoto, S. et al. 2017, PASJ, 69, 78
い HCN/HCO+ 比のみならず、HCN/HNC 比も薄い [16] Watanabe, N. et al. 2002, ApJL, 571, L173
領域になるに従い高くなっていることも説明できる。 [17] Watanabe, Y. et al. 2016, ApJ, 819, 144
ただし、“High temperature chemistry”は典型的に [18] Watanabe, Y. et al. 2017, ApJ, 845, 116
はほどんど寄与しないことが実験から報告されてお——–index

a4

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校「すざく」衛星を用いた超新星残骸 HB9 の高温プラズマの研究
斎藤 真梨子 (奈良女子大学大学院 人間文化研究科)

Abstract
HB9 は銀河系内に位置する複合形態型超新星残骸である。ぎんが衛星の観測では高温プラズマからの放射に加え、1.5keV 以上のエネルギーバンドで硬 X 線放射が検出された。先行研究ではこの起源の候補として近傍の電波銀河 4C+46.09, 銀河団ガス, HB9 の高温プラズマの 3 つが示唆されているが未解決となっている。
本研究では、X 線プラズマ観測に優れた「すざく」で得られた 2 つのデータのうち西側の領域について解析を行った。スペクトルには 3keV 以上のエネルギーバンドで SNR に起源を持つ X 線放射はほとんど見られず、この領域ではぎんが衛星で観測した X 線放射が HB9 に付随する可能性は低いと考えられる。また、プラズマモデルを使って全体スペクトルの再現を試みた結果、1 成分の電離非平衡プラズマモデルがスペクトルをよく再現することがわかった。得られた元素組成比から、Ia 型超新星であった可能性が高いと考えられる。

1

Introduction
超新星爆発が発生すると恒星の物質は速度 Vej ∼104 km/s, 運動エネルギー ∼ 1051 erg で星間空間に飛散する。(噴出物:イジェクタ) この速度は音速を大きく超えるため星間空間に強い衝撃波を発生させる。
この衝撃波によって星間空間とイジェクタは数千万度の高温プラズマ状態にまで加熱される。これが超新星
残骸 (Supernova Remnant; SNR) である。SNR からの X 線放射は星が爆発する前の状態や爆発の際にどのような元素を放出したのかを知るための重要な手がかりである。Ia 型超新星では鉄やニッケルのような元素を多く放出する。一方、重力崩壊型の超新星は鉄よりもネオンやマグネシウムのような元素を多く放出する。したがって、SNR のプラズマからの X 線放射を観測すれば爆発の形態を解明することにつながる。SNR のプラズマは電離非平衡 (Non Equibirium

Ionization; NEI) 状態から長い時間をかけて電離平ているのかは未だに議論が続いている。

HB9(G160.9+2.6) は複合形態型 SNR に属し、年
齢 ≈ 7700 年 (Leahy & Aschenbach

1995), 距離0.8 ± 0.4kpc (Leahy & Tian 2007) と見積もられており、現在発見されている SNR の中で最も地球に近い可能性がある。ぎんが衛星の観測では kT∼0.7keVの高温プラズマからの放射に加えて 1.5keV 以上の
硬 X 線放射が観測された。(Yamauchi & Koyama

1993) また、周囲にパルサーの候補となる中性子星が観測されていることから II 型の超新星であったと予測されている。(Leahy & Tian 2007) しかし、感度の優れた X 線検出器の観測対象になったことがなかったため詳しい性質は明らかになっていない。そこで、今回はすざく衛星で観測した HB9 のスペクト
ルをプラズマモデルで再現し元素の物理量について調査したい。HB9 の高温プラズマの状態を明らかにすることで硬 X 線放射の起源との関係や超新星のタ
イプを議論する。

衡 (Collisional Ionization Equilibrium; CIE) 状態へと進化する。観測されるプラズマのほとんどは NEIである。

SNR は X 線と電波の観測によって分類され、両方

2

Observations

で球殻状の放射を示すシェル型、中心集中した放射HB9 はすざく衛星に搭載されている X 線 CCD カを示すかに星雲型と異なる放射形態を示す複合形態

メラである XIS(X-ray Imaging Spectrometer) によっ型が存在する。複合形態型は、X 線で中心集中したて図 1 に示された 2 つの領域 (白い枠) について観測

熱的放射、電波で球殻状の非熱的放射が観測されるが行われた。本研究では、図 1 に示す 2 観測のうちがどのような原因で中心集中型とシェル型が共存し西側領域のデータを用いた。XIS は全部で 4 台搭載

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
されているが故障や検出器由来のバックグラウンドの問題から解析には XIS0 と 3 のみを用いた。

0.000018

0.000023

0.000033

0.000053

0.000092

0.0001720.000329

0.000642

0.001274

0.002524

0.005013

図 2: XIS0 と XIS3 を足し合わせた HB9 の西側領域の観測イメージ (0.5-4.0keV)。vignetting 補正が行われている。
図 1: SNR HB9 の観測イメージ。オレンジは ROSAT
衛星による軟 X 線観測 (0.1-2.4keV) でその上に緑の電波観測による結果 (Rengelink et al. 1997) を重ねている。

3

Results

3.1

X 線イメージ

放射形態を詳しく調査するためにエネルギーバン!"!!!!!

!"!!!!#!"!!!!$!"!!!!%!"!!!#&!"!!!$$!"!!!&%!"!!#$&!"!!'()!"!!*)&!"!#!%%

ドを 0.5-4.0keV に分割したイメージと 4.0-10.0keVに分割したイメージを図 2 と図 3 に示す。図 2 の低エネルギーバンドでは北東と南西に点源が存在し、検出器全体に広がった放射が見られる。図 3 の高エネ
ルギーバンドは図 2 と比較すると点源以外に目立った放射がほとんど見られない。

図 3: XIS0 と XIS3 を足し合わせた観測イメージ(4.0-10.0keV)。vignetting 補正が行われている。

3.3

スペクトル解析バックグラウンド成分

3.2

解析領域

視野全体で HB9 のからの放射を観測しているため、バックグラウンド領域を指定することができな

図 2 にスペクトル解析に利用した領域を緑色の線

い。そのため、HB9 の近傍で観測したデータからバッで示す。ここではできるだけ多くの光子を解析に利クグラウンドを見積もった。このときバックグラウ

用するために各検出器に共通する最大の領域を指定

ンドは半径 20’ の空全体からの宇宙 X 線背景放射した。さらに HB9 自身の放射を解析するために、点(Cosmic X-ray Background; CXB)、銀河系由来の源 (白い破線) を除去した。以上の解析領域からスペ

放射 (Galactic X-ray Background; GXB) を仮定しクトルを抽出してモデルフィットを行う。

ている。3keV 以上のエネルギーバンドでは空からのバックグラウンドに超過した X 線成分はほとんど見2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
られないことがわかった。
モデルフィット
今回は HB9 の高温プラズマの電離状態を調査する

表 1: 電離非平衡モデルでの best-fit パラメーター
Comp
ParameterValue

ために 2 つの状態を仮定してモデルフィットを行っphabs

NH [1020 cm−2 ]2.70(fixed)た。その際、鉄の L 殻輝線を表す gaussian を 2 本

vvrneikT [keV ]0.68+0.01−0.01

kTint [10−2 keV ]8.08(fixed)

マモデルの温度 (kT) と各元素の太陽組成に対するN e (solar)

0.52+0.17−0.12組成量 (Ne, Mg, Al, Si, S, Fe, Ni) と強度 (norm) をM g, Al (solar)

0.58+0.14−0.11

フリーパラメーターとした。ただし Mg と Al、Fe とSi (solar)

1.33+0.26−0.18

Ni はリンクさせた。鉄輝線のモデルでは、2 つの強S (solar)F e, N i (solar)

1.58+0.79−0.63
1.29+0.12−0.19

T au [1011 s/cm3 ]2.07+0.01−0.01(0.8keV と 1.24keV) 加えてある。ここで、各プラズ

度 (norm) と 1.24keV 輝線のみエネルギー (LineE)をフリーパラメーターとしてフィットした。低エネ−3norm [10ルギー側でモデルから超過した成分が目立ったため]

1.01+0.42−0.64

LineE [keV ]0.80(fixed)

定したモデルでスペクトルの再現を試みたところ、Sigma [keV ]0.00(fixed)

低エネルギーバンドの残差が解消された。このとき、norm(χ2 /d.o.f.=214.06/141=1.5182) 1 成分の NEI を仮χ2 /d.o.f. の値は 165.45/138 = 1.1989 となった。こ

gauss

cm

−5 1

gauss

きた。図 4 に HB9 から得られたスペクトルと best-fit
モデル、 表 1 に best-fit パラメーターを示す。

(data−model)/error

normalized counts s−1 keV−1

data and folded model

LineE [keV ]Sigma [10−2 keV ]こで求められた tau の値は 2×1011 s/cm3 であったた
め HB9 のプラズマは電離進行中であることが確認で

2

norm

2

1.28+0.12−0.16
1.21+0.01−0.01
5.10(fixed)
7.31+0.10−0.50

χ2 /d.o.f. 165.45/138=1.198∫
110−14 ne × nH dV /(4πD2 ) で定義される。
D は天体間までの距離 (cm)、ne は電子密度(cm−3 )、nH は水素柱密度 (cm−3 )、V は体0.1

積 (cm3 )。
2

0.01

1
l)
A(E) = K σ×√exp( −(E−E
) で定義
2σ 2
2π
2

される。σ は輝線幅 (keV )、El は輝線エ

10−3

ネルギー (keV )、K は輝線のフラックス
10−4(photons/cm2 /s)。

2
0
−2
1

2
Energy (keV)5

図 4: 1 段目はスペクトルと best-fit モデル、2 段目

4Discussion

4.1

X 線スペクトルの特徴

ぎんが衛星による HB9 周辺の観測から、1.5keVは残差。青い点線は鉄輝線、マゼンタはバックグラ

以上のエネルギーバンドで X 線成分が見つかっていウンド+プラズマモデルである。その中でもオレンる。先行研究 (Yamauchi & Koyama 1993) ではそジの実線はバックグラウンドモデル、電離非平衡プの温度を 6.6keV と見積もり、この硬 X 線成分のうちラズマは緑色の実線で表す。

30%は HB9 の形成する高温プラズマであると予測している。しかし、すざく衛星の観測した 2 つの領域のうち少なくとも西側の視野ではぎんが衛星で見つかった硬 X 線成分はほとんど見られない。したがって、ぎんが衛星で観測した硬 X 線放射は HB9 の高2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
温プラズマ以外に由来する可能性が高い。

で得られた結果は Si を基準とすると Ne, Mg よりも1 成分の NEI モデルフィットによって求められた 相対的に Fe の組成比が大きいため、Ia 型モデルと同プラズマの温度は 0.68keV であり、ぎんが衛星の観様の特徴を示していることが分かる。よって、HB9測で見つかったプラズマの温度 (0.4∼0.7keV) とほ

は Ia 型超新星であった可能性が高いと考えられる。

ぼ一致している。電離状態の指標となる tau の値も2 × 1011 s/cm3 となっていたため、HB9 のプラズマ

5は電離優勢状態であると考えられる。

Conclusion
本研究では HB9 のプラズマ状態とその形成過程を明らかにすることを目的とし、「すざく」の観測デー

元素組成比

4.2

タのうち HB9 の西側領域の解析を行った。
モデルフィットと計算から得られた Ne, Mg, Si, S,

スペクトルでは 3keV 以上の硬 X 線放射がほとんFe の元素量を用いて、Si を基準とした元素組成比を ど見られなかったため、この領域ではぎんが衛星で太陽組成で規格化した値を求めた。さらに、Ia 型超 観測した硬 X 線放射が HB9 のプラズマに由来する
新星爆発の後に放出される元素量を計算した W7 モ

可能性は低いと考えられる。またモデルフィットに

デル (Iwamoto et al. 1999) と 13M⊙ と 25M⊙ の恒よってプラズマの電離状態を調査したところ、1 成分

星が重力崩壊型爆発を起こした後に放出する元素量の NEI を仮定したモデルで最もよく再現された。

を計算したモデル (Kobayashi et al. 2006) を用いてプラズマモデルの best-fit パラメーターから西側同様の計算を行う。また [Mz /MSi ]/[Mz /MSi ]⊙ を縦領域に含まれる各元素の組成比を求めると Ne, Mg

軸に、横軸を元素としてプロットしたものを図 5 によりも相対的に Fe のほうが高い組成比を示した。こ示す。

れは Ia 型超新星が爆発後に放射する元素量の特徴に近いため、HB9 は予測されてきた II 型と言うよりも

1.8[Mz/Msi]/[Mz/Msi]◉

HB9
1.6

Ⅰa型(W7)1.4

重力崩壊型(13M◉)

Ia 型超新星であった可能性が高いと考えることができる。

重力崩壊型(25M◉)
1.2
1
0.8

Acknowledgement

0.6
0.4

奈良女子大学でご指導してくださった山内茂雄教

0.2

授と太田直美准教授、そして研究室の皆様に感謝申

0
Ne

Mg

Si

S

Fe

し上げます。

図 5: 元素組成比の比較。青いデータ点が本解析で得られた結果。赤い折れ線でつながれたデータ点がReference

W7 モデル、緑色の破線が質量 13M⊙ 、紫色の破線 Yamauchi, S., & Kouyama, K. 1993, PASJ, 45, 545
が 25M⊙ の重力崩壊型モデルを表す。

Leahy, D. A., & Aschenbach, B. 1995, A&A, 293, 853
Leahy, D. A., & Tian, W. W. 2007, A&A, 461, 1013

図 5 より、Ia 型モデルである W7 モデルは Si を基準としたときに Ne, Mg のような元素よりも Fe のよ

Rengelink, R. B., et al. 1997, A&AS, 124, 1259

うな元素のほうが値が大きくなることが分かる。そIwamoto, K., et al. 1995, A&A, 293, 853

れに対して、重力崩壊型モデルの 13M⊙ モデルではKobayashi, C., et al. 2006, ApJ, 653, 1145

Mg の値が Fe よりもはるかに大きい。25M⊙ モデル
でも Ne の値が Fe よりも大きくなっている。本研究

——–index

a5

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超高温プラズマの相対論的運動論
西田 直樹 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
かに星雲は 1054 年に現れた非常に若い SNR(超新星残骸) である。超新星爆発に伴う衝撃波によって内部は加熱されており、その内部の構成物質の温度は数十万 K にも及ぶ。また、中心にはかにパルサーが存在し、その近傍の構成物質は加熱され電子や陽子にまで解離したパルサー風 (∼ 10TeV) が吹いている。このようにかに星雲の内部は非常な高温領域になっている。近年の観測で、このような相対論的な温度を持つ領域で水素分子雲 (∼ 2800K) と高温プラズマとの接触が示唆された。本研究では、このかに星雲における観測事
実を理論的に取り扱うことを通して、相対論的プラズマの理論的解析モデルの構築を目標とする。
まずは非相対論的な場合を考える。非相対論的なプラズマ-中性ガス間の相互作用として電荷交換と呼ばれるものがある。この効果がどの程度効くのか、HII ガス中に HI 雲を置いて流体的に解く 1D シミュレーションで検証した研究 (E.A.Provornikova et al. 2011) がある。この先行研究では、電荷交換の効果が熱伝導に比べ無視できず、プラズマ運動論において重要な相互作用であることを H cloud の寿命を比較することで示した。よって非相対論的プラズマにおいては熱伝導と電荷交換の効果を解く必要がある。今後、本研究では衝突による熱伝導、電荷交換の効果を考慮したプラズマ運動論をさらに相対論的に拡張していく予定である。

1

Introduction
SNR(超新星残骸) は超新星爆発に伴う衝撃波によって周囲の星間物質が掃き溜められてできるシェル状の構造を持つ天体である。地球から 7000 光年程度の距離にあるかに星雲は、1054 年に現れた非常に若い

SNR の一つである。衝撃波加熱によって内部の温度は数十万 K にも及ぶ。また、中心にはかにパルサーが存在しており、その近傍の構成物質は加熱され電子や陽子にまで解離したパルサー風 (∼ 10TeV) が吹いている ((C.F. Kennel & F.V.Coroniti 1984))。このようにかに星雲の内部は非常な高温領域になって

図 1: 水素分子輝線 (2.12µm)いる。近年の観測は、このような高温領域であるかに星雲において水素分子雲が存在し、さらに水素分子

よって相対論的な温度の構造を持つかに星雲に水素雲 (∼2800K) と高温プラズマ (∼15000K) が接触して分子雲が存在しているという観測事実のモデル化にいることを示唆した (C.T.Richardson et al. 2013)。 は、相対論を考慮した理論的な解析が必要である。
しかしながら相対論な現象を取り扱う際にはいく
同論文ではなんらかの輻射や熱伝導などの熱源がなければ輝線分布のモデル化が困難であるとしていつか問題点がある。まず超高温プラズマを実験的にるが、その特定には至っていない。また、分子雲が扱うことは困難である。次に流体近似を用いて拡散蒸発していないことや 2000K 程度から始まる水素分

方程式を解こうにも、有用な定式化の問題がある。運子の解離が進んでいないことから、相対論的プラズ

動論的に扱う際にも、粒子の分布の時間発展方程式

マと分子雲との間のなんらかの相互作用によって水である Boltzmann 方程式を直接解くことは非常に困素分子雲が低温に保たれていることが期待される。 難である。したがってこのような高エネルギーな天2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校ことである。このように、プラズマ-中性ガスの相互作用では衝突の他に電荷交換で運動量輸送が起こる。

図 3: 電荷交換の模式図
図 2: 観測された水素分子雲の位置 (E.D.Loh et al.

2011)
体現象に対する理論的アプローチは十分になされて先行研究:電荷交換を考慮した

3

1D シミュレーション

いるとは言い難い。そこで本研究では、かに星雲における観測事実を理論的に取り扱うことを通して、相対論的プラズマの理論的解析モデルの構築を目標とする。本講演では、まず非相対論的な場合におけるプラズマ-中性ガス間の相互作用について先行研究の紹介を交えて議論する。

電荷交換がプラズマ-中性ガス間の相互作用にどれだけ寄与するかについての先行研究として

Provornikova et al (2011) を紹介する。この論文はLocal Bubble と Local interstellar medium の相互作用に着目したものでかに星雲の研究ではないが、興味深い結果を残しているのでここで扱う。

2

非相対論的プラズマ-中性ガス間の相互作用

シミュレーションの状況としては、高温低密度な

HII プラズマの中に低温高密度な HI 雲があり、それぞれが別の温度で熱平衡となって接している。球対マクロな散逸過程を記述するためにはミクロな粒子間の相互作用を考慮する必要がある。つまりプラズマ-中性ガス間の散逸過程ではイオン-中性粒子の相互作用を考えることが必要である。イオンと中性粒
子では、粒子同士が直接ぶつかる衝突の他に電荷交称を仮定して HI 雲の中心から動径方向に流体方程式を解く。初期の境界面では圧力が釣り合っていて、熱伝導だけでは時間発展が起こり得ないが、電荷交換を考慮に入れることで境界面での圧力変化を起こすことができる。

換 (Charge Exchange Collisions) と呼ばれる作用がある。A+ イオンと B 原子が近傍を衝突せず通過す
る状況を考えよう。この時、電荷交換が起こると B
原子の電子が A+ イオンにつけ変わり、A 原子と B +イオンになる (図 3)。この時、イオン化エネルギーの差分だけ放射する。この反応は以下のような式で書ける。

A+ + B → A + B + + ∆E

3.1

衝突積分

異種粒子間の相互作用による物理量の変化は次の衝突積分で計算することができる。
( ) ∫ ∫
∂ϕ=(ϕ′ − ϕ)f1 f2 σvrel dv1 dv2
∂t

(2)

(1)

ここで ϕ, ϕ′ はそれぞれ衝突前後の任意の物理量、

ここで ∆E は A と B のイオン化エネルギーの差であfi , vi はそれぞれ i 粒子の分布関数と速度、vrel =る。高温プラズマと低温中性ガスが接触している状|v1 − v2 | は粒子間の相対速度、σ は相互作用の散乱況においては、境界面付近で速いイオンと遅い原子断面積である。例えば 1 をプラズマ、2 を中性粒子

が電荷交換し、遅いイオンと速い原子になるという2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校だとしてそれぞれで熱平衡を仮定し、断面積がわかればプラズマ-ガス間の物理量の輸送が計算できる。

(
q3p = −q3H = np νH

具体的には衝突前後の物理量の形がわかるとき、分)
u2H − u2p
2U ∗ k+(TH − Tp )
2
U mp
(8)

布の形を次の Maxwell 分布であると仮定して解く。 ν は単位時間あたりの相互作用の回数、U は粒子間

1v2exp(− i )
Z
2kTi

fi =

(3)

ここで Z は規格化定数である。Maxwell 分布は非相の相対速度、U ∗ は熱速度の関数である ((McNutt etal. 1998) 参照)。
(7) 最右辺の第一項は (6) の運動量輸送に伴うエネル

対論的な古典力学に基づく平衡分布関数であるから、 ギーの輸送、第二項は熱伝導を表す。
これを用いて導出した物理量の輸送は非相対論的なものである。例えば相互作用としてクーロン散乱を仮定した場合、いわゆる熱伝導による熱流が計算で3.3

結果：HI 雲の寿命の比較

図 4 は電荷交換を考慮しない熱伝導モデル (McKee

きることになる (Braginskii, S.I. 1965)。

HI-HII ガス間の運動量やエネルギー輸送は Mc- & Cowie 1977) と電荷交換込みのシミュレーションでNutt et al.(1998) によって計算されており、このシ の HI 雲の蒸発までの寿命を比較したものである。縦ミュレーションではそれらを source term として流軸は HI 雲の寿命、横軸は HI 雲の初期の半径である。

体方程式の右辺に代入している。詳しい表式は次節。

初期条件としては nP = 0.0009cm−3 , TP = 106 Kとし、初期のプラズマと中性ガスの密度の比 n =3.2

nH /nP を 285,1143 として計算した。圧力の釣り合

基礎方程式

いから、n = 285 は nH = 0.25cm−3 , TH = 7000K、極座標形式に変形し球対称を考慮した流体方程式

n = 1143 は nH = 1cm−3 , TH = 1750K に対応する。

に、前節で論じた衝突積分の計算結果を加えたもの

図 4 の実線は Provornikova et al.(2013) の計算結果である。つまり熱伝導と電荷交換の効果を入れてが次の式である。

∂ni
1 ∂r2 (nu)i
+ 2
=0
∂t
r
∂r
2

図 4 の破線と点破線は熱伝導のモデルによる熱流q の表式の違いを表している (McKee & Cowie 1977;(5)

Braginskii, S.I. 1965)。破線 (q ∼ T 7/2 ) はイオン-イ2∂(nu)i1 ∂[r (nu + p)i ]
2pi
+ 2
=
+ q2
∂t
r
∂r
r
2

計算した際の HI 雲の寿命である。

(4)2

オン衝突 (クーロン散乱) だけが効く際の熱伝導モデ∂[n(e + u2 )]i
1 ∂(r2 [nu(e + u2 ) + pu]i )+ 2= q3
ルで、一番大きく熱伝導が効く際の標識となってい
∂t
r
∂r
(6)
る。点破線 (q ∼ T 3/2 ) は中性粒子同士の衝突だけが(3) は粒子数保存、(4) は運動量保存、(5) はエネル
効く際の熱伝導モデルで、一番小さく熱伝導が効く
ギー保存の式である。ここで添字は i = P, H で、そ際のモデルになっている。今、プラズマ-中性ガス間
れぞれ HII ガスと HI 雲の物理量を指す。r は中心かの熱伝導を考えたいので、この破線と点破線の間のらの距離、ni は個数密度、ui は流体の速度、pi は圧
領域は電荷交換なしで説明がつく寿命であるという力、ei は単位体積単位質量あたりの流体の内部エネ
ことが言える。
ルギーである。適当な初期条件と初期の圧力の釣り
実線と破線、点破線を比較すると、電荷交換を考慮
合い、状態方程式を用いることで流体の時間発展がした計算結果は熱伝導モデルで説明がつく範囲より記述できる。
大きい。つまり電荷交換の効果は衝突による熱伝導q2i , q3i はそれぞれ熱伝導と電荷交換による異種流に比べて無視できず、非相対論的なプラズマ-中性ガ
体間の運動量流速とエネルギー流速で、McNutt et
ス間の相互作用において重要な役割を持つことがわ
al.(1998) で具体的に計算された。以下の表式で与え
かる。
られる。

q2p = −q2H = np νH (uH − up )(7)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Acknowledgement
本研究を行うにあたり、犬塚修一郎教授をはじめ、理論宇宙物理学研究室の皆様に大変お世話になりました。この場を借りまして深く御礼申し上げます。

Reference
E.A.Provornikova, V.V.Izmodenov & R.Lallement 2011,
Mon. Not. R. Astron. Soc. 415, 38793886
C.T.Richardson, J.A.Baldwin, G.J.Ferland, E.D.Loh,
C.A.Kuehn, A. C. Fabian & Philippe Salome,MNRAS 430, 12571279 (2013)
McNutt R.L., Lyon J.& Goodrich C.C., 1998, J. Geophys. Res., 103, 1905
McKee C.F.& Cowie L.L., 1977, ApJ, 215, 213

図 4: HI 雲の寿命の比較 (E.A.Provornikova et al.

2011)

4

今後:かに星雲の観測事実のモデ
ル化

C.F. Kennel & F.V.Coroniti,1984, Confinement of the
Crab pulsar’s wind by its supernova remnant, ApJ,
Part 1; p. 694-709; (ISSN 0004-637X); 283
Braginskii, S.I.,1965, Transport Processes in Plasma.
Reviews of Plasma Physics, 1, 205.

E.D. Loh, J.A. Baldwin, Z.K. Curtis, G.J. Ferland, C.R.
O’Dell, A.C. Fabian & Philippe Salom, 2011,ApJS,
先行研究 (E.A.Provornikova et al. 2011) によって、
194, 30.

非相対論的なプラズマ-中性ガス間の相互作用においては衝突による熱伝導の他にイオン-中性粒子間の電荷交換効果が重要であることがわかった。
しかし本研究の目標はかに星雲における観測事実のモデル化である。つまり相対論的プラズマ-中性ガス間の相互作用を記述する必要がある。先行研究では (3) 式において Maxwell 分布といくつかの仮定を踏まえて非相対論的な運動量輸送やエネルギー輸送を計算した。かに星雲における状況では、中性ガス
として水素分子、高温プラズマとして 10TeV のパル
サー風（電子と陽電子を含む）や、超新星爆発に伴う衝撃波加熱を受けた星間ガスなどを考える必要がある。故に (3) 式を相対論的に拡張した上で衝突や電荷交換などの効果を加味し、相対論的プラズマ-水素分子雲間の相互作用を記述する必要がある。
将来的にはこの相対論的な拡張を行って、かに星
雲の観測事実のモデル化、ひいては相対論的効果が顕著な天体現象の理論的取り扱いのモデルの構築を進めていく予定である。

——–index

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2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

強い衝撃波と星間媒質の相互作用:
超新星爆発による過電離プラズマ形成過程の理論的研究
中西 佑太 (名古屋大学大学院 理学研究科 理論宇宙物理学研究室)

Abstract
超新星爆発によって形成される超新星残骸 (Supernova Remnant; SNR) は、その運動エネルギーの大きさ
から周囲の星間媒質 (Interstellar medium; ISM) に多大な影響を与えるため、星間現象を理解する上で重要な天体と言える。近年のガンマ線観測により (Abdo et al., 2009)、超新星爆発による衝撃波と分子雲が衝突しているという観測的示唆が得られており、衝撃波と分子雲の相互作用の理論的な記述が求められている。
本研究では衝撃波と分子雲が衝突している現象を詳細に調べるため、衝撃波後面の高温プラズマの X 線観
測によって発見された過電離プラズマに着目した。過電離プラズマの生成過程として、高温プラズマと分子雲との衝突による熱伝導冷却が提案されている (Kawasaki et al., 2002)。ほぼ無衝突プラズマで近似される
高温プラズマと分子雲の衝突により電子温度が下がり、過電離プラズマが形成可能であることはあまり調べられていない。逆にこの現象を理論的に示すことができれば、ガンマ線観測に加え X 線観測でも高温プラズ
マ前方にある衝撃波と分子雲が実際に衝突していること自体を証明することになる。本研究では SNR 中の高温プラズマと分子雲の熱伝導に着目した。

1

導入(以下、電子温度) が電離温度より低くなっている電離非平衡プラズマであるが、その生成過程の一つと超新星爆発は大質量星がその一生を終えるとき考えられているのが、SNR 中の高温プラズマと分子に引き起こす大規模な爆発現象であり、その運動エ雲の衝突による熱伝導である。例えば IC443 の観測

ネルギーは 1051 erg にも達する。超新星爆発が起きでは、その南東部に過電離プラズマが発見されておると周囲の ISM 中に衝撃波が生じ、高温の天体であり (Matsumura et al., 2017)、さらに同じく南東部にる SNR が形成される。衝撃波と ISM の相互作用に分子雲が観測されている (Yoshiike., 2017)(図 1、2)。

よって様々な星間現象が起こるが、例えばこの衝撃

このことから IC443 が分子雲と衝突していることが波は高エネルギー宇宙線を加速すると考えられてい示唆されているが、その理論的記述は為されていなる。また ISM に運動量を与え星間ガスの乱流の起源

い。つまり SNR 中の高温プラズマの電子温度が分子になっているとも考えられている。さらに，掃き集め

雲の熱伝導により下がり、過電離プラズマが形成可られたガスが冷却することで低温のＨＩガスが形成能であることを理論的に示すことができれば、SNR

され，それが分子雲の形成過程において重要な役割と分子雲が実際に衝突し両者が相互作用している証を果たすと考えられている。現実的な ISM は密度や拠となる。

温度が 2 桁以上空間的に変化する多相構造となって本研究では、これまであまり為されてこなかった

いることが知られており、そのような ISM 中の衝撃波の伝搬の理論的研究は極めて不十分である。本研

SNR 中の高温プラズマと分子雲の衝突による熱伝導を解くことに加え、電子、イオン、水素分子の 1 次

究では ISM 中の衝撃波と伝搬の研究に向けた第一段

元 3 流体の間で起きる物理現象の解明を目指す。

階として、衝撃波後面の高温プラズマと分子雲の相互作用に着目した。そこで注目したのは、SNR 中の高温プラズマの X 線観測によって発見された過電離プラズマである。過電離プラズマは電子の運動温度

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温度はランキン・ユゴニオの関係式から求められ、

3
mi Vs2(1)
16で与えられる。ここで mi は粒子の質量、Vs は衝撃
kTi =波面の速度である。また、衝撃波の圧縮比は強い断熱衝撃波の極限である 4 とした。この式から、衝撃
波加熱直後の電子とイオンの温度はイオンの方が質量が大きいことから電子より高いことが分かる。両者は衝突を繰り返しやがて熱平衡となるが、Spitzer
熱伝導を考えるとそれにかかる時間 (衝突緩和時間)はtr

図 1: IC443 における 0.3-2.0keV のバンドイメージ(Matsumura et al., 2017)。緑の等高線は、NRAO

た、12 CO(J = 1 − 0) と 12 CO(J = 2 − 1) の電波を表す (Yoshiike., 2017)。

lei
ve,th

∼ 104 yr

VLA Sky Survey で取得した 1.4GHz の電波、水色とマゼンタの等高線はそれぞれ NANTEN2 で取得し∼(ne )−1
1cm−3

(

Te
107 K

)3/2
(2)

と見積もることができる。ここで lei は電子とイオンの平均自由行程、ve,th は電子の熱速度、ne は電子の数密度、Te は電子の運動温度である。また、観測されている SNR の年齢はおおよそ tage ∼ 103∼4 yrである。よって tr ≥ tage となるので、電子とイオンは熱平衡状態に達しておらず両者の温度は異なり得る。よって SNR における高温プラズマは 2 温度系で記述しなければならない。

2.2

エネルギー方程式

分子雲中のガスの主成分は水素分子であるが、ここでは簡単のため水素原子 (以下、水素) を考える。
電子、イオン、水素の 1 次元エネルギー方程式はそれぞれ以下のようになる (Braginskii 1965)。

図 2: IC443 における過電離プラズマの電子温度

∂
∂Ee
=
∂t
∂x

(keV) の分布。分子雲との接触が示唆される南東部
分で電子温度が有意に低くなっている (Matsumura

et al., 2017)

2

手法

2.1

SNR 中の電子とイオンの温度

超新星爆発による衝撃波は周囲の ISM を掃き集め、
加熱しながら伝搬していく。衝撃波加熱後の粒子の

∂Ei
∂
=
∂t
∂x

(
)
∂Te
3kB νeiκe+(Ti − Te )∂xme
3kB νen+(Tn − Te ) (3)
mi
(

∂Ti
κi
∂x

)
+

3kB νei(Te − Ti )me
3kB νni+(Tn − Ti ) (4)mi2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

∂En
∂
=
∂t
∂x

(
κn

∂Tn
∂x

)

3kB νen(Te − Tn )me
3kB νni(Ti − Tn ) (5)+mi+

ここで E は単位質量あたりの内部エネルギー (E =kB T /(γ − 1)m)、κ は熱伝導係数、ν は粒子の衝突周
波数、添え字の e、i、n はそれぞれ電子、イオン、水素を表す。式 (3)、(4)、(5) の右辺第 1 項は同じ粒子同士の熱伝導、第 2 項は衝突による温度交換 (衝突図 3: 電子温度の初期プロファイル

5/2項) を表している。κ、ν の温度依存性は κe ∝ Te 、
5/2
1/2
−3/2
であり、νni 、κi ∝ Ti 、Ti ∝ Tn 、νei ∝ Te

νen はどの温度にも依存しない。この 3 つの式を数値計算で解くことで、電子、イオン、水素からなる

3 温度系の時間発展を追うことを目指す。

2.3

数値計算法

式 (3)、(4)、(5) を数値計算で解く際、右辺の熱伝導の項は陽解法を用いて解く。陽解法とは 1 ステッ

図 4: イオン温度の初期プロファイル

プ前の計算時刻の既知の値のみ用いて、次の時刻の値を求めるという計算法である。方程式を

∂2T
∂T
=κ 2
∂t
∂x
とすると、次のように差分化する。

(6)

n
n
Tjn+1 − Tjn
Tj+1
− Tjn
Tjn − Tj−11
= κj+ 12
−
κ
j− 2
∆t
∆x2
∆x2
(7)

この式を解く際、解の安定性条件
図 5: 水素温度の初期プロファイル

1
∆t
≤
(8)
2
∆x
2
を満たす必要がある。また、衝突項は 4 次のルンゲ
κ

クッタ法を用いて解く。まとめると、衝突項 (∆t/2)

これらの温度がどのように時間発展していくかを今後計算していく。

→ 熱伝導 (∆t) → 衝突項 (∆t/2) の順に時間発展させて解いていく。

32.3.1

各温度の初期プロファイル

電子、イオン、電子の初期温度のプロファイルはそれぞれ次のようにする。横軸の (x) の幅は 1pc と
する。

今後の展望
本研究では SNR 中の高温プラズマと分子雲 (今回は水素原子) の熱伝導について議論した。今後は電子、イオン、水素の 3 温度の時間変化を調べるため、計算コードの開発に取り組んでいく。また、水素分2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
子の電離や再結合、解離などの物理現象の把握に加え、1 次元 3 流体の計算コードの開発に取り組んでいくつもりである。

謝辞
本研究を行うにあたって、丁寧にご指導してくださった犬塚修一郎教授、井上剛志准教授 (名古屋大学)、並びに研究コード作成の際に数多くの助言をしてくれた同期の前田龍之介君 (名古屋大学) に感謝申し上げます。

Reference
Abdo et al.,2009, ApJ,
Kawasaki et al.,2002,
Matsumura et al.,2017, ApJ,
Yoshiike.,2017, ApJ,
Braginskii, S. I.,1965, Reviews of Plasma Physics,
1, 205

——–index

a7

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XMM-Newton RGS による超新星残骸 N49 の X 線精密分光
天野 雄輝 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
N49 は分子雲との衝突が示唆され、プラズマが過電離状態にあることが知られる超新星残骸 (supernova
remnant) である。SNR のプラズマの状態の検証には各元素の電離状態を測定することが有効な手段となる。
特に鍵を握るのは He 様イオンからの微細な輝線の強度比である。XMM-Newton 衛星搭載の分散型分光器

Reflection Grating Spectrometer (RGS) は CCD には分光出来ない輝線の微細構造を分光可能な検出器である。我々は RGS を用いて N49 の解析を行った。その結果、過電離プラズマと電離優勢プラズマの 2 成分のモデルでは鉄の L 輝線群や OV II triplet の強度比を再現することができず。OVII triplet の強度比からいくつかの放射過程の可能性が示唆された。

1

Introduction

SNR 非平衡プラズマの正確な電離状態を調べるとともに、電荷交換反応の存在についても検証した。

超新星残骸 (supernova remnant : SNR) は、星が超新星爆発した後の残骸である。SNR は、元の星からの噴出物 (ejecta) と衝撃波が掃き集めた星間物質

2Analysis and Results(interstellar medium : ISM) から構成される天体でXMM-Newton 衛 星 に は ３ 台 の CCD 検 出 器
長に渡り、X 線帯域では元素の電離状態を反映した （EPIC; MOS1, 2 と pn）と２台の分散分光器（RGS1,2）が搭載されている。本研究では XMM-Newton 衛
多くの輝線が観測される。
SNR のプラズマの状態は、超新星爆発後、電離と 星によって 2001 年 4 月 8 日に行われた観測データを
再結合を繰り返す中で電離が進み平衡状態へと進化 用いた。解析に用いた検出器とバックグラウンドフある。SNR からの放射は電波からガンマ線まで多波

していくと考えられている。このプラズマの電離状

レアなどの時間帯を除去した有効観測時間時間を表

態や電子温度を正確に求めるには、各元素からの輝1 に示す。

線の強度を正確に測ることが有効な手段である。特データの再プロセスには XMM-Newton チームがに重要なのは He 様イオンからの微細な輝線 (He-like

配布する標準的な解析ソフトウェア Science Analysis

triplet) の構造である。衝突励起確率の高い準位からSystem (SAS) を用いた。

の遷移による輝線 (共鳴線) と、低い準位からの遷移による輝線 (禁制線、異重項間遷移線) の輝線の強度比から、プラズマの温度や密度が測定できる。また、
近年 XMM-Newton 衛星に搭載された RGS を用いた分子雲と相互作用している超新星残骸 Puppis A の観測から、分子雲と熱いプラズマの混合を示唆する
電荷交換反応の可能性も指摘されている (Katsuda et

表 1: それぞれの検出器の露光時間
Detecter Exposure

MOS1
MOS2

15 ksec
19 ksec

RGS1
RGS2

19 ksec
17 ksecal. 2012)。
図 1 は 0.4–2.1keV の MOS1,2 での N49 のイメー本研究で我々は XMM-Newton 衛星に搭載された分散型分光器である Reflection Grating Spectrometer ジである。N49 の北西に見える広がった天体は別の(RGS) を用いて、周囲の分子雲との衝突が示唆され 超新星残骸 N49B である。白い実線に囲まれた領域ている (Banas et al. 1997)、N49 の観測を通して は RGS の視野を表す。白い破線に囲まれた領域を

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ソース領域とし、N49B の入っていない南側の領域の構成成分は ISM 成分を電離優勢プラズマ (ionizing

をバックグラウンド領域とした。

plasma : IP)、ejecta 成分を (recombining plasma :RP) の 2 成分とした。IP モデルのアバンダンスは
Russell & Dopita (1992) と Schenck et al. (2016)

N49B

を参照して、LMC の典型的な元素組成比で固定した。RP モデルのアバンダンスは O, Ne, Mg, Si, Fe を

ソース領域

フリーパラメーターとし、N を O に Ni を Fe にリン
クさせ、その他は 1.0 に固定した。星間吸収は Milky

Way(MW) と Large Magellanic Cloud(LMC) によ
バックグラウンド領域

る 2 成分を考える。MW の水素の柱密度は Dickey &Lockman (1990) を参考に 6×1020 cm−2 に固定した。
LMC の水素の柱密度はフリーパラメーターとし、ア

5 arcmin

バンダンスは IP モデルと同じく Russell & Dopita
図 1: バックグラウンドを除き、vignetting 補正を施した MOS1,2 による N49 のイメージ。白い実線は

RGS の分散軸に垂直な方向の視野を表す。

(1992) と Schenck et al. (2016) を参照して LMC の典型的な値で固定した。
RGS は広がった天体が観測対象である場合、輝度分布によって line spread function が変わってしまう。そこで我々は、MOS1 の画像から分散軸方向の表面輝度プロファイルを求め、上で作成した応答関数にこのプロファイルを畳み込むことで、天体の広O-Lyα

がりを line spread function に反映させたスペクト

Fe-L complex
O VII Kα (triplet)

ルフィットを行った。
図 3 に 6-30 Åでのフィッティング結果を示す。輝

Mg XI Kα

N VI Kβ線が密集しているため、一部の波長帯域を拡大したものを 図 4 (10–15 Å)、図 5 (14.3–18 Å)、図 6 (18–20Å) 、図 7(20–23 Å) に示す。黒い実線はフィットモ
デル、赤い実線は ejecta 成分、青い実線は ISM 成分

図 2: バックグラウンドを除いた RGS1,2 による N49を表す。

のスペクトル。赤い矢印で指し示された輝線は低エ
ネルギー側から順に Si XIII Kα 、Ne IX Kα(triplet)線である。
図 2 はバックグラウンドを除き RGS1 と RGS2 を合算した N49 のスペクトルである。CCD では見えなかった輝線の構造が見えている。スペクトルの解析には SPEX version 3.04.00 を使用し、統計として

Cash statistic (Cash 1979) を用いた。
すざく衛星を用いた先行研究によると、N49 の低エネルギー側（¡ 2 keV）のスペクトルは低温の ISM
成分と高温の過電離プラズマの重ね合わせで説明で

図 3: 6.0–30 Å (0.4–2.0keV) のエネルギー帯のスペ

きる（Uchida et al. 2015）。そこで我々はまず彼ら

クトルとフィットモデルのモデルを RGS スペクトルに適用した。プラズマ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: フィッティング結果
Component
Absorption
ISM
EjectaParameter
NH(LMC) (×1021 cm−2 )kTe (keV)ne t(×1011 cm−3 s)kTe (keV)ne t (×1011 cm−3 s)kTinit (keV)
O(=N)
Ne
Mg
Si
Fe(=Ni)C-statistic/d.o.f.

O-Lyα

2.61±0.12
0.258+0.006−0.004
1.32+0.10−0.08
O VII Kβ
0.510+0.006−0.009+0.08
5.75−0.37
11(fixed)
0.84+0.05−0.04
1.12+0.11−0.04
1.08+0.11−0.04
1.51±0.17
0.43±0.16
3364.41 / 2369 図 6: 18–20 Å (0.6–0.7keV) のスペクトルとフィットモデルの拡大図

Ne X KαFe XVII Lβ
Fe XXI Lα

Ne IX KαFe XIX Lα

O VII Kα (triplet)

Fe XVIII Lα

図 4: 10–15 Å (0.8–1.2keV) のスペクトルとフィット
図 7: 20–23 Å (0.5–0.6keV) のスペクトルとフィットモデルの拡大図モデルの拡大図
図 3 の残差が示すとおり、スペクトルの大まかな傾向は先行研究 Uchida et al. (2015) のモデルで
Fe XVII Lα

説明できるものの、RGS で分光した各輝線の強度は
Fe XVIII Lα
O VIII Kβ

必ずしもこのモデルとは一致していないことがわかる。そこで以下では各波長帯域でのフィット結果の詳細について述べる。
図 4 より、12 Å付近にある Ne X Kα と Fe XVIILβ と Fe XXI Lα 線による輝線はモデルの強度がス
ペクトルよりも強くなっている。13 Å付近にある Ne

IX triplet の共鳴線と Fe XIX Lα からなる輝線はス
図 5: 14.3–18 Å (0.7–0.9keV) のスペクトルとフィッ ペクトルの強度がモデルより強い。
図 5 からわかる様に 14.3–18 Åのエネルギー帯にトモデルの拡大図
は Fe XVII Lα 線からなる輝線が 4 本見える。17 Å
付近の輝線ではスペクトルの強度が強く、15 Å付近の輝線ではモデルの輝線強度の方が強い傾向がある。

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また、16 Åに見える Fe XVIII Lα と O VIII Kβ 線

3Discussion and Conclusions

からなる輝線の強度はスペクトルの方が強い。図 7
より、O VII triplet は共鳴線の強度がモデルの方が強く、禁制線の強度はモデルの方が弱い。
以上のフィット結果は、先行研究で測定した温度や電離度が実際には異なっている可能性を示唆する。
また別の可能性として、先行研究では検出できなかった別の放射成分の存在も考えられる。いずれも CCD
では評価できなかった微妙なスペクトル構造の違い
が、精密分光によって見えるようになったと考えられる。そこで以下では RGS スペクトルと先行研究モデ
ルとの食い違いの原因について考察する。Fe-L バン

N49 のスペクトルを低温の ISM 成分と高温の過電離プラズマの重ね合わせで再現しようとしたところ、データの O VII triplet の禁制線の強度が強いという傾向が見られた。表 3 より 1 つの可能性としては低温の電離平衡プラズマ成分が考えられる。Katsuda etal. (2012) では RGS を用いて SNR と分子雲との衝突が確認されている領域で禁制線の強度が強くなっていることを発見し、電荷交換反応の可能性を示唆した。今後はこうした放射で全エネルギー帯のスペクトルを説明できるか検証していく。

ドについては、既存のプラズマモデルの不完全さを考慮する必要があるため、我々はまず O VII tripletの残差構造に注目し、OVII triplet が存在する 20-23

ReferenceÅのエネルギー帯のみで ISM 成分の電子温度とイオ

Park et al. 2012, ApJ, 748, 117

ン化タイムスケールのみをフリーパラメーターとしBanas et al. 1997, ApJ, 480, 607

フィッティングを行なった。結果を図 8 に、得られた

Uchida et al. 2015, ApJ, 808, 77

パラメーターを表 3 に示す。
Katsuda et al. 2012, ApJ, 756, 49
Russell, & Dopita 1992, ApJ, 384, 508

O-Lyα

Schenck et al. 2016, AJ, 151, 161
O VII Kα

Dickey, & Lockman 1990, ARA & A, 28, 215
Cash 1979, ApJ, 228, 939

図 8: 20–23 Åでフィットした際の 18-23 Åにおけるモデルとスペクトル。ISM 成分の O-Lyα への寄与が小さくなっている。

表 3: OVII triplet の強度比から推定される各パラメーターの値
Component

ISM

ParameterkTe (keV)ne t(×1011 cm−3 s)

0.147±0.001
51.2 ±0.1

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無衝突衝撃波生成実験
角地 真 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙線とは宇宙空間を飛び交う高エネルギー粒子のことであり、そのエネルギーは 1020 eV にまで及ぶ。

1015 eV 程度の宇宙線の加速起源の有力候補として、超新星残骸での無衝突衝撃波があげられるが、いまだ超新星残骸での粒子加速の理論的な解明には至っていない。無衝突衝撃波の宇宙線加速については、天体観測やシミュレーションによる検証が行われているが、検出器や計算機の制限などにより、完全な解明には至っていない。そこで本研究では天体観測研究、理論研究に次ぐ第三の研究手法として地上の実験室で天体現象を再現する、実験室宇宙物理学に着目した。大阪大学レーザーエネルギー学研究センターの高エネルギーレー
ザー装置である激光 XII 号を用いて、超新星残骸での無衝突衝撃波を再現し、その精密測定を通じて超新星
残骸での粒子加速の理解に迫ることを目指す。実験では雰囲氣ガスとして窒素 5torr をチャンバー内に充満させ、磁場を 0.5Ti 印加した空間にある厚さ 2mm のアルミ平板に、レーザーエネルギー 700J/beam のレー
ザーを 4 本照射した。噴き出してきたアルミプラズマと充満している窒素プラズマの相互作用によりできる衝撃波を協同トムソン散乱計測、自発光計測等の光学計測機で計測し、その解析結果より 0.5T では磁場強度が足りないということがわかった。

1

Introduction

は、これらとはまた異なった手法を用いて高エネル
ギーの天体現象を研究する分野である。実験室宇宙

宇宙空間には高エネルギーの粒子が存在し、これを宇宙線と呼ぶ。この宇宙線は地球に絶えず飛来しており、そのエネルギースペクトルはベキ型分布にになっている。宇宙線は 20 世紀初頭にヘスの気球実験によって発見され、その起源の候補として超新星残 骸・中性子星・ガンマ線バースト・活動銀河核等が考えられている。特 に 1015.5 eV までの宇宙線
は天の川銀河内で生成されていると考えられており、加速起源の最有力候補として超新星爆発による無衝突衝撃波が挙げられる。 気体ガス中ではガスの構成粒子同士が十分な衝突を起こし熱平衡状態にある場

物理のひとつとして、ここでは、高強度のレーザーを用いて高エネルギーの天体現象を実験室で再現し、様々な計測装置を導入してその性質を調べることで現象の理解に迫るという手法をとる (レーザー宇宙物理学実験)。この手法の利点は、実験室で生成したもの、言い換えれば、実際に起 こっていることを直接観測できるということである。しかし、実際の宇宙で起こっている現象と全く同じ状況を作り出すことは不可能である (例えば、粒子密度は現状の技術的に、総エネルギー量や空間的な広がりはそもそも物理的に再現不可能である)。そこで、実験室宇宙物

合、粒子のエネルギー分布は Maxwell 分布 (熱的分理ではマッハ数やプラズマβといった無次元量が実布) となる。しかし、地球近傍で観測した宇宙線のエ際の現象と等しければ、起 こっている現象は等価でネルギースペクトルはべき型の非熱的分布となっている。このことから宇宙線は粒子同士の衝突が十分無視できる無衝突プラズマ中で生成されていると考えられる。衝撃波による宇宙線の加速機構は未解明になっている。超新星残骸などの高エネルギー天体現象を研究する手法として、観測、理論、数値シミュ
レーションが主にあげられるが、実験室宇宙物理学ある。なので、本研究でも無衝突衝撃波の生成条件などの満たすべき条件を設定した。

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実験方法

2

実験の概要について説明する。Al ターゲットとコイルをレーザー照射方向に対して 15 度傾けて設置し、空間全体に雰囲気ガスを満たす (図 1 - 1)。レー
ザーをターゲット に照射すると Al ターゲットがプ
ラズマとなり電子からの制動放射でフォトンを放射する。このフォトンがコイル間に充満している雰囲
気ガスを光電離する。このときコイル間 には磁場が発生しているのでコイル間は磁場にトラップされた

図 2: 磁場の有無による自発光強度の時間変化の比較

プラズマ (磁化プラズマ) で満たされる (図 1 - 2)。ア
ルミターゲットから Al プラズマが噴射され、磁化プ
ラズマと相互作用することで磁化プラズマ中を磁場4Discussion
自発光は主に電子からの制動放射なので、自発光に垂直方向に伝搬する無衝突衝撃波を生成する (図 1

強度は電子密度の２乗に比例している。磁場を印加- 3)生成された無衝突衝撃波を協同トムソン散乱計測、 した結果のほうが強度が強いことより、電子は磁場
２次元イメージング自発光計測、１次元ストリーク にトラップされて密度が上がったと考えられる。こ自発光計測で計測する。

れに対して 0.5T の窒素イオンのジャイロ半径を見積もってみたところ、実験系ないより大きな値になり、イオンは磁場にトラップされていなかったことが分かった。この結果より磁場を２ T 印加する事ができればイオンも電子も磁化されたプラズマで無衝突衝撃波を生成する事ができると分かった。また自発光

図 1: 実験方法概要

計測の上流領域での強度の上昇および、協同トムソ
ン散乱計測の結果の上流付近の温度上昇は衝撃波面から反射したイオンが上流付近で相互作用し、温度が上昇した可能性があると考えられる。これは今後、

3

Results
実験では磁場を印加するためのコイルの不具合により当初予定していたが磁場強度よりも小さい 0.5T

この実験パラメータにおける反射イオンによる不安定性の発展をシミュレーションで見積もってみてどの程度温度が上昇するのか確認する必要がある。

程度の磁場を印加することができた。
空間を固定した時発光強度の時間発展の計測より磁場を印加した実験と磁場を印加しなかった実験を

5

Conclusion

比べると、磁場を印加したほうが衝撃波面での自発実験結果の解析結果より電子は磁化されているが、光強度の立ち上がりが早いことがわかった。またな

イオンは磁化されておらず、磁化プラズマを伝搬すにも情報が伝わっていないはずの衝撃波の上流領域

る無衝突衝撃波を生成するためには磁場強度が足りでも自発光強度が大きくなっていることがわかった。 ていなかったことが分かった。次回の実験ではより(図 2) また協同トムソン散乱計測のスペクトル解析 安定してより高強度な磁場を印加できる磁場発生装
結果よりなにも伝わっていないはずの上流領域の温置を設計する必要がある。また上流 領域での温度上度が上昇していることが分かった。

昇についてはシミュレーションで反射イオンによる上流領域での温度上昇を見積もってみて、原因を特定する。

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Chandra X 線衛星を用いた超新星残骸 RX J1713.7−3946 の北西領域の hot-spot の解明
日暮 凌太 (立教大学大学院 理学研究科物理学専攻)

Abstract
超新星残骸から観測される非熱的な X 線は、高エネルギー宇宙線電子のシンクロトロン放射によって放射される X 線であることが確立している。この宇宙線電子は、超新星残骸の表面に形成される衝撃波面を往復することにより超高エネルギーに達すると考えられる（衝撃波統計加速）。本研究の目的は、非熱的な X 線放射が支配的な超新星残骸 RX J1713.7−3946 北西 (NW) 領域の点源状に明るい多数の X 線源 (hot-spot) の正体を解明することである。この超新星残骸は電波やガンマ線の観測から、分子雲と相互作用していること
や、TeV ガンマ線で明るいといった特徴がある。本研究では NW 領域の hot-spot に対しスペクトル解析、
空間構造の解析や時間変動の解析などを行なった。その結果、この超新星残骸の NW 領域のシェル内には、

hot-spot が多いことが示された。これまでに超新星残骸で非熱的な hot-spot のような構造が生成されることは知られていない。これらの解析結果に基づいて、これらの hot-spot の成因について議論する。

1

Introduction
恒星は内部物質の核融合反応が進行した結果、質量が M ≳ 8 M⊙ の星は重力崩壊し、超新星爆発を起こす。その噴出物質（イジェクタ）は、星間空間を超音速で伝播することで表面に衝撃波を形成する。超新星爆発後の中心天体の周囲に形成する構造のこと
を超新星残骸という。超新星残骸の衝撃波面を荷電粒子が往復することでエネルギーを獲得することが多波長に渡って観測、研究が行われており、特に TeV
ガンマ線の放射が非常に強いことから、粒子の加速機構を研究する際の重要天体となっている。
本研究の目的は、RX J1713.7−3946 北西領域に多く見られる点源状に明るい X 線源 (半径:∼ 5′′ )(以後、

hot-spot と呼ぶ) の正体を解明することである。そのために、スペクトル解析や空間的な解析、時間変動の解析などを行なった。

でき、超高エネルギーまで加速される（衝撃波統計
加速）。銀河系内にある超新星残骸は銀河宇宙線の起源と考えられており、多くの研究や観測が行われて
きている。

2

Data Reduction
今回の解析には 1999 年に打ち上げられた Chandra

今回解析する超新星残骸 RX J1713.7−3946 は、 X 線観測衛星のデータを使用した。これまでに、RX

ROSAT X 線観測衛星の全天サーベイによって 1996 J1713.7−3946 の北西領域は Chandra 衛星の ACIS
年に蠍座の方向に発見されたシェル型の超新星残骸 (Advanced CCD Imaging Spectrometer) で 7 回観′′で、距離が ∼ 1 kpc、直径 ∼ 18 pc である。また、 測されている (表 1)。Chandra 衛星の特徴は ∼ 0.5
年齢は 1580 − 2100 年と考えられており、中国で西 の高い空間分解能である。この角度分解能によって、暦 393 年に蠍座の方向で観測された記録が残っていhot-spot のような細かい構造を解析することができる “客星” との関係が議論されている。この超新星残る。

骸からの X 線放射は主にシンクロトロン放射である

また、Chandra 衛星のデータ解析には、この衛星

こと、北西 (NW) 領域のシェル内にフィラメント構の解析ソフトである ciao 4.9 を用いた。また、エネ

造や年スケールのフラックスの時間変動、衝撃波速

ルギースペクトル解析には、Xspec 12.9.1 を用いた。

度 (3900±300)(d/kpc) km s−1 などが知られている。

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表 1: Chandra 衛星による RX J1713.7−3946 NW 領
域の観測

ObsID

Start Date

Exposure [ks]

PI

12671

2011-07-01

89.87

Y.Uchiyama

10092

2009-09-10

29.21

Y.Uchiyama

10091

2009-05-16

29.65

Y.Uchiyama

10090

2009-01-30

28.40

Y.Uchiyama

6370

2006-05-03

29.77

Y.Uchiyama

5560

2005-07-09

29.03

Y.Uchiyama

736

2000-07-25

29.62

P.Slane3

図 1: 北西領域の領域分け

Analysis & Results
図 1 の北西領域のフラックスイメージからわかる

ように、この領域には点源状に明るい X 線源が多い。
この X 線源を hot-spot と呼び、その正体を解明するために以下で示すように詳細な解析を行った。

3.1

北西領域内の hot-spot の数

単位面積当たりの hot-spot 数を北西領域のシェルの部分とその他の部分に領域分けをして求めた。そのために、点源状の X 線源を検出した (wavdetect)。
このとき、表 1 の 7 個のデータを全て用いると観測
時間が 250 ks 以上になり、暗い点源状の X 線源も検出が可能となる。検出した点源状の X 線源のうち、 図 2: 各領域における単位面積当たりの hot-spot 数

光子フラックスが 1.5 × 10−6 photons/cm2 /sec 以上のものを、今回は hot-spot として解析する。便宜上、これらの hot-spot を HS01−HS63 とした。図 1、図2 に領域分けの仕方と、その領域内での単位面積当たりの hot-spot 数を示す。
図 2 からわかるように、Sreg1 とラベルづけした
フィラメント構造を含むシェル内の領域で顕著に hot-spot 数が多いことがわかる。また同様の解析を周囲
120 分角以内で Chandra 衛星によって観測されている天体の超新星残骸 CTB 37A (obsID: 6721, exposure:19.91 [ks]) や惑星状星雲 IC 4637 (obsID: 14586, exposure: 29.59 [ks]) の星間空間に対して行い、それらの結果と比較しても単位面積当たりの hot-spot 数はフィラメント構造を含むシェル内で顕著に多かったことから、hot-spot は RX J1713.7−3946 由来である可能性が高いと考えられる。

3.2

Hot-spot のフラックスイメージとエネルギースペクトル

Hot-spot のフラックスイメージを異なるエネル
ギー帯 (soft band: 0.5 − 1.2 keV、medium band:

1.2 − 2.0 keV、hard band: 2.0 − 7.0 keV) で作成すると、様々な見え方をすることがわかった。その一部を図 3 に示す。
また、これらの hot-spot のエネルギースペクトルを星間吸収とベキ関数のモデルでフィッティングした。このとき、ソースの領域は、wavdetect で検出した hot-spot の中心座標から半径 5′′ の円、バックグ
ラウンドは中心から内径 8′′ 、外径 27′′ の円環とした。多くの hot-spot は超新星残骸のシェル内にある

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図 3: 上から HS04、HS26 のフラックスイメージ。エネルギーバンドは左から soft、medium、hard の順
図 5:

水素柱密度と光子指数の関係図。見やすさのため水素柱密度が 10−2 [1022 atoms cm−2 ] 以
上の hot-spot かつ、光子フラックスが最小値から2.5 × 10−6 photons/cm2 /sec、2.5 × 10−6 − 5.0 ×
10−5 photons/cm2 /sec、5.0−6 photons/cm2 /sec から最大値でプロットの濃さを変えている。
図 4: 左から HS04、HS26 のエネルギースペクトルため、hot-spot の放射を見るために、バックグラウン
ドをソースの近くにすることで超新星残骸の放射成分を取り除いた。個々の観測結果だけでは統計が悪
いため、それぞれの hot-spot が観測されている全てのデータを用いて、水素柱密度と光子指数は全デー
タで同じにし、ベキ関数の norm だけをフリーにして “joint fit”した。その結果、様々なスペクトルの形状が見られた。その一部をここでは示す (図 4)。
また、星間吸収とベキ関数のパラメータである、水素柱密度と光子指数の関係をプロットすると、この超新星残骸の典型的な値（光子指数: 2.3 − 2.6、水素[]
柱密度: 0.7 − 1.0 1022 atoms cm−2 ）と比較して、 図 6: 90%の信頼度で広がっていると判定された hot吸収効いている、効いていない hot-spot、スペクト spot（フラックスイメージ 0.5 − 7.0 keV）
ルが soft、hard な hot-spot など様々な hot-spot が存在した (図 5)。

3.3

Hot-spot の空間的な大きさ

Hot-spot が点源か広がったソースかを解析した。
この解析には、ciao の srcextent というコマンドを使用した。そして、各観測ごとに、それぞれの hot-spot が点源か広がったソースかを判定した。観測にかからなかった hot-spot やカウント数が足りずに判定できなかった hot-spot もあった。その結果、一部の hot-spot は 90%の信頼度で広がっていると判定された。しかし、全観測で広がっていると判定された

hot-spot は存在しなかった。よって、Chandra 衛星の psf では多くの hot-spot が点源とコンシステントであった。さらに、図 6 からわかるように、広がっていると判定された hot-spot の多くはフィラメント
構造の近くに存在した。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
電子陽電子が作られる。これらの電子陽電子のシンクロトロン放射が hot-spot のように見えていると考えられる。
よって、分子雲コアの中での放射が起こる位置により、スペクトルの吸収のばらつきを説明することができる。空間的な広がりでは、分子雲コアの典型的な大きさは ∼ 0.1 pc で hot-spot はさらに一桁小さい。しかし、分子雲コアのうち X 線で光っている領域の大きさが分子雲コアの大きさよりも小さいこと
図 7: 左：上から、HS04、HS45 の光子フラックスの時間変動と χ2 の値。右：「時間変動していない」という仮説を棄却できる確率のヒストグラム

は十分に考えられ、シミュレーションを通して検証する予定である。光子フラックスの時間変動は、衝撃波と分子雲コアの相互作用で磁場が増幅されると考えるとシンクロトロン放射での放射冷却によって3.4

月スケール、年スケールの変動をしていると考えら

Hot-spot の光子フラックスの時間変れる。
動

光子フラックスの時間変動を χ2 検定を用いて定量的に解析した。観測が 4 回以上されている hot-spot(56 個) を用いた。図 7 の左のグラフの横線の値は左のグラフの χ2 の最低値のモデル値を表している。そして、この χ2min の値から、時間変動していないことを棄却できる確率を求めた。その結果、図 7の右（棄却できる確率のヒストグラム。0 − 100% のヒストグラムと 90 − 100% のヒストグラム）から、90%以上の確率で時間変動していない仮説を棄却できる hot-spot が半数以上 (36 個/56 個) あり、99%以上で棄却できる hot-spot も約半数 (23 個/56 個) 存在
することがわかった。さらに、光子フラックスの時
間変動には、数年スケールや数ヶ月スケールといった、短い時間で変動していることがわかった。

4

Discussion
これらの解析結果から、hot-spot の正体は分子雲

コアの可能性がある。RX J1713.7−3946 が超新星爆発前に重たい親星であり、分子雲内や近くに存在していたとする。この仮定は、先行研究で示されている、分子雲との相互作用や重力崩壊型の超新星であることに矛盾しない。その星風によって、周囲の低密度な部分は掃き飛ばされ、高密度な部分 (分子雲コアなど) が残る。その後、超新星爆発を起こし衝撃波

5Conclusion
今回、RX J1713.7−3946 の北西領域における点源状に明るい X 線源 (hot-spot) を解析した結果、フィラメント構造を含むシェル内で顕著に多いことが示された。さらに、hot-spot のスペクトル解析やフラッ
クスイメージは様々なタイプのものが存在した。空間的な広がりは、多くの hot-spot で点源とコンシス
テントであったが、一部広がっている可能性がある

hot-spot も存在した。光子フラックスの時間変動か
らは月スケール、年スケールの時間変動が見られた。
これらの解析結果から考えられる hot-spot の正体として、衝撃波で加速された陽子と分子雲コアの物質との相互作用で生成される荷電パイ中間子の崩壊で生じる二次電子のシンクロトロン放射が X 線で hot-spot
として観測されていると考えられる。今後 MHD シ
ミュレーションを用いて検証する予定である。

Reference
Uchiyama, Y., Aharonian, F. A., Tanaka, T., Takahashi, T.,Maeda, Y. 2007, Nature, 449,576
Tsuji, N. & Uchiyama, Y. 2016, PASJ, 68
Inoue, T., Yamazaki, R, et al. 2012 APJ, 744, 71で加速された陽子と分子雲コア内の原子核が相互作用し、荷電パイ中間子を生成し、その崩壊によってSano, H., Fukuda, T., et al. 2015 APJ, 799, 175

——–index

a10

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

かに星雲の可視偏光の変動に関する研究高木 健吾 (広島大学大学院 理学研究科)

Abstract
近年、かに星雲ではガンマ線領域で急激に明るくなるガンマ線フレアが何度も起こっている。しかし、その増光の原因はわかっていない。そこで、我々は広島大学 1.5m かなた望遠鏡を用いて可視・近赤外域の偏光撮像モニターを行うことで、その増光の原因の糸口を探る試みを始めた。しかし、かに星雲のような淡く広がった天体の地上からの偏光撮像では、時間変化する背景スカイ光により精度の高い測定が一般的に困難である。そこで、この背景スカイ光成分を推定し、それを精度よく差し引く手法を確立した。またかにパルサーに関しても開口測光パラメータを工夫することによって精度の向上を達成した。これによって星雲成分やパルサーの偏光の時間変動の有無を詳しく捉えることができるようになった。そこから、ガンマ線フレアの前後での偏光度・偏光方位角の変化を調べたが、かにパルサー周辺での偏光度の大きな変化は見られなかった。

1

Introduction

1.1

偏光

部分であってものっている背景スカイ光成分である。
観測時に dither や nodding といった、目標天体が検出器上で写る場所をわずかにずらして撮影する方法

電磁波において、電場 (ないしは磁場) ベクトルは、 をとることによって、目標天体と同じ検出器位置で進行方向に対して垂直な方向に振動している。この のスカイ光成分を差し引いたり、PSF 測光や開口測振動の方向がある特定の方向に偏っている光の一群

光という測光手法を用いたりすることで偏光の誤差を直線偏光という。以下では、単に偏光と呼ぶ場合にを小さくすることができる。しかし、かに星雲のよは直線偏光を表すものとする。偏光を表すパラメー

うに広がった天体ではこれらの方法が使いづらいた

タとしてストークスパラメータというものがある。スめ、スカイ光成分を他の方法を用いて推定し、差し

トークスパラメータは I, Q, U, V があり、I は電磁引く必要がある。

波の強度に関するパラメータ、Q, U は直線偏光に関するパラメータ、V は円偏光に関するパラメータを表す。これらのストークスパラメータを用いて、偏光度 P, 偏光方位角 θ は
√

P =

1.2

かに星雲

かに星雲は 1054 年に起きた超新星爆発の残骸である。かに星雲の中心付近にはかにパルサーがある。

Q2 + U 2
I1
Qθ = tan−12Uと表される。
天体からの光の偏光の原因は星間物質中や分子雲中のダスト吸収によっておこる星間偏光や天体まわりのダストや自由電子による散乱、磁力線まわりの高エネルギーの電子が円運動するときに電磁波が放射されるシンクロトロン放射がある。
地上からの淡く広がった天体に対する偏光解析において、誤差の大きな原因となっているのは星のないかにパルサーは地球から約 7200 光年離れたおうし座にあり、33ms の周期で回転している。パルサーは規則正しく電磁波パルスを放出しており、その周期は星の回転周期に対応している。このパルス周期は時間とともに長くなっており、中性子星の回転が遅くなっているということがわかっている。
かに星雲は現在秒速数千 km で膨張し続けるガス
が星間物質と相互作用することで、ガンマ線から電波まで幅広い波長を放出し、それが観測されている。
可視・近赤外領域では主にシンクロトロン放射で光っていると考えられている。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
近年、ガンマ線衛星 Fermi によってガンマ線領域が重要であるということを述べてきた。

で急激に明るくなる増光が観測されている。その原多く用いられる方法として、目標天体を観測する前因として磁気リコネクションやシンクロトロン放射

後に近くの領域の星のあまりないところを偏光観測など様々考えられているが、未だ定かではない。

し、そこで得られた画像をスカイ画像として使用する方法である。

まずこのよく用いられる方法を今回も用いることができるのかを確認するために、観2

Observations&Reduction
広島大学所有のかなた望遠鏡に搭載されている検出器 HONIR を用いて可視 (R バンド)・近赤外 (Ks,J
バンド) の偏光撮像観測を 2017 年 10 月 31 日, 11 月

9 日, 11 月 17 日に行っていた。また、2018 年 3 月 13測で得られるスカイ光成分のカウントの時間変化を調べた。この結果、撮像中に雲の通過がない場合にはスカイ光成分のカウントに大きな違いがみられなかった。しかし、観測中に雲が通過することによって、スカイのカウントは大きく変化していた。

日にガンマ線フレアが起こったことをうけて、3 月

13 日, 3 月 17 日に偏光撮像観測を行った。
この偏光撮像観測によって得られた画像は以下のよ
うになっている。図 1 の中心付近でもやの様に写っ

図 2: スカイカウントの時間変化

図 1: かに星雲の偏光撮像観測によって得られる画像ている天体がかに星雲で、さらにその中心にある天
体がかにパルサーである。図１上で同じ部分がとな

図 3: 雲が通過したと考えられるのスカイカウントの時間
変化

り合わせに写っているのは、偏光観測を行うときにプリズムを使って光源からの光を常光と異常光に分

また、日によって星のあまりない場所の偏光観測

け、この比を用いて偏光を計算するためである。

によるスカイ画像が取られていない日があったり、観このようにして得られた画像には、幅広い部分に測の最初だけや最後にだけ取られている日があった。

かに星雲が写っている。しかし、スカイ光成分がのっ そこで、かに星雲の写っている画像 (オブジェクト画ており、これが偏光解析を行う際の誤差の大きな原 像) からスカイ光成分の推定を行うこととした。図 1
因となっている。そこで、このスカイ光成分を推定においてかに星雲の写っていない部分 (図 1 の左右両し、差し引くことが必要である。

端の青で囲われた部分) はかに星雲付近のスカイ光成
分を表している。そこのカウントが、かに星雲の偏光撮像の前後に撮られたスカイ画像のスカイ光成分

3

Results

3.1

広がった天体に対する偏光解析のカウントと概ね一致していることを確認した。ここから、図 1 の左右両端の部分はその時間でのスカイ光成分を表しているということを確認することがここまで、広がった天体の誤差はスカイ光成分できた。この左右両端の部分を重ね合わせて値の低が大きな原因であり、これをなるべく差し引くことい方を採用してスカイ画像を作成した。この作成し2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
たスカイ画像を、図 1 のかに星雲の成分から常光は常光のスカイ画像で、異常光は異常光で差し引くことによってスカイ引きを行う。しかし、検出器に傾4Discussion
U
かに星雲での偏光度の変化を見るために Q
I と I の斜があるという問題があるためにそのまま差し引く

差分画像を作成した。今回は 2018 年 3 月のフレアにのでは、余計なスカイ光成分が残ってしまったり、引よる偏光の違いを見るために 2017 年 10 月 31 日とき過ぎてしまったりする。そこで、図 1 のかに星雲
成分の上下に少しあるスカイ光成分と考えられる部分を作成したスカイ画像の同じ位置のスカイカウン
トと合わせて、それを差し引くようにした。このよ
うな方法をもちいることによって、偏光度の誤差が0.3% 程度まで低減することが可能になった。

2018 年 3 月 13 日で差分をとり (2018 年 10 月 31 日の画像 −2018 年 3 月 13 日の画像)、どの程度変化しているのかをヒストグラムにした。また、比較のために 2017 年 10 月 31 日と 2017 年 11 月 9 日の差分

(2017 年 10 月 31 日の画像 −2017 年 11 月 9 日の画
像) のヒストグラムが図である。

かに星雲の偏光

3.2

かに星雲周辺の偏光を表した偏光マップを示す(図 2)。この図において、線の長さが偏光度を線の方
向が偏光方位角を表しており、図 4 の上の方向が偏光方位角の 0◦ で時計回りに角度が増加していく。ここで線が表示されているものはインテンシティI がPIδI > 10 かつ偏光度 P が δP

> 3 である部分のみで 図 5: 2017 年 10 月 31 日と 2017 年 11 月 9 日の差分画像ある。

からできたヒストグラム

図 6: 2017 年 10 月 31 日と 2018 年 3 月 13 日の差分画像からできたヒストグラム
U
図 5 と図 6 を比較すると、 Q
I , I の変化の割合において、-0.6 -0.9 の割合が増えているように見える。こ(a) 2017 年 10 月 (b) 2017 年 11 月 (c) 2018 年 3 月
31 日
9日
13 日
図 4: 各日での偏光マップ

れは 2018 年 3 月 13 日の偏光が変化しているということが示唆される。その変化が特に大きい場所はかに星雲の可視域でもやのように見える部分の端のほうであった。しかしながら、今回の結果だけではガンマ線フレアの結果変化が生じているのか、そしてこの変化は有意と言えるのかということが不十分であると考えている。そこで、これからさらなる追加の観測を行いデータを増やしていく。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
本研究では、かに星雲のような広がった天体の偏光解析で重要になるスカイ光成分の推定と差し引きを行った。それを用いて、かに星雲の偏光観測・解析を行い、ガンマ線フレア前後で変化がある可能性を示唆したが、これが有用であると言える根拠がな
いというのが現状である。そこで、今後もしばらくモニターを継続するとともに、新たなガンマ線フレア発生した場合には可視光強度や偏光の変化が無いかを調べる予定である。

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a11

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Boomerang 領域からの超高エネルギーガンマ線観測
岡 知彦 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
Boomerang パルサー風星雲（Pulsar Wind Nebula：PWN）領域（以下、Boomerang 領域）は、パルサー
PSR J2229+6114、PWN G106.6+2.9、超新星残骸（Supernova Remnant：SNR）G106.3+2.7 が複合的に存在する領域である。この領域は多波長での観測が行われており、X 線、電波でパルスを放射するパルサー
が PWN に囲まれ、そこから彗星の尾の様に伸びた形をした SNR が存在するという、複雑な形態をとることが分かっている。超高エネルギーガンマ線の領域では、解像型大気チェレンコフ望遠鏡である VERITAS での観測により、SNR 部分にガンマ線ピークがあることが分かった (Acciari et al. 2009)。このようなガンマ線は、一般的に、SNR では超新星爆発による爆風が、PWN ではパルサー風が、周囲の星間物質と衝突する
ときに生じる衝撃波により加速された荷電粒子から様々な放射過程により放射されると考えられている。その放射過程は、陽子と星間物質との衝突によって出来た中性パイオンの崩壊の際に生じるもの（陽子起源）、
逆コンプトン散乱や制動放射によるもの（電子起源）の 2 つのモデルで議論されている。しかし、この領域のガンマ線放射は、上記の一般的な放射起源の議論だけでなく、そもそも、パルサー・PWN 由来であるか、

SNR 由来であるかも明確になっていない。スペクトルの空間的な変化を測定することによってガンマ線の放射起源の解明に繋がることが期待されるが、VERITAS での観測では測定されなかった。例えば、先行研
究 (Aharonian et al. 2006) によりパルサー・PWN から放射されるガンマ線のエネルギースペクトルのべきは空間的に変化するという観測結果が得られている。そこで MAGIC を用いて、Boomerang 領域のガンマ線放射を観測し、放射領域のエネルギー依存性やスペクトルの空間変化について調べた。本講演では、MAGICで取得されたデータの解析結果について述べる。

1

Boomerang 領域

より、head 部分よりも tail 部分で強い VHE ガンマ線放射が見られることが分かる。しかし、この領域
Boomerang 領域は、パルサーと PWN、SNR が でのガンマ線放射機構は未だ解明されていない。次
複合的に存在する領域である。この領域の観測はこ 節でこの領域で考えられている放射モデルについてれまで多波長で行われてきた。1990 年に電波での観述べる。

測 (Joncas & Higgs. 1990) により SNR G106.3+2.7が発見され、2001 年に X 線での観測 (Halpern etal.

2001a,b) により、PSR J2229+6114 と PWN

2

Boomerang 領域の VHE ガン
マ線放射過程2.1

VHE ガンマ線放射の一般的なモデル

G106.6+2.9 が見つかった。図 1 に 1420 MHz 電波
連続波でのイメージを示す (Kothes et al. 2001)。図1 から、この領域の北東部には PSR J2229+6114 とブーメラン型をした PWN G106.6+2.9 が存在しており（以下、head）、そこから南西に向かって彗星の尾SNR や PWN といった天体からの VHE ガンマ線のようにソースが広がっている（以下、tail）ことがの放射過程は主に以下のように考えられている。SNR分かる。超高エネルギー (Very-High-Energy：VHE)

では超新星爆発の爆風が周囲の星間物質と衝突する

ガンマ線でのこの領域の観測は 2009 年に VERITAS

ことにより生じた衝撃波面において、荷電粒子が衝撃望遠鏡を用いて行われている (Acciari et al. 2009)。 波統計加速を受けると考えられている。一方、PWN

630 GeV 以上のガンマ線の分布を図 2 に示す。図 2

1v

LSR ：局所静止基準 (Local Standard of Rest) 速度

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: VHE ガ ン マ 線 (> 630 GeV) で 見 え る
Boomerang 領域 (Acciari et al. 2009)
黒の等高線は 1420 MHz 連続波、マゼンタの等高線はCO(J = 1 − 0, vLSR = −6 to − 4[km/s] 1 ) の積分
強度比を指す2.2

Boomerang 領域の放射モデル

Boomearang 領域では、前節で述べたガンマ線放射機構が未解明であり、さらにそれが SNR 由来かPWN 由来であるかも明らかになっていない。それら
図 1:

電 波 (1420 MHz 電 波 連 続 波) で 見 え る

Boomerang 領域 (Kothes et al. 2001)の放射過程の解明には、この領域の構造を正しく理解することが必要である。この領域の構造の成長過程について、パルサー・PWN と SNR が (A) 異なる

ではパルサー風と SNR 物質の衝突で衝撃波面が作ら

超新星爆発によって生まれたと考える場合と (B) 同

れ荷電粒子が加速を受ける。これらの過程で高エネ

じ超新星爆発によって生まれたと考える場合の 2 つルギーまで加速された荷電粒子によってガンマ線はのシナリオが提案されている。

放射される。加速される荷電粒子の候補として陽子

シナリオ (A)と電子の 2 つが挙げられている。陽子起源では、陽この領域に高密度な物質はないと仮定したとき、子と星間物質の衝突によって生じたパイ中間子の崩

図 3 上のように対象的に衝撃波面は広がっていく

壊によって VHE ガンマ線を生じると考えられていと考えられる。電波観測で得られた SNR の大きる。また電子起源では、シンクロトロン放射によっ

さから、この仮定の下でその年齢は 1.3 Myr だとて放射されたり、宇宙マイクロ波背景放射光子の逆求められている (Pineault & Joncas. 2000)。一

コンプトン散乱によって加速されガンマ線を生じる

方、X 線観測により、パルサーのスピンダウン年と考えられている。現在これらの放射モデルの議論

齢は 10 kyr だと求められている (Halpern et al.

において、PWN 由来のガンマ線放射は電子起源だ

2001b)。従って、このパルサー・PWN と SNRと分かっているが、SNR での放射過程についてはまは異なる超新星爆発で誕生したと考えられる。

だ決着がついていない。
シナリオ (B)
超新星爆発は現在パルサーが存在する場所の近くで起こったと考える。この周囲に図 3 下に示2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
すように、超新星爆発のあった場所の北側に高かっていない。シナリオ (A) に基づけば、PWN か

密度な物質が存在していると仮定すれば、衝撃

ら VHE ガンマ線放射が 200 GeV 以上でかに星雲の波は北方向へは延びない。さらに南西側の物質

4-16 %程度のフラックスが観測されることが期待さ

密度が小さいと仮定すれば、衝撃波は南西方向

れる (Bednarek & Bartosik. 2005)。一方、シナリオに大きく延びていくと考えられる。このシナリ(B) に基づけば、パルサーからの電子が head よりもオの下では SNR の年齢は 10 kyr 程度になるとtail により多く進むことによって、PWN 付近での放求められている (Kothes et al. 2001)。この結果

射に用いられるはずだった電子が tail 付近での放射は先に紹介したパルサーの年齢と一致している。 に用いられると考えることが出来る。従って、head
部分で有意な VHE ガンマ線放射がないと説明することが出来る。

2.3

放射モデルの検証方法

これらの放射モデルの検証は容易ではないが、この領域での VHE ガンマ線放射源を特定するための方法の 1 つとして、放射領域のエネルギー依存性やスペク
トルの空間変化を調べることが挙げられる。PWN から放出される VHE ガンマ線の特徴として、パルサー
からの距離が遠くなるにつれてスペクトルがソフトになるという事例が H.E.S.S. 望遠鏡の観測によって見つかっている (Aharonian et al. 2006)。それはパルサー風に沿って加速される電子が周りの星間物質
図 3: Boomerang 領域の成長過程補図との相互作用によって冷却を受け、パルサーから離れるにつれて電子のエネルギー分布の高エネルギー成分が減少していると解釈された。図 4 に H.E.S.S.

2.2.1

SNR 由来の放射モデルでの議論

VERITAS での観測により、VHE ガンマ線の放射望遠鏡で観測された J1825-137 のスペクトルの空間変化を示す。

位置が CO 輝線の放射領域と一致していることが分かった。これは VHE ガンマ線の放射位置には濃い分子雲が存在することを示し、この放射が SNR 由来の陽子起源である可能性を示唆する。もし OH メー
ザーの放射が検出されれば、SNR の衝撃波面が存在することの強い証拠となり、この主張を強めることができる2 が、未だにそのような放射は確認されていない。

3

観測方法と解析

3.1

観測方法

今回の VHE ガンマ線の観測では、Boomerang 領
域の VHE 放射起源、またその放射過程を解明することを目的とし、前節にあげたような放射モデルの検証のため、放射領域のエネルギー依存性やスペク
トルの空間変化を調べた。

2.2.2

PWN 由来の放射モデルでの議論

観測には解像型大気チェレンコフ望遠鏡である

VERITAS での観測では、PWN 付近の HI ガスが MAGIC 望遠鏡を用いた。VERITAS での観測が 33.4
密な head 部分での有意な VHE ガンマ線放射は見つ 時間のデータ取得であったのに対し、今回の MAGIC
2 SNR の衝撃波によって分子雲が励起状態になりやすくなり、

メーザーの放射強度が大きくなる (Elitzur. 1976)を用いた観測では約 60 時間のデータを取得すること

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
Acciari et al. 2009, “DETECTION OF EXTENDEDVHE GAMMA RAY EMISSION FROM G106.3+2.7
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Kothes et al. 2001, “THE SUPERNOVA REMNANT
G106.3+2.7 AND ITS PULSAR-WIND NEBULA:
RELICS OF TRIGGERED STAR FORMATION IN
A COMPLEX ENVIRONMENT”, ApJ,
Joncas & Higgs. 1990, “The DRAO galactic-plane survey. II. Field at l=105” A&AS,
Halpern et al. 2001a, “A POSSIBLE X-RAY AND RADIO COUNTERPART OF THE HIGH-ENERGYGAMMA-RAY SOURCE 3EG J2227+6122”, ApJ,
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THE ERROR BOX OF THE EGRET SOURCE 3EG
J2227+6122”, ApJ,
Pineault & Joncas. 2000, “G106.3+2.7 : A SUPERNOVA REMNANT IN A LATE STAGE OF EVOLUTION”, Astron J.,

図 4: HESS J1825-137 のスペクトルの位置依存性(Aharonian et al. 2006)

Elitzur. 1976, “INVERSION OF THE OH 1720-MHz
LINE”, ApJ,

図内のマップに示す白線に沿って領域を切り、その領域毎のスペクトルを描いている

Bednarek & Bartosik. 2005, “TeV gamma-rays from theNorthern sky pulsar wind nebulae”, J. Phys. G: Nucl
Part. Phys,が出来た。観測は 2017 年 5 月から 2018 年 6 月に掛Aharonian et al. 2006, “Energy dependent γ-ray morphology in the pulsar wind nebula HESSJ1825137”,
A&A,

けて行われた。

3.2

解析

データは MAGIC 望遠鏡の標準解析ツールを用いて解析した (Aleksic et al. 2016)。解析の結果、

Boomerang 領域から VHE ガンマ線が有意に放射されている事が確認された。モロホロジーのエネルギー依
存性を調べるため、エネルギー帯を区切って VHE ガ
ンマ線の空間分布を描き比較した。これによって、パルサーから距離が遠ざかるにつれ、高エネルギー側でガンマ線フラックスが減少することが分かった。この結果より、この領域では PWN 由来の VHE ガンマ線の放射成分があると解釈することができた（MAGIC

Collaboration の規定に反するため、結果の詳細の記載は避ける）。

Aleksic et al. 2016, “The major upgrade of the MAGIC
telescopes, Part II: A performance study using observations of Crab Nebula”, Astroparticle Physics,

——–index

b1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲形成の金属量依存性
中津川 大輝 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本講演では Inoue & Omukai (2015) のレビューを行う.Koyama & Inutsuka (2002) や Inoue & Inutsuka(2008) などの分子雲形成シミュレーションでは, 高温低密の星間ガスを衝撃波圧縮することによって低温高密度の分子雲クランプが形成されることが示されている. 形成された分子雲クランプは超音速で高温低密度領域の中を動き回り, 乱流を引き起こすことが分かっている. この超音速乱流の起源は, 熱的不安定性を経由して形成されたクランプのランダム運動と考えられている.Field(1965) によると, 圧縮されたガスが冷却される
とき, 温度が下がったガスはさらに密度が下がる. その結果, 高温低密度の領域の中に, 様々な移動速度をもった低温高密度のクランプが生成されると考えられている. 低温領域での冷却は金属元素が担っているため, 分
子雲クランプの形成には金属元素の量が重要になる.Inoue & Omukai (2015) では金属量を変えた場合の熱的不安定性および分子雲クランプ形成を議論しており, 低金属量の場合でも低温高密度のクランプが形成されるがその大きさは低金属ほど大きくなることが示された.

1

背景域において, 冷却がどの程度効くのかは金属量に依存する. ところが,Koyama & Inutsuka (2002) や Inoue

星は宇宙を構成する最も基本的な要素であり, 現在
生まれている星は分子雲で形成されていることが知& Inutsuka (2012) をはじめとした, 超音速乱流分子雲の形成シミュレーションは太陽近傍の金属量で行られている.Koyama & Inutsuka (2002) で行われた

われたものがほとんどであり, 金属量を変えて行われ現実的な星間媒質における加熱冷却を考慮した 2 次

たものはほとんどない.

元の流体シミュレーションでは, 衝撃波圧縮を受けた

超音速の乱流は星形成において重要な役割を持っ星間媒質内に多数の低温高密度のクランプが形成さている. 乱流が超音速の場合, 分子雲クランプ同士のれることが示された. 形成された低温高密度な分子雲衝突によって衝撃波が生成され, ガスがさらに圧縮さクランプは超音速で高温低密度領域の中を動き回り,

れ, 星の形成につながると考えられている. 衝撃波によ

乱流を引き起こす. この超音速乱流の起源は, 熱的不る星形成フィラメントの形成はそれにあたる (Inoue

安定性を経由して形成されたクランプのランダム運

et al. 2018). そのため, 超音速乱流の理解は星形成の理解のために必須である. 金属量は銀河によって異なたガスは冷却され, 温度が下がったガスはさらに密度 り, 銀河系内においても, 銀河中心部と銀河の円盤部が下がる. その結果, 高温低密度の領域の中に, 様々な では金属量が異なる. また, 初期宇宙においては金属移動速度をもった低温高密度のクランプが生成され がほとんど存在しない. そのため, 系外銀河や初期宇ると考えられている.
宙においても銀河系同様の超音速乱流を伴った分子動と考えられている.Field(1965) によると, 圧縮されしかしながら, 冷却が効かない断熱ガス中の衝撃雲を形成することができるかどうかは分かっていな

波伝搬のシミュレーションによれば乱流の速度分散

い. 異なる金属量での分子雲形成を考えることで, 現は亜音速にとどまることが知られている.(Inoue et.al

在の太陽近傍での星形成を見直すことにもつながる.
2013) 加熱機構は星間ダストによる光電加熱, 高温低本講演では Inoue & Omukai (2015) のレビューを密度領域における冷却は水素原子の Ly-α輝線の放射 行い, 金属量を変えた場合の熱的不安定性やクランプが主であるが, 低温高密度領域における冷却の機構は, の形成を議論する. 超音速乱流が星形成に与える影響
炭素をはじめとする金属原子の微細構造輝線や分子 も議論したい。
の回転遷移輝線放射である. すなわち, 低温高密度領

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

冷却と熱的不安定性

2

る時間を tcool とすると, 冷却が効くまでに情報が伝わる距離は

ここでは衝撃波圧縮からクランプ形成までを説明する物理的過程について述べる.

lac = cs tcool(3)である. これよりも長い波長のゆらぎは冷却が十分に効くまでの間に成長しづらい.

2.1

熱的不安定性成長することができるのは,lF < λ < lac を満たす

Field (1965) では, 熱平衡状態にある星間媒質に摂波長のゆらぎである.

動が加えられたとき, 摂動が成長する条件を議論している. 熱平衡状態での温度 T , 質量密度 ρ, 単位時間・単位体積あたりの正味のエネルギー損失率 (冷却率)を L(ρ, T ) とする. 理想気体の状態方程式と流体力学
方程式を摂動展開し, 線形解析を行うことで,
(
)
∂L
<0
∂T P

2.3

加熱冷却機構次に加熱と冷却の機構について簡単に述べる. 加熱に関しては,PAH(多環芳香族炭化水素) を始めとする
星間ダストによる光電加熱が主である. 周囲の星から(1)の UV 光が星間ダストを光電離させ, 電子が運動エネ
ルギーをもって飛び出す. 飛び出した光電子は水素原の時に摂動が成長することがわかる. この時, 圧力の子に衝突することで系に運動エネルギーを渡す. この

ゆらぎはほとんど 0 であり, 等圧である.

ようにして UV 光のエネルギーが系に持ち込まれる

冷却率が密度の増加関数である場合を考える. 密度

ことによって加熱が起こる.

が上がるという摂動を加えた時に冷却率も上昇する.

冷却に関しては,10000K 程度の高温領域と 100K 以

冷却率が上昇することによって温度が下がり, 圧力は下の低温領域とで機構は異なる. 高温領域での冷却は変わらないので状態方程式から密度がさらに上昇す

水素原子の Ly-α 線の輝線放射が主である. 水素原子

る. 逆に, 周囲よりわずかに密度が下がった領域では,同士の衝突により励起された水素原子が, 脱励起する

加熱が効くようになるため, 温度が上昇し, さらに密際に Ly-α 輝線を放出する. 星間ガスが光学的に薄い

度が下がる. このようにして式 (1) の条件下では, 初ことを仮定すると, この Ly-α 輝線は系のエネルギー期に密度ゆらぎを与えた場合にゆらぎは時間とともを光として持ち出す.
一方, 低温領域では水素原子同士の衝突によって水に成長していき, 不安定であることがわかる.

素原子が励起することができない. そのため低温領域での冷却は炭素をはじめとする金属原子の微細構輝

2.2

不安定スケール

線や分子の回転遷移輝線放射が担う. 低温での冷却を

熱的不安定性が成長することができる長さスケー
ルについて考える. 短い波長のゆらぎは, 熱伝導によっ考える場合, このように金属元素のアバンダンスが重要な役割を果たす.

て拡散する. したがって短波長ゆらぎは安定化され成長できない. 冷却による不安定化と熱伝導による安定2.4

低金属量における熱的不安定スケール化を比較した時に, 冷却が優勢となる最小のスケール

Koyama & Inutsuka (2002) では, 太陽近傍におけを Field 長 lF と呼ぶ.

√
lF =る C+ の微細構造輝線による冷却率を次のようにフκTL(2) ィッティングした.

(
)
√
]
92 [
L(n, T ) = 3×10−28 n2 T exp −erg cm−3 s−1
これより長いスケールのゆらぎしか成長できない.
T(4)
物理量の変化は情報として音速 cs で伝わっていく.
ここでnは数密度である.
これに太陽近傍との金属量
そのため系のエネルギーが冷却によって十分減少すの比 Z/Z⊙ をかけたものを金属量 Z における冷却率

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校と考えて, 熱的不安定スケールを見積もると, 次のよフ法が用いられており, 加熱・冷却および熱伝導は通うになる.

常では 2 次の陽的スキームが使われるが, 局所的な冷()−1/2 (

Zn )−3/2lF ∼0.013pc
Z⊙
10cm−3
(
)−1 (
Z
n )−2
lac ∼4pc
Z⊙
10cm−3

却時間が CFL 条件で決まる時間ステップの 10%以

(5) 下になると加熱・冷却の項は陰的解法に切り替わる.

主な加熱機構はダストによる光電加熱のほかに宇(6) 宙線による加熱, 冷却については Ly-α 輝線放射,C+の微細構造輝線および CO 分子の回転遷移輝線をは
金属量を下げていくと lF , lac ともに大きくなること じめとして O 原子の微細構輝線やダスト再結合による冷却も考慮されている. 化学反応については, 各化
学種の数密度の進化は 2 次精度のオペレーター分離法を用いて, 反応毎に Inoue & Inutsuka (2008) で開発された区分厳密解法で進化させるという方法がとられている.
計算のセットアップについてを記す. 立方体の箱の中で,x 軸正方向と負方向の高温低密度星間媒質の流れを x = 0 面で衝突させることで衝撃波を発生させ,衝撃波圧縮を起こしている.
熱的不安定性の成長スケールが金属量に依存すると考えられるため, 立方体の大きさは考える金属量ごとに変えていく必要があるが, 立方体の一辺の長さを−1

L = 4 (Z/Z⊙ ) [pc] として計算を行う. 金属量に関しては Z = 1Z⊙ , 10−1 Z⊙ , 10−2 Z⊙ , 10−3 Z⊙ , 10−4 Z⊙で計算している.

4
図 1: 各金属量での不安定スケール
上が lac を, 下が lF を表わす

Inoue & Omukai (2015) で行われた計算の結果を−1[Myr] = 1.5tcool における各示す. t = 0.6 (Z/Z⊙ )金属量での密度分布を図 2 に示す.

[Z] = log10 (Z/Z⊙ ) であるがわかる. これは金属が少なくなることによって相対的に熱伝導が効きやすくなることと, 冷却に時間がかかるようになるため情報が伝わることができる距離が長くなることによる.

3

シミュレーションの手法
Inoue & Omukai (2015) で行われたシミュレーショ

ンについて簡単に記す. このシミュレーションでは
加熱・冷却, 熱伝導, 化学反応を考慮した流体力学方程式を解いている. 流体計算は時間空間 2 次のゴドノ

結果

図 2 より, 金属量を変えた場合でもクランプが形成され, 低温高密度領域と高温低密度領域の二相構造が出現することが確認できる. 一方,§2.4 で述べたように不安定性の成長スケールが金属量によって変化することを反映して, 低金属量の場合ほど形成される低温高密度クランプは大きくなることが分かる.

5

議論と今後の展望
金属量が少なくなると低温高密度のクランプが大きくなることから, ある金属量を境に不安定スケール

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校であることから, クランプの総質量の 50%を)−3Z
0.01Z⊙(9)以上のクランプがもつ. ここから mT I と mJ が一致するのは, 金属量がmT I = 0.04×

4π
ρ
3

(

lac
2

)3

(

∼ 1.3×104 M⊙

Zcr ∼ 0.042Z⊙(10)のときである.

Z ≫ Zcr の場合は, ジーンズ長よりも小さいクランプが多数形成され, 分子雲中で超音速乱流の状態になっており, 星形成率数%程度の太陽近傍と同様の星形成が起こっていると考えられる. 一方,Z ≪ Zcr のとき, ジーンズ長よりも大きなクランプが形成され,自己重力によって収縮することによってクランプに含まれるのほとんどの質量が星になると考えられる.
このように, 金属量が変わることで星形成が質的に変化することが起こり得る.

Inoue & Omukai (2015) では, 超音速乱流についてはほとんど調べられていない. 超音速乱流は星形成に深くかかわっているが, どの程度の金属量がある時にどの程度の強さの乱流が生じるのかはわかっていな
い. そのため今後は, 自分の研究として, 金属量と超音速乱流の関係を調べていきたいと考えている.

謝辞
数多くの指導・助言をしていただいた井上剛志准教授, 犬塚修一郎教授をはじめとした名古屋大学理論

図 2: 各金属量での密度分布−2−4Z⊙ , 10 Z⊙ の場合を表わす.
色は密度であり, 赤い場所ほど低密度, 青い場所ほど高密度を表わす.

宇宙物理学研究室の皆様に心より感謝いたします.

がジーンズ長よりも長くなると考えられる. ジーンズ

Inoue, T., & Omukai, K. 2015, ApJ, 805, 73

上から Z = Z⊙ , 10

長を lJ , ジーンズ質量を mJ とすると,
( )3
lJ
4π
ρ
∼ 190M⊙mJ =3
2

Koyama, H., & Inutsuka, S. 2002, ApJL, 564, L97(7) Inoue, T., & Inutsuka, S. 2008, ApJ, 687, 303
Field, G. B. 1965, ApJ, 142, 531である. 一方,Hennebelle & Audit (2007) によるとクランプの質量分布関数は

N (m)dm ∝ m−1.78 dm

Reference(8)

——–index

b2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系外縁部 H2 O メーザー源に付随する分子雲構造の研究
小出 凪人 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
我々はこれまで、銀河系外縁部における星形成に注目しており、VERA による位置天文観測データと銀河系分子雲サーベイデータを用いて研究を行ってきた。銀河系第 2 象限の大質量星形成領域 IRAS01123+6430
については、FCRAO による 12 CO(J = 1 − 0) 輝線サーベイデータ、銀河系第３象限の大質量星形成領域

WB886 については、野辺山 45m 望遠鏡による 12 CO(J = 1 − 0) 輝線サーベイデータを用いて、付随する分子雲の解析を行った。VERA による年周視差測定で得られた距離としては、IRAS01123+6430 で 7.64+1.02−0.80

kpc、WB886 で 2.86 ± 0.50 kpc であった。この距離を用いて、それぞれの大質量星形成領域に付随する分子雲の質量は、IRAS01123+6430 で 5.8 × 104 M 、WB886 で 1.1 × 103 Mとなった。これらの分子雲の形状に着目してみたところ、Takahira et al. (2014) の分子雲衝突モデルで見られるような円弧状の構造を成していた。以上の結果から、銀河系外縁部における大質量星形成の傾向が明らかになってきた。

1

Introduction2

大質量星形成の原因についてはよく分かっておらObservations

ず、星団内での小・中質量星同士の合体、超新星爆発

VERA (VLBI Exploration of Radio Astrometry)
は、日本列島の各４ヶ所（水沢局・小笠原局・入来局・による衝撃波による急激なガス圧縮、分子雲衝突によ石垣島局）に配置されている口径 20 m の望遠鏡かるガス圧縮等、様々な説が提唱されている。近年の研ら構成される大型干渉計である。分解能 1 mas とい究では、分子ガス密度が高く星形成が活発な銀河系のう高精度で H2 O メーザー (周波数：22 GHz) の観測内縁部に注目が集まっているが (Fukui et al. (2014);を行い、2-beam 受信機による参照電波源の同時観測

Torii et al. (2015))、我々は、ガス密度の低い外縁部 で目的天体の像の揺らぎをおさえる事が可能である。
で強い H2 O メーザーを放射する大質量星形成領域

IRAS01123+6430 については 2012 年 3 月〜2014 年(Comoretto et al. (1990); Palagi et al. (1993)) があ 11 月、WB886 については 2015 年 9 月〜2017 年 9 月
ることに興味を持ち、銀河系外縁部における２つのの期間で観測が行われた。今回はこの位置天文観測

大質量星形成領域（IRAS01123+6430、WB886）をデータを用いて、各 H2 O メーザー源の年周視差測定

対象に研究を行った。

を行い、距離測定を行った。

IRAS01123+6430 は 、赤 道 座 標 (α, δ)
=
m
s
◦ 0
00
(1 15 40.8 , +64 46 40.8 ) (J2000)（ 銀 河 座 標

FCRAO (Five College Radio Astronomical Observatory) は、アメリカ合衆国マサチューセッツ州の

h(l, b) = (125.51◦ , +2.03◦ )（第 2 象限））に位置する ５大学により設立された、口径 14 m のミリ波望遠鏡
大質量星形成領域である。12 CO(J = 1 − 0) 輝線観 である。Heyer et al. (1998) により、12 CO(J = 1−0)
測による視線速度は VLSR = −54.7 km s−1 であっ 輝線 (周波数：115 GHz) 観測が行われた。観測のプた (Wouterloot & Brand 1989)。

WB886(IRAS06446+0029)

ロファイルは表 1 の通りになっている。
は 、赤 道 座 標

FUGIN (FOREST Unbiased Galactic plane(α, δ) = (6h 47m 13.3s , +0◦ 260 5.9200 ) (J2000)（銀河 Imaging survey with Nobeyama 45-m telescope) は、
座標 (l, b) = (212.06◦ , −0.74◦ )（第 3 象限））に位 長野県南佐久郡に設置してある口径 45 m のミリ波望置する大質量星形成領域である。12 CO(J = 1 − 0) 遠鏡を用いた、銀河面レガシーサーベイプロジェク
輝線観測による視線速度は VLSR = 44.3 km s−1 でトである。受信機 FOREST による広帯域・高感度のあった (Wouterloot & Brand 1989)。

観測が可能で、12 CO, 13 CO, C18 O(J = 1 − 0) の３

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

12

表 1: FCRAO Outer Galaxy Survey

観測領域 (銀緯)
空間分解能
速度分解能

22.5

20.0

−3.03◦ – +5.43◦4500
0.98 km s−1

17.5+02.2°
15.0

K km s−1

観測領域 (銀経)1994 年春〜1997 年 1 月
102.5◦ – 141.5◦

Galactic Latitude

観測期間

CO(J =1−0) V = -57.3 − -50.0 km s−1+02.4°

12.5+02.0°

輝線を同時観測可能である (Umemoto et al. 2017)。

10.0

7.5

+01.8°

本研究では、12 CO(J = 1 − 0) 輝線のデータを使用

5.0

20 pc

し、表 2 のプロファイルで観測が行われた。
125.8°

125.6°

125.4°

Galactic Longitude

2.5

125.2°

0.0

表 2: FUGIN Outer Galaxy Survey
観測期間
観測領域 (銀経)2014 年 3 月〜2017 年 4 月
198◦ – 236◦

空間分解能

−1◦ – +1◦
2000

速度分解能

−1

観測領域 (銀緯)1.3 km s

図 1:

FCRAO Outer Galaxy Survey による、
IRAS01123+6430 に付随する分子雲の積分強度図
12

CO(J =1−0) V =39.7 − 48.1 km s−1
48-00.6°

Galactic Latitude

42

36

3

Results

IRAS01123+6430 の年周視差測定から、年周視差は 0.131 ± 0.015 mas となり、この逆数をとって距離は 7.64+1.02−0.80 kpc と算出された。この距離を用いて、K km s−1-00.7°

30

24-00.8°

18

12

5 pc

6

-00.9°FCRAO サーベイにより観測された分子雲の物理量の導出を行った結果、サイズは 40 pc × 53 pc、光度212.2°

は 1.4 × 104 K km s−2 pc2 、質量は 5.8 × 104 M と212.1°

212.0°

Galactic Longitude211.9°

0

求められた。そしてこの分子雲は、円弧状の構造と図 2: FUGIN Outer Galaxy Survey による、WB886

直線状の構造を持った形状としている事が分かったに付随する分子雲の積分強度図(図 1)。
WB886 の年周視差測定から、年周視差は 0.349 ±換式 MCO = 4.1

0.052 mas となり、この逆数から距離は 2.86 ± 0.50
2001) を用いた。
kpc と算出された。この距離から FUGIN サーベイで観測された分子雲の物理量を導出したところ、サイズ
は 9.8 pc × 9.6 pc、光度は 2.6 × 102 K km s−2 pc2 、 4

弧状の構造が見られ、近傍の分子雲と橋渡しをする
ような三角形の構造が付随していた (図 2)。
分子雲の質量の算出については、光度–質量の変LCO
K km s−1 pc2)
M (Heyer et al.

Discussion

質量は 1.1 × 103 M と求められた。この分子雲の形状に着目してみると、IRAS01123+6430 と同様の円(

4.1

IRAS01123+6430

検出された分子雲は、図 1 のような円弧状の構造と直線状の構造を持った形状をしていた。この形状に着目してみたところ、Takahira et al. (2014) によ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
る分子雲衝突のシミュレーション (図 3) における、 動しているのではないかと考え、図 4 のようなトイ
衝突後の形状によく一致していた。このシミュレー

モデルを考案してみた。

ション (図 3) では静止した大型分子雲に小型分子雲を衝突させており、推定上、直線状の構造は小型分
子雲の通過後に残ったガス成分が集まってできたものだと考えられる。Takahira et al. (2014) のシミュ
レーションにおいて、直線状成分が確認された時の衝突の相対速度は 3, 5 km s−1 だった。
-1
v=5[km s ], t=5.2[Myr]01.0e-229.0e-2358.0e-23

Density [g cm-3]

7.0e-2310

Y [pc]

6.0e-23
5.0e-2315

4.0e-23
3.0e-2320

2.0e-2325

1.0e-23
25

20

15

10

5

0

X [pc]

図 3: Takahira et al. (2014) による分子雲衝突のモデ

図 4: アウトフローを伴い移動する星形成領域のトイモデル（青丸点が星形成領域、緑三角点がアウトフローを示している）

ル（衝突の相対速度：5 km s−1 、経過時間：5.2 Myr）

VERA の年周視差測定から得られた距離 2.86 kpc
今回の VERA による年周視差測定から得られた距 から、円弧状成分から三角形構造の頂点間での距
離 7.64 kpc から、円弧状成分–直線状成分間の距離 離、アウトフローの射出距離を求め、Takahira et al.
は ∼ 16 pc となり、Takahira et al. (2014) のシミュ (2014) のシミュレーションにおける相対速度を用い、レーションにおける、直線状成分が見えた相対速度

衝突から図 2 の状態に至ったタイムスケールの算出

3, 5 km s−1 を用いて衝突のタイムスケールを計算し を行った。その結果、タイムスケールの値は ∼ 1 Myrと求められた。
たところ、3.0–5.1 Myr となった。

4.2

WB886

5

Conclusion

こちらで見つかった分子雲は、図 2 のような形状
今回、２つの H2 O メーザー源について、観測で得をしており、円弧状の構造という点に着目すると、 られた結果からタイムスケールの算出を行ったとこ

IRAS01123+6430 と同じく分子雲衝突によって生じ ろ数 Myr となり、いずれも大質量星形成のタイムスたものである可能性が高い。
ケールに一致している事が分かった。
また、この構造に加え、近傍に三角形の構造が検銀河系外縁部では分子雲クランプの密度が低く、差出されている事が分かる。この円弧状構造の背中側 動回転も小さいため、クランプ同士の衝突頻度は銀と橋渡しをしている三角形構造について、WB886 と 河系内縁部に比べて低い。しかし、Takahira et al.
は別の星形成領域がアウトフローを放出しながら移(2014) の分子雲衝突シミュレーションの結果によると、遅い相対速度での衝突の方が大質量星を生成す2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
るのに有利であるとされている。今回の結果と併せると、銀河系外縁部では遅い速度の分子雲衝突によって大質量星形成が起こっている可能性が高い。

Reference
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A&AS, 84, 179
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63
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Wouterloot, J. G. A., & Brand, J. 1989, A&AS, 80, 149

——–index

b3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

高速度コンパクト雲 CO–0.26+0.02 の観測的研究
菅野 頌子 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系の中心には、中心から半径数 100 pc の領域に大量の星と星間物質が集中している、中心分子層(Central Molecular Zone; CMZ) と呼ばれる領域がある。CMZ の分子雲は、円盤部のものと比べると高温・高密度かつ大きな速度幅を持つ。このような 分子雲の中でも、非常に大きな速度幅 (∆V > 50 km s−1 ) に加えコ
ンパクトな空間分布 (d < 5 pc) を持つものを、高速度コンパクト雲 (High Velocity Compact Cloud; HVCC)と呼び、これらは CMZ の CO スペクトル観測データから多数発見されている。今回、James Clark Maxwell

Telescope(JCMT) で取得した 12 CO J=3–2 回転遷移輝線を精査したところ、(l, b) = (−0◦· 26, +0◦· 02) を中心に位置する HVCC CO–0.26+0.02 を発見した。CO–0.26+0.02 は、サイズが 2 pc 程度とコンパクトでありながら ∆V ∼ 70 km s−1 といった非常に大きな速度幅を持ち、12 CO J=3–2/J=1–0 輝線強度比が著しく高い（R3−2/1−0 > 1.5）。積分強度から CO–0.26+0.02 の質量を約 8 × 103 M⊙ と評価し、さらに速度分散（σV ∼ 15 km s−1 ）から運動エネルギーを 5.3 × 1049 erg 程度と評価した。HVCC はその空間・速度構
造により数種に分類されているが、CO–0.26+0.02 の描像より、この HVCC のタイプは局所的な爆発現象を起源とする「シェル型」、コンパクトな重力源周囲での回転を起源とする「シンプル型」と考えられた。本
講演ではこの 2 通りの観点から、CO–0.26+0.02 の物理状態、運動状態について議論する。

1

Introductionとから、何らかの原因で分子雲に大きな力が作用しているものと考えられている。

銀河系中心部において、星間物質の大部分は気相で存在し、分子雲の形態を取る。このような領域は数百

pc にわたって存在し、中心分子層（Central Molecular Zone; CMZ）と呼ばれている (Morris & Serabyn
1996)。CMZ 内の分子雲は他の部分のものに比べると高温・高密度かつ複雑な運動状態にあり、大きな速度幅 ( ∆V > 15 km s−1 ) を持つ。
図 1 に、12 CO J=1–0 回転遷移線を元に作製された、銀河系中心部の分子雲の積分強度図と銀径速度図を示す (Oka, T., et al. 1998)。この図からは、銀河系中心部の分子雲が 15 − 30 km s−1 程度の速度幅を持っていることがわかる。また、図 1 にはオレンジ色の矢印の先で示したような細長い線状の分布がいくつか見られる。これらの速度幅は CMZ 内でも突出した大きさであるが、その空間サイズは数 pc 程度と非常に小さい。このように、分子雲全体の大きさがコンパクト (d < 5 pc) でありながらも大きな速度幅 (∆V > 50 km s−1 ) を持つ特異な分子雲のこと
を、高速度コンパクト雲（HVCC）と呼ぶ。HVCC
では小さな空間の中で激しい運動が起こっているこ

HVCC が形成される起源としては、いくつかのシナリオが提唱されており (Tanaka, K., et al. 2014)、
形成の原因ごとに異なった空間・速度構造を示す。主な種類は 3 つあり、異なる分子雲同士の衝突による乱流が原因の「ブリッジ型」（例：豚の尻尾分子雲(Matsumura, S., et al. 2012)）、分子雲内部で発生している局所的な爆発現象が原因の「シェル型」（例：CO-1.21-0.12(Tsujimoto, S., et al. 2018)）、コンパ
クトな重力源周囲での回転運動が原因の「シンプル型」（例：CO-0.40-0.22(Oka, T., et al. 2016)）といったものに分類されている。
本研究では、James Clark Maxwell Telescope を用いて取得された 12 CO J=3–2 回転遷移輝線のデータを精査し、(l, b) = (−0◦· 26, +0◦· 02) の位置に、空間的にコンパクトで大きな速度幅を持った、HVCC の候補となる分子雲を発見した。以降ではこの天体をCO–0.26+0.02 と名付け、物理状態や起源について議論する。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results
図 2 に、CO–0.26+0.02 の積分強度図と位置–速度図を示す。積分強度図では (l, b) = (−0◦· 26, +0◦· 02)を中心に強い輝線の放射が見られる。位置–速度図
からは、視線速度成分が VLSR = −130 km s−1 –−60 km s−1 （∆V ∼ 70 km s−1 ）と大きな幅を持
つ一方、空間分布は 2 pc 程度（VLSR = 90km s−1あたりの広がりを含めると 4 pc 程度）と小さくまと
まり、HVCC の特徴を示していることがわかる。また、VLSR = 100km s−1 近傍で強度が小さくなる箇所がある。

図 1: 銀河系中心部の積分積分図（上）、銀径速度図（下）(Oka, T., et al. 1998)。積分強度図は、視線速度成分が VLSR = −220 km s−1 – +220 km s−1 に相当する強度を積分したもの。銀径速度図は銀緯 b = 0◦
における位置–速度図である。

2

Data
解析に使用したデータは、12 CO J=1–0, J=3–2、13

CO J=1–0 の回転遷移スペクトル線である。

12

CO J=1–0 輝線（115.271 GHz）のデータは、野辺山宇宙電波観測所（Nobeyama Radio Observatory;NRO）45 m 望遠鏡を用いて 2011 年 1 月に行われた、CMZ の広域サーベイ観測のものを使用した。受信器
は BEARS を用い、on-the-fly マッピングモードで観測を行った。13 CO J=1–0 輝線（110.201 GHz）のデータは、NRO 45 m 望遠鏡を用いて 2016 年 1 月から 3 月にかけて行われた観測のものを使用した。受信器は FOREST である。12 CO J=3–2（345.796 GHz）のデータは、JCMT を用いて 2013 年から 2015 年にかけて数回に分けて行われた観測のものである。使用した受信器は HARP である。
以上 3 種のデータのうち、(l, b) = (−0◦· 26, +0◦· 02)

を中心とした 0◦· 16 × 0◦· 16 の範囲を解析に用いた。

図 2: CO–0.26+0.02 の 12 CO J=3–2 輝線積分強度
図（上）と位置–速度図（下）。積分強度図は、視線速度成分が VLSR = −130 km s−1 – −60 km s−1 に相当する強度を積分したもの。積分強度図上のマゼンダの矢印が位置–速度図の横軸（位置）となっている。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
R3−2/1−0 は分子雲の温度と密度を反映する値であここで、fν (T ) は温度の次元で書かれたプランク関るため、分子雲の状態を表す指標とされる (Oka, T.,

数、Aul はアインシュタインの A 係数である。TMB

et al. 2007)。CO–0.26+0.02 について 12 CO J=3– は観測量で、今回は 12 CO J=3–2 輝線のデータを用
2/J=1–0 輝線強度比（R3−2/1−0 ）を計算したところ いた。
（図 3）、広域にわたり R3−2/1−0 > 1.5、箇所によっ

また、CO–0.26+0.02 の速度分散は σV ∼ 15 km s−1ては 2.5 以上という非常に高い値が得られた。得らであったので、運動エネルギーは 5.3 × 1049 erg 程度

れた輝線強度比から、CO–0.26+0.02 の温度の下限と評価した。

は Tkin > 50 K と推測された。

4.2

Driving Mechanism

CO–0.26+0.02 を HVCC であると仮定した上で、空間・速度構造をふまえて形成起源の可能性を考察した。

1. シェル型：爆発現象を起源とするシェル型 HVCC
では、積分強度図と位置–速度図双方の対応する箇所に楕円型の強度分布が見られる。CO–

0.26+0.02 の 12 CO J=3–2 輝線では、積分強度
図上には見えないが、位置–速度図中の VLSR =−100 km s−1 – −80 km s−1 に楕円形の一部と見える構造が含まれている。

2. シンプル型： 重力源周囲での運動が起源のシン
プル型 HVCC の特徴は、速度範囲全域にわた
図 3: R3−2/1−0 についての位置–速度図。両軸とも範り空間構造が乏しく速度幅が広いことである。

囲は図 2 の下図と等しい。カラースケールで R3−2/1−0

CO–0.26+0.02 は周囲から独立したコンパクトを、12 CO J=3–2 輝線強度を等高線で表し、両者のな空間構造と広い速度幅を持つため、シンプル対応を示した。

型の特徴を備えている。

3. ブリッジ型： 前述したように CO–0.26+0.02 に4

Discussion

4.1

Physical Quantities

は強度の弱い箇所がある。これが吸収によるものではなかった場合、CO–0.26+0.02 は視線速度 VLSR = 100 km s−1 を境界に２つの分子雲から構成されていると見ることができ、これら

CO–0.26+0.02 について局所熱力学平衡 (Localの分子雲の衝突による乱流が原因のブリッジ型

Thermodynamic equilibrium; LTE) を仮定したとこ

HVCC である可能性がある。ただし一般的に、

ろ、12 CO J=1–0/13 CO J=1–0 輝線強度比より、励起分子雲の衝突は CMZ にある分子雲分布の軌道

温度 Tex = 20 K、光学的厚み τν = 2.6 が求められた。

が交差する l = −0◦· 75 付近 (Binney, J., et al.

これらの値と柱密度の式 (1) より、CO–0.26+0.02 のLTE 質量が 8 × 103 M⊙ と計算された。
2

Nu =

8πkν
fν (Tex )τν
TMB ∆Vhc3 Aul fν (Tex ) − fν (Tbg ) 1 − τν(1)1991) にて、分子雲の大きな分布の間で起こりやすいとされている。そのため CO–0.26+0.02の位置 l = −0◦· 26 と、分子雲が空間的に独立していることを考慮すると、この HVCC は一般的な分子雲衝突の例としては考えにくい。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
以上の議論より、いずれの可能性も完全に棄却することはできないが、CO–0.26+0.02 がブリッジ型である可能性は低い。これより、CO–0.26+0.02 は「シンプル型」もしくは「シェル型」の HVCC であるとした。また、複数の要因が生成の要因になっていることも考えられる。
今後は衝撃波トレーサーである SiO 輝線、高密度
トレーサーである HCN 輝線など他輝線での観測結果や、干渉計による詳細な観測が求められる。

Reference
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Tanaka, K., Matsumura, S., Nagai, M., & Kamegai, K.,
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91
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Takekawa,S., 2016, ApJ, 816, 7
Binney, J., Gerhard, O., E., Stark, A., A., bally, J., andUchida, K., I., 1991, MNRAS, 252, 101

——–index

b4

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA による大マゼラン雲の巨大分子雲の詳細観測
後藤 健太 (大阪府立大学大学院 理学系研究科)

Abstract
分子雲は恒星の形成現場である。中でも 104 太陽質量以上の質量を持つ巨大分子雲では大質量星とともに多数の小質量星が形成され、銀河の進化に大きな影響を与える。大マゼラン雲は銀河系から最も近い系外銀河の一つである。先行研究により、大マゼラン雲には 272 個の巨大分子雲が存在することが明らかにされ (Fukui et al.

2008)、それらの巨大分子雲が大質量星形成活動の特徴に応じて 3 つの進化段階 (TypeI, TypeII, TypeIII) に分類された (Kawamura et al.2009)。本研究では ALMA 望遠鏡の ACA(Atacama Compact Array) を用いて、大マゼラン雲に存在する進化段階の異なる 5 つの巨大分子雲 (TypeI:GMC225, TypeII:N166,N171,N206D,

TypeIII:N206) を 12 CO (J = 2–1), 13 CO (J = 2–1) 輝線で観測した。また、先行研究で得られていた 13 CO(J = 1–0) 輝線のデータとの比較を行い、物理量を導出した。本研究によって、大マゼラン雲に存在する
進化段階の異なる巨大分子雲の分布や密度・温度の分布が明らかになった。中でも電離水素領域が付随した

TypeIII の進化段階に該当する巨大分子雲は、付近の大質量星から放射される紫外線によって、物理的に大きな影響を受けていると考えられる。

1

Introduction
大マゼラン雲は太陽系から約 50 kpc の位置に存在しており、最も近い系外銀河の一つである。非常に星形成が活発な天体であり、大質量星および星団の誕
生母体となる巨大分子雲が多く存在する。また、銀河面が face-on であることに加えて高銀緯に位置していることから、視線方向の重なりも少なく、非常に観測に適した天体であると言える。さらに、銀河系と比べて重元素量が少ない (1/2 程度) という特徴を持っているので、低重元素量環境下における星形
成のメカニズムを理解するためにも大マゼラン雲は重要な天体であると言える。
図 1 のように、名古屋大学の口径 4m の電波望遠
鏡「なんてん」を用いた大マゼラン雲の広域マッピ

図 1: 大マゼラン雲の巨大分子雲 (Fukui et al. 2008)

ングによって、検出限界である 5 × 104 太陽質量以可視光の大マゼラン雲の写真の白色のコントアは検上の巨大分子雲が大マゼラン雲の全面にわたって検出された巨大分子雲を示す。

出された。これにより、大マゼラン雲に存在する 272
個の巨大分子雲が同定された (Fukui et al. 2008)。

れると、その母体である巨大分子雲は最終的には大巨大分子雲において、大質量星が形成された場合、 質量星からの恒星風や超新星爆発によって破壊されその紫外線放射によって周囲の水素原子ガスが電離る。そして、最終的に星団のみが残ることになる。こされ、その場所に電離水素領域が形成される。また、 のことから、巨大分子雲における星形成では、電離巨大分子雲では星形成の進化が進むと大質量星だけ

水素領域や星団が密接に関係していることが言える。

でなく星団も形成されることが多い。星団が形成さそこで図 2 のように、大マゼラン雲に存在する 272

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
個の巨大分子雲を大質量星形成活動の特徴に応じて比等を導出するため同天体の Cycle 1 の観測 (P.I.,

3 つの進化段階 (TypeI, TypeII, TypeIII) に分類し

A. Kawamura, #2012.1.00603.S) によって得られたた (Kawamura et al. 2009)。

13

3

CO (J = 1–0) のデータも使用した。

Results
本研究の観測によって、12 CO (J = 2–1) と 13 CO(J = 2–1) における巨大分子雲 (TypeII:N166, N171,
N206D, TypeIII:N206) の分布や輝線の強度が明らかになった。進化段階が Type I, II の巨大分子雲は比較的広がった空間成分を示すのに対して、進化段階
が後期の TypeIII の巨大分子雲 N206 は比較的にコ
ンパクトな空間成分を示し、また細長い構造を有していた。

4Discussion
図 3 のように、本研究で観測した巨大分子雲の12CO (J = 2–1) と 13 CO (J = 2–1) の分布と電離水

素領域を示す Hα 線の分布の比較を行ったところ、進図 2: 巨大分子雲の進化段階 (Kawamura et al. 2009)

TypeI:大質量星形成が始まっていない巨大分子雲
TypeII:電離水素領域が付随している巨大分子雲
TypeIII:電離水素領域と若い星団が付随している巨大分子雲化段階が TypeIII の巨大分子雲 N206 において、Hα線の分布が分子雲の分布に対して相補的になっていることが分かった。分子雲が付近の大質量星からの紫外線の放射の影響を受けて破壊され、細長い構造になった可能性がある。また図 4 のように、輝線強13/12

赤色の丸は電離水素領域を示す。青色の白抜きの丸は若い星団を示す。

度比 R2−1= 13 CO (J = 2–1) / 12 CO (J = 2–1)

13
と R13
CO (J = 2–1) / 13 CO (J = 1–0)
2−1/1−0 =の導出を行った。その結果、巨大分子雲 N206 の中でも付近に電離水素領域が卓越している南部の分子雲において、R13
2−1/1−0 値が有意に高くなっていること2が分かった。典型的な輝線強度比の値は N206 の北

Observations

部で 0.6-1.4 程度、南部で 1.4-2.5 程度であった。こ本 研 究 で は 、Atacama

Large

Millime-れは分子雲が大質量星からの紫外線の放射の影響を
ter/submillimeter Array(ALMA) の ACA(Atacama 受けていることを示している。
Compact Array) を用いて、大マゼラン雲の星形成領域である GMC225, N166, N171, N206D, N206 の観測を行った (P.I., A. Kawamura, #2015.1.00929.S)。
観測輝線は 12 CO (J = 2–1), 13 CO (J = 2–1), C18 O(J = 2–1), SiO (J = 5–4), H(30)α である。空間分
解能は 7”(1.7pc) 程度、感度は 0.1Jy/beam(速度分
解能 dv = 0.2km/s) 程度である。また、輝線強度

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校-71°05'00.0"10

大質量星からの紫外線の放射の影響を受けているこ9とが分かった。

8

06'00.0"

Dec (J2000)

7
6

07'00.0"

54

Reference
Fukui et al. 2008, ApJS, 178, 1

08'00.0"
3

Kawamura et al. 2009, ApJS, 184, 1

2
09'00.0"
1
10pc
12.00s31m00.00s
48.00sRA (J2000)

5h30m36.00s0

図 3: 巨大分子雲 N206 と電離水素領域の分布
赤色は電離水素領域から放射される Hα 線の強度を示す。コントアは 13 CO (J = 2–1) を示す。コント
アレベルは 2.5, 5.0, 7.5, 10.0, 15.0 K km/s である。

2.50

-71°05'00.0"

2.25

Dec (J2000)

06'00.0"

2.00
1.75

07'00.0"

1.50
08'00.0"

1.25
1.00

09'00.0"

0.75
10'00.0"
24.00s10pc
12.00s31m00.00s
48.00sRA (J2000)

36.00s0.50
5h30m24.00s

図 4: N206 の輝線強度比 R13
2−1/1−0 のマップ

5

Conclusion
本研究では ALMA 望遠鏡の ACA(Atacama Com-

pact Array) を用いて、大マゼラン雲に存在する進化段階の異なる五つの巨大分子雲 (GMC225, N166,

N171, N206D, N206) の観測を行った。その結果、それぞれの分子雲の分布や輝線の強度が明らかになった。進化段階が後期の TypeIII の巨大分子雲 N206 は
比較的にコンパクトな空間成分を示し、また細長い構造を有していた。さらに Hα 線との比較と輝線強度比 R132−1/1−0 の導出を行った結果、分子雲が付近の森岡祐貴 修士論文 (2017)

——–indexc1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系中心高速度コンパクト雲 CO 0.02–0.02 の観測的研究
岩田 悠平 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系中心分子層に存在する分子雲は、円盤部のそれらと比較して高温かつ高密度であり、広い速度幅を持つという特徴がある。そのような特徴をもつ銀河系中心分子層の中でも、特に速度幅が広く (∆V > 50

km s−1 )、空間的にコンパクト (d < 10 pc) な天体は高速度コンパクト雲と呼ばれる。高速度コンパクト雲のほとんどは他波長の対応天体を持たず、多くの起源は未解明である。銀河系中心核 Sgr A*から約 5′ 東に位置する高速度コンパクト雲 CO 0.02–0.02 は、膨大な運動エネルギー (1051.5 erg) と際立って高い CO

J=3–2/J=1–0 輝線強度比で特徴付けられる天体である。先行研究では、この高速度コンパクト雲に隣接するアーク構造と、その内部に赤外線点源の集中が見られることから、星団からの超新星爆発起源であることが提唱されていた。
本研究では、野辺山 45 m 望遠鏡、ASTE 10 m 望遠鏡、JCMT を用いて新たに取得した分子スペクトル線
データの解析を行った。その結果、先行研究で確認されたアーク状構造の位置に複数の膨張シェル構造を発見した。加えて、CO 0.02–0.02 の最高速度成分は、これらの膨張シェル構造とは関連の薄い位置に見出されることもわかった。このことは、先行研究で提唱されている単純な膨張モデルでは CO 0.02–0.02 全体の運動状態を再現できないことを意味する。今回この最高速度成分について、追加の膨張シェルモデル及び、点状重力源による散乱モデルの適用可能性を検討した。後者のモデルは、高速度コンパクト雲 CO–0.40–0.22の起源として提唱されているモデルである。結果として、どちらのモデルでも最高速度成分の運動状態が再現可能であり、重力散乱モデルの場合 5×104 M⊙ 程度の点状重力源が必要であることがわかった。以上の結果から、CO 0.02–0.02 には少なくとも複数回の超新星爆発を引き起こす大質量星団が付随し、中質量ブラックホールのようなコンパクトな大質量天体が付随する可能性も示唆された。

1

Introduction

高速度コンパクト雲は、銀河系中心分子層で多数発見されている特異分子雲の一群である。これらは、銀河系中心から半径数百パーセクの領域は、特に分子雲が集中しており、中心分子層 (Central Molecu-

lar Zone) と呼ばれている (Morris & Serabyn 1996)。
中心分子層は、近傍の渦巻銀河でも観測されており (e.g., Sakamoto et al. 2011)、多くの銀河に存在すると考えられている。銀河系中心分子層内の分子雲は、銀河系円盤部の分子雲に比べて平均密度が高く (nH2 ≥ 104 cm−3 )、速度幅が広い (∆V ≥

空間的にコンパクト (d < 10 pc) かつ速度幅が広い(∆V > 50 km s−1 ) という特徴を持つ。ほとんどの高速度コンパクト雲についてはその起源は解明されていないが、いくつかについては個別に研究が進められ、各々について起源が提案されている。例として、
銀経 +1.3◦ 領域中の高速度コンパクト雲は、明瞭な膨張シェル構造から、複数回の超新星爆発起源と考えられており (Oka et al. 2001; Tanaka et al. 2007)、
20 km s−1 ) という特徴がある。銀河系では、CO
また Sgr C 領域に位置する CO–0.40–0.22 は、詳細
J=1–0 輝線を用いた中心分子層のサーベイ観測によっな運動状態の解析により、∼ 105 M⊙ のコンパクトて、複雑な運動状態が明らかになった。この観測は、な重力源が付随し、これによって重力散乱が起こり、中心分子層内の数多くのアーク、シェル構造や、フィ
巨大なエネルギーと広速度幅を生じたものと解釈さラメント構造を明らかにするとともに、「高速度コン
れている (Oka et al. 2016)。
パクト雲」と呼ばれる特異分子雲の一群を発見した
CO 0.02–0.02 は、銀河系中心核 Sgr A*から約 5′ 東(Oka et al. 1998)。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校の (l, b) ∼ (0.02, −0.02) に位置し、大きさが ∼ 3 × 4−1毎の強度較正用の天体として、Sgr B2 を毎日 5 分観の高速度コンパク

測した。 ビームサイズは FWHM = 17′′ (@492 GHz)ト雲である。この天体は、Oka et al. (1998) によるであり、観測中の典型的なシステム雑音温度は 350–

pc 、速度幅が ∆V ≥ 100 km s2

CO J=1–0 輝線を用いた CMZ の広域サーベイ観測 600 K であった。ポインティング観測は約 1 時間半にて発見され、Oka et al. (1999) によってその詳細

毎に R Aql に対して行い、指向精度は ∼ 2′′ であっが報告された。質量は MLTE = 9 × 104 M⊙ であり、 た。
運動エネルギーは、(3–8) ×1051 erg にまで達する。

リダクションは、国立天文台野辺山宇宙電波観測

この天体の南西部にはアーク状の構造と、放射のな所が提供している Nobeyama OTF Software Tools

い空洞部があり、複数回の超新星爆発によって加速

for Analysis and Reduction (NOSTAR) を用いてされたというシナリオが提唱された。その後 Spitzer

行った。輝線強度は、主ビーム能率 ηMB = 0.45

宇宙望遠鏡の InfraRed Array Camera (IRAC) を用を用いてアンテナ温度から主ビーム温度 (TMB ) ス

いた波長 8 µm のマップ (Stolovy et al. 2006) から、 ケールに直した。作成したマップは、グリッド間隔
この空洞の中には赤外線点源が多数あることがわかり、提唱されていた複数回の超新星爆発は、赤外線(∆l × ∆b × ∆V ) = (7.5′′ × 7.5′′ × 1 km s−1 ) とした。
RMS ノイズは ∆TMB ∼ 0.2 K であった。

点源として見えている星団によって引き起こされたと解釈されるようになった (Oka et al. 2008)。
しかしながら、星団の示唆となる南西部の巨大な空洞は一つのコヒーレントな膨張シェルではなく、また星団と思しき赤外線源もそれほど明るくないため、その中での超新星爆発で全てのエネルギーを賄うことが出来るのかどうかは疑問があった。そこで、本研究では新たなデータを取得し解析を行い、提唱されているモデルについて再考を行った。

3

Results
CO J=4–3 輝線の −5 ≤ VLSR ≤ +155 km s−1の範囲で積分された積分強度図を図 1a に示す。積分強度図から、先行研究で報告されていた南西部のアーク状構造と空洞がはっきりと確認できた。また、

CO 0.02–0.02 の最高速度は VLSR ∼ 160 km s−1
で、この成分は望遠鏡のビームサイズほどの、非常にコンパクトであることがわかった。位置は (l, b) =2

Observations(0.014◦ , −0.024◦ ) で (図 1a の +)、積分強度図上のピーク位置の (l, b) = (0.014◦ , −0.020◦ ) とはやや離本研究では、野辺山 45 m 望遠鏡によって CO J=1– れた位置にある。CO 0.02–0.02 は北東から南西に伸0, 13 CO J=1–0、口径 15m の James Clerk Maxwell びた構造をしているが、この傾きで最高速度成分をTelescope (JCMT) によって CO J=3–2, HCN J=4– 通るような直線で切った時の位置–速度図を図 1b に
3、Atacama Submillimeter Telescope Experiment 示す。図 1b より、最高速度成分は北東部から加速さ(ASTE) 10 m 望遠鏡によって CO J=4–3 の回転ス れているように見える。速度端は非常に真っ直ぐ伸ペクトル線のデータを取得し、解析を行った。本集 びた構造をしている。先行研究では、CO 0.02–0.02
録では CO J=4–3 のデータを主に提示するため、本 が VLSR ∼ +150 km s−1 まで加速されていることは節ではこの観測の詳細についてのみ述べる。

CO J=4–3 輝線 (461.041 GHz) は、ASTE 10 m

分かっていたものの、この成分について詳しい議論はされていなかった。

+70 km s−1 ≤ VLSR ≤ +120 km s−1 の範
範囲は −0.01◦ ≤ l ≤ 0.04◦ , −0.04◦ ≤ b ≤ 0.01◦ 囲における CO J=4–3 輝線の速度チャネル図をである。受信機は ASTE BAND 8 (ALMA Band 8 図 2 に示す。速度チャネル図から、膨張シェルと望遠鏡を用いて 2017 年 7 月に観測を行った。観測

Qualification Model; Satou et al. 2008) 、分光計は 考えられる構造を少なくとも 3 つ確認した。これ
Wide-band High resolution Spectrometer with FFX らの中心座標は (l, b, VLSR ) = (0.025◦ , −0.008◦ ,correlator (WHSF; Ezawa et al. 2008) を用いた。日 +120 km s−1 ), (0.005◦ , −0.030◦ , +100 km s−1 ),2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
30

b
150

2500

0.01

LSR Velocity [km/s]

Galactic Latitude [deg]

2000

–0.01
1500

–0.02

–0.03

20

強度図で確認できたが、前節より、この位置には複数
10

0.02

0.01

0.00

K

0.03

の膨張シェルが存在することがわかっている。また、
最高速度成分の空間的位置は巨大膨張シェルの端で50

K km/s0.04

れていた CO 0.02–0.02 の南西部に位置する巨大膨張
シェルについて考える。この構造は本研究でも積分

100

1000

–0.04

Discussion
まず、先行研究の Oka et al. (1999, 2008) で言及さ

a
0.00

4

–0.01

Galactic Longitude [deg]ある。一般に膨張シェルの最高速度位置は、シェルの中心になると考えられるため、最高速度成分につ

0

0

0.0

いても一つの巨大膨張シェルモデルでは説明できな

0.05

Position [deg]い。以上より、CO 0.02–0.02 は一つの巨大膨張シェ
図 1: (a) CO J=4–3 輝線の積分強度図。図中の + はルによって駆動されているわけではなく、積分強度

最高速度成分の位置を表す。(b) CO J=4–3 輝線の図で一つの巨大膨張シェルに見えていたものは、複(a) の矢印に沿った位置–速度図。

数の膨張シェルから構成されていると考えられる。

CO 0.02–0.02 の最高速度成分は、図 1 より特異(−0.003◦ , −0.025◦ , +105 km s−1 ) であり、以後は な運動状態であることが分かった。この最高速度成
銀経が大きい順に S1, S2, S3 と呼ぶ。このうち S1 分に CO 0.02–0.02 の加速メカニズムの本質があるとは、Oka et al. (1999) で既に指摘されている膨張シ 考え、この成分の起源について検証を行った。まず、ェル構造である。これら 3 つは特に VLSR = +80– 膨張シェルでは加速された分子ガスが観測されるた

Galactic Latitude [deg]+110 km s−1 で顕著であった。膨張シェルは CO め、最高速度成分の起源の一つとして、膨張シェル
J=4–3, HCN J=4–3 といった高励起輝線で顕著に が考えられる。CO 0.02–0.02 には複数の膨張シェル確認できたが、このことは膨張シェルが高温、高密 が付随するため、最高速度成分に付随した膨張シェ度であることを示しており、CO 0.02–0.02 が超新星 ルについても存在する可能性がある。最高速度成分
爆発起源であることを支持している。
は新たに発見された膨張シェル S2 の端に位置するた
Galactic Longitude [deg]0

め、S2 のみで説明することは不可能であるが、複数K km s–1
100
200

300

0.04 0.03 0.02 0.01 0.00 –0.01
0.01

80 km s–1

70 km s–1

–1

90 km sの膨張シェルによって加速されていると考えることができる。もしくは、分解できないほどの小さい膨0.00

張シェルである可能性がある。以上のシナリオでは、

–0.01

S3

S2

CO 0.02–0.02 は確認された膨張シェル以外にも、多くの超新星爆発による影響を受けていることが期待

120 km s–1

される。したがって、この領域は超新星頻度が高く、

–0.02
–0.03

S2

–0.04

100 km s–1

S1

110 km s–1

S3

S2

S1

大質量、高密度の星団が付随することが考えられる。
もう一つの最高速度成分の起源として、別の高速

S3

S2

S2

度コンパクト雲 CO–0.40–0.22 で提案されている重力散乱起源が考えられる。これは、最高速度成分の位

図 2: VLSR =+70–+120 km s−1 における CO J=4–

置–速度図 (図 1b) が北東部から加速されているよう

3 輝線の速度チャネル図。それぞれ示した速度の な運動状態をしており、この運動が、CO–0.40–0.22±5 km s−1 の速度範囲を積分している。円は膨張シェ で観測されている運動状態に近いからである。CO–
0.40–0.22 の運動状態は、Oka et al. (2016, 2017) のル候補 S1–3 を表す。
粒子シミュレーションによって、点状重力源による重力散乱で説明されている。CO 0.02–0.02 の最高速

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
度成分についても、CO–0.40–0.22 と同じ重力散乱でt = 4.0

解釈が可能であるか、粒子シミュレーションを行い

0.01
150

検証を行った。5 × 104 M⊙ の重力源を最高速度成分

していき、位置–速度図状の挙動を説明できることがわかった。シミュレーション結果から、最高速度成分の位置に ∼ 5 × 104 M⊙ の点状重力源の存在が示唆される。この重力源に対応した天体として、点状天体では中質量ブラックホールが考えられる。

0

LSR Velocity [km/s]

された粒子はその後積分強度図のピーク位置に移動

Galactic Latitude [deg]の位置に置き、モデル粒子の運動を調べると、加速

z
y
x

–0.01
8.0

–0.02

t=0

100

4.0

–0.03

50

–0.04
0.04

0.03

0.02

0.01

0

–0.01

Galactic Longitude [deg]
0
0.0

0.05

Position [deg]5Summary
本研究では、銀河系中心部の高速度コンパクト雲

CO 0.02–0.02 について新たにデータを取得し、解析を行った。その結果、先行研究で一つの膨張シェルとされていた構造の中に、複数の膨張シェル構造を確認した。これは、星団からの超新星爆発というシナリオを支持する結果となった。加えて、最高速度
成分が単純な膨張シェルでは説明できないことを示し、複合膨張シェルモデル、重力散乱モデルで解釈を行った。重力散乱モデルでは ∼ 5 × 104 M⊙ の点状重力源が必要で、中質量ブラックホールの存在が示唆される。CO 0.02–0.02 に星団や中質量ブラック
ホールが付随するならば、未だ解明されていない銀河中心巨大ブラックホール形成過程に貢献する可能性がある。

Acknowledgement

図 3: (左) モデル粒子の位置変化。青は t = 0、赤は

t = 4.0 × 105 年、緑は t = 8.0 × 105 年経過した時の粒子の位置を表す。等高線は CO J=4–3 輝線の積
分強度を表す。図中の + は最高速度成分の位置を表す。(右) 左図の矢印に沿ってスライスした位置–速度
図 (グレースケール) と、t = 4.0 × 105 年経過した時の粒子の位置と速度 (赤)。
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki, A. 1998, ApJS, 118, 455
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., &Miyazaki, A. 2001, PASJ, 53, 787
Oka, T., Hasegawa, T., White, G. J., et al. 2008, PASJ,60, 429
Oka, T., Mizuno, R., Miura, K., & Takekawa, S. 2016,
ApJL, 816, L7
Oka, T., Tsujimoto, S., Iwata, Y., Nomura, M., &Takekawa, S. 2017, NatAs, 1, 709

ASTE 10 m 望遠鏡の観測では、多くのトラブルが Oka, T., White, G. J., Hasegawa, T., et al. 1999, ApJ,
515, 249あった中、国立天文台チリ観測所のスタッフの方々に助けていただきました。観測に携わっていただい Sakamoto, K., Mao, R.-Q., Matsushita, S., et al. 2011,
た方々に、深く感謝いたします。

ApJ, 735, 19
Satou, N., Sekimoto, Y., Iizuka, Y., et al. 2008, PASJ,60, 1199

Reference
Ezawa, H., Kohno, K., Kawabe, R., et al. 2008, SPIE
Proc., 7012, 701208
Morris, M., & Serabyn, E. 1996, ARA&A, 34, 645

Stolovy, S., Ramirez, S., Arendt, R. G., et al. 2006, J.
Phys. Conf. Ser., 54, 176
Tanaka, K., Kamegai, K., Nagai, M., & Oka, T. 2007,
PASJ, 59, 323

——–index

c2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河系中心 l = −1.2◦ 領域の観測的研究
辻本 志保 (慶應義塾大学大学院 理工学研究科)

Abstract
銀河系中心部、銀経 l = −1.3◦ , 0◦ , −0.4◦ , −1.2◦ の 4 領域は極めて高い CO J=3–2/J=1–0 輝線強度比で特徴付けられる領域である。中でも l = +1.3◦ , l = −1.2◦ 領域は銀河系中心に対して対称的な位置にあり、非常に大きな運動エネルギーを伴う膨張シェル構造を有していながら、他波長の対応天体が発見されていないという点で類似している。l = +1.3◦ ではその膨大な運動エネルギーに加えて、同領域に 9 つ検出されている膨張シェルの高速度端に SiO 輝線で明るいクランプが確認されていることから、複数回の超新星爆発によって形成された superbubble であると解釈されている。本研究では、我々は l = −1.2◦ 領域についても、同様に superbubble である可能性があるとして、James Clerk Maxwell Telescope (JCMT) を用いて、13 CO 分子の J=3–2 輝線、HCN, HCO+ , H13 CN, H13 CO+ 分子の J=4–3 輝線、SiO 分子の J=8–7 輝線による同領域の観測を行った。その結果、いくつかのシェルについて HCN, HCO+ , H13 CN, SiO 輝線が検出され、同領域の多重膨張シェルが爆発現象を起源としている可能性が高まった。このことから、我々は

l = −1.2◦ 領域の多重シェルの形成過程に対する最も有力なシナリオとして、複数回の超新星爆発によって圧
縮・加速され、形成された superbubble であるとする説を提唱する。

Introduction
銀河系中心から半径 200 pc にわたって広がる領

域は中心分子層 (Central Molecular Zone; CMZ) と呼ばれ、円盤部に比べて高温 (Tk = 30–60 K) かつ
高密度 [n (H2 ) ≥ 104 cm−3 ] なガスが集中しており (Morris et al. 1983; Paglione et al. 1998)、広い
線幅 (∆V ≥ 20 km s−1 ) を示す乱流状態の卓越した領域である。我々のグループで行ってきた CMZのイメージング観測の結果、CO J=3–2/J=1–0 輝

Galactic Latitude [degrees]

1

0.5
0.0

6.0

9.0

12.0

L=0°

15.0

L=+1.3°–0.5

L=–0.4°

2.5

3.5

4.5

5.5

6.5

7.5

8.5

L=–1.2°

CO J=3–2/ J=1–0

2.0

1.0
0.0
Galactic Longitude [degrees]–1.0

線強度比が高い (R3–2/1–0 ≥ 1.5) クランプが l =図 1: CMZ の三色合成図。赤色と緑色はそれぞれ CO+1.3◦ , 0◦ , –0.4◦ , –1.2◦ に集中しており (図 1)、これ J=1–0、CO J=3–2 輝線の積分強度、青色は R
3–2/1–0
らのクランプが非常に広い速度幅 (∆V ≥ 50 km s−1 ) が 1.5 以上の領域のみの CO J=3–2 積分強度を示す。
を示すことが明らかとなった (Oka et al. 1999, 2001, 二つの小さいマップはそれぞれ l = −1.2◦ 、l = +1.3◦
2007; Tanaka et al. 2007; Oka et al. 2012)。
の CO J=3–2 積分強度図。
CMZ 内で R3–2/1–0 が高い 4 つの領域のうち、東◦端の l = +1.3◦ 領域、西端の l = −1.2◦ 領域は、天球 している。このことから、l = +1.3 領域には非常に
5–6
M ⊙ ) 星団が潜んでおり、同領域の多重面上で銀河系中心に対して対称的な位置にあり、非 重い (∼ 10
常に大きな速度幅 (∆V ≥ 100 km s−1 ) を持つ膨張 膨張シェルは星団内で発生した多数の超新星爆発にシェルを持つという点で類似している。l = +1.3◦ 領より形成された superbubble であると解釈されてい域においては、検出されている 9 つのシェルの運動る (Tanaka et al. 2007)。これに対し、l = −1.2◦ 領エネルギーは Ekin ∼ 1053 erg にものぼり、衝撃波ト域では膨張シェルが 5 つ検出さており、その運動エレーサーである SiO 輝線のクランプがシェルに付随

ネルギーは ∼ 1051 erg であると見積もられた。こ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
れは l = +1.3◦ 領域のシェルの運動エネルギーと比3Results

較すると 2 桁ほど小さい値であるが、超新星爆発約

JCMT を用いた追加観測の結果、観測を行った計
10 回分 (Chevalier 1974; Salpeter 1976) に匹敵する6 輝線のうち H13 CO+ J=4–3 輝線を除く 5 輝線が膨大なエネルギーである。以上のことから我々は、シェルに付随して検出された。シェル全体を最もよ
l = +1.3◦ 領域との類似性も考慮して、l = −1.2◦ 領域
くトレースしている CO J=3–2 輝線と、特徴的な分にも大質量星団 (Mcl ≥ 105.6 M ⊙ ) が潜んでおり、五布を示した HCO+ J=4–3、SiO J=8–7 輝線につい重の膨張シェルは複数回の超新星爆発により形成さて、VLSR = −130 ∼ −60 km s−1 の範囲における積れた superbubble である可能性があると考えている。
分強度図並びに b = −0.14◦ ∼ −0.10◦ の範囲で積
l = +1.3◦ 領域、l = −1.2◦ 領域にそれぞれ潜んでい分した l-V 図を、図 2 の上段及び下段にそれぞれ示
ることが示唆されている星団の質量は銀河系内でもした。
最大級のものである。しかしながら二領域共に、赤今回検出された 5 輝線のうち最も広い範囲で検出さ外線など星団の存在を示す明確な対応天体がなく、れた輝線は 13 CO J=3–2 輝線であった。同輝線分布は星団の存在は直接確認できていない。銀河系中心方
おおよそ CO J=3–2 輝線と一致しており、CO J=3–
向は非常に多くの分子雲、星間塵、星などが重なり2 輝線で検出されていた 5 つのシェル (LS, S1–4) を合っており、中心部に潜む星団を検出することは極同様に検出できた。ただし輝線強度は CO J=3–2 輝
めて困難である。l = +1.3◦ 領域、l = −1.2◦ 領域で分線の 5%ほどであった。次に広範囲で検出された輝線
子輝線観測に基づいて星団を確認することは、星団は HCN, HCO+ , H13 CN 輝線であった。これらは高探査の手法として、比較的中心部を見通しやすい分
密度領域のトレーサーであるが、その輝線分布は図 2子輝線観測による間接的検出という新たな手法の確の HCO+ J=4–3 輝線分布に代表されるように、CO
立につながる可能性を秘めている。そこで本研究で輝線と比較すると限定的である。特徴的な点として
は l = −1.2◦ 領域に着目し、星団内での超新星爆発には、CO 輝線強度のピーク位置である (l, b)∼(−1.20◦ ,より形成された superbubble というシナリオの根幹−0.11◦ ) において強度ピークを示している点が挙げである超新星爆発の介在を確認するため、衝撃波トられる。また LS の南部で比較的強い放射が見られ、レーサーを含む複数の分子輝線による同領域の追加
北部や西部ではほとんど検出されていない。検出さ観測を行った。
れた輝線のうち残る 1 輝線である SiO J=8–7 輝線は高密度領域のトレーサーであると同時に解離性衝撃

2Observations

波のトレーサーである。SiO 輝線はクランプ状に検出されており、CO 輝線や高密度ガストレーサーと本研究では JCMT を用い、13 CO 分子の J=3–2 輝

比較すると極めて局所的な検出である。しかしなが線、HCN, HCO+ , H13 CN, H13 CO+ 分子の J=4–3 輝らその位置は、CO 輝線や高密度ガストレーサーの線、SiO 分子の J=8–7 輝線データを取得した。観測は強度ピーク位置および、LS と S1 が重なり合う位置2017 年 3–7 月にかけて行われ、観測領域は l = −1.2◦ とよく一致しており、速度空間において S1 の高速度領域の多重シェル全体を含む 9.6′ ×9.6′ (−1.32◦ ≤ l ≤ 端にあたる速度を示している。
−1.16◦ , −0.20◦ ≤ b ≤ −0.04◦ ) の領域とした。受信機は Heterodyne Array Receiver Program (HARP;

Buckle et al. 2009) を、分光計は Auto Correlation
Spectral Imaging System (ACSIS) を用いた。345
GHz において HPBW は 14′′ 、主ビーム能率 (ηMB )は 0.64 である。観測期間中のシステム雑音温度 (Tsys )は 100–200 K であった。データリダクションにはパッ
ケージソフトウェア Starlink を用いた。

4

Discussionl = −1.2◦ 領域の分子雲の、楕円状の空間構造や広い速度幅を示す運動を説明するシナリオとして考えられるものは、(1) 分子雲衝突、(2) 磁気浮上ループ、(3)superbubble の 3 つである。以下では各シナリオについて議論する。

HCO+ J = 4–3

CO J = 3–2

0 –0.20 –0.16 –0.12 –0.08 –0.04

Galactic Latitude [deg]2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

200

300

400

500

2.0

600

4.0

6.0

SiO J = 8–7
0.5

1.0

1.5

2.0

LS
S2

うち、loop 1 の東側の根元は l = −1.2◦ 領域に近い位置にある。しかし、loop 1 の東側の根元と l = −1.2◦S4領域の膨張シェルの西端は 0.7◦ ほど離れており、明S1S3

確な関連性は見出せない。
0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

2.0×10–3

4.0×10–3

6.0×10–3

8.0×10–3

0.5×10–3(3) superbubble：超新星爆発によって圧縮・加1.0×10–3–50速されたと考えると、膨張シェルの運動や楕円形状、–100

広い速度幅を自然に説明できる。l = −1.2◦ 領域の膨
S4
S3
S2
S1

張シェルのエネルギー (∼ 1051 erg) は複数回の超新星爆発に匹敵しているが、ここで複数回の超新星爆–150

VLSR [km s–1]示すとされている。これら 2 つの磁気浮上ループの

–200

LS

–1.16 –1.20 –1.24 –1.28 –1.32

Galactic Longitude [deg]発が発生したということと、5 つの膨張シェルがある
ことは矛盾しない。また、解離性衝撃波トレーサーである SiO 輝線が検出されたことから、少なくとも LS
や S1 の形成には爆発現象が介在している可能性が高

図 2: 上段の 3 つのマップは l-b 積分強度図、下段のい。ただし高密度トレーサーや衝撃波トレーサーが3 つは l-V 積分強度図。積分範囲はそれぞれ VLSR = S2–4 において殆どまたは全く検出されなかったこと−130 ∼ −60 km s−1 、b = −0.14◦ ∼ −0.10◦ 。輝線 については、今後、高密度トレーサーの J=1–0 輝線
は左から CO J=3–2, HCO+ J=4–3, SiO J=8–7。赤 や SiO J=2–1 輝線など低励起輝線による追加観測を色破線で示した楕円が LS、白色一点鎖線で示した楕 行って、爆発現象の有無を検証していく必要がある。
円が S1–4。
また、超新星爆発の母体となる星団が検出されていないことについても、議論の余地がある。

(1) 分子雲衝突：分子雲衝突では広い速度幅や空間以上から、l = −1.2◦ 領域の多重膨張シェルについて、

3 つのシナリオのどれも完全に棄却することはできないが、現段階では superbubble シナリオが最も有& Ohta 1992)。この場合、位置速度図上では、速度力であると考えられる。
の異なる 2 つの分子雲に由来して強い放射を示す 2
的な楕円構造が形成されることが知られている (Habe

速度成分と、それらを速度的に接続する放射の弱いbridge 構造が検出される (Matsumura et al. 2012)。

5

Conclusionl = −1.2◦ 領域では、VLSR ∼ −50, −150 km s−1 に 2
速度成分が、l ∼ 1.2◦ においてそれらの 2 成分を接続
本研究では JCMT によって取得された 13 CO J=3–
する bridge がそれぞれ検出されていると見ることが 2 輝線、HCN, HCO+ , H13 CN, H13 CO+ J=4–3 輝線、できる。しかしこれらの成分の放射強度を比較する SiO J=8–7 輝線を用いて、銀経 l = −1.2◦ 領域に存在と、bridge 構造にあたる成分において輝線強度ピー する多重膨張シェルについて調査し、以下の結果を
クが検出されており、一般的な分子雲衝突シナリオ 得た。
から考えられる強度分布とは異なっている。

(2) 磁気浮上ループ：銀河系中心部には loop 1, loop
2 と呼ばれる 2 つのループ状分子雲が発見されている (Fukui et al. 2006)。このようなループ状分子雲はパーカー不安定性により生じた磁気浮力によって分子雲が持ち上げられて形成されると考えられており、ループはその根元部分において、落下する分子雲と銀河面上の分子雲との衝突に起因する広い速度幅を1. 高密度ガストレーサーは、同領域に検出されていた 5 つのシェル (LS, S1–4) のうち、LS, S1,
S2 において、その一部または全体で検出されており、R3–2/1–0 ≥ 1.5 の分子ガス分布と類似した分布を示している。
2. 衝撃波トレーサーである SiO 輝線は、LS, S1 の重なり合う領域かつ S1 の速度端において検出さ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
れており、CO 輝線強度ピークの位置の近傍に分布している。

3. l = −1.2◦ 領域の多重膨張シェルの加速・形成メカ
ニズムとして、分子雲衝突、磁気浮上ループ、su-

Oka, T., Onodera, Y., Nagai, M., et al. 2012, ApJS,
201, 14
Paglione, T., A., D., Jackson, J., M., Bolatto, A., D.,
and Heyer, M., H., 1998, ApJ, 493, 680
Parsons, H., Dempsey, J., T., Thomas, H., S., et al.

perbubble の 3 つのシナリオが考えられたが、空2017, ApJS, 234, 22間・速度構造や SiO 輝線の検出などから、superSalpeter, E., E., 1976, ApJ, 206, 673
bubble シナリオが現段階では最も有力である。
Sofue, Y., 1995, PASJ, 47, 527

4. superbubble シナリオの立場に立つと、今回 SiO
Tanaka, K., Kamegai, K., Nagai, M., and Oka, T., 2007,
輝線などが検出されなかった S2–4 についても、
PASJ, 59, 323
爆発現象の介在が疑われ、SiO J=2–1 輝線など
低励起輝線による追加観測は今後の計画として検討すべきである。

5. superbubble シナリオのにおいては、超新星爆発の母体となる星団の存在は不可欠であり、この点に関しては議論の余地がある。星団の検出に向けた追加観測または従来とは異なる組成の星団の存在などを検討していく必要がある。

Reference
Binney, J., Gerhard, O., E., Stark, A., A., Bally, J., andUchida, K., I., 1991, MNRAS, 252, 210
Buckle, J., V., Hills, R., E., Smith, H., et al., 2009,
MNRAS 399, 1026
Chevalier, R., A., 1974, ApJ, 188, 501
Fukui, Y., Yamamoto, H., Fujishita, M., et al. 2006, Sci,
314, 106
Habe, A., & Ohta, K. 1992, PASJ, 44, 203
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756, 87
Morris, M., Polish, N., Zuckerman, B., and Kaifu, N.,
1983, AJ, 88, 1228
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., andMiyazaki, A., 1998, ApJS, 118, 455
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515, 249
Oka, T., Hasegawa, T., Sato, F., Tsuboi, M., andMiyazaki, A., 2001, PASJ, 53, 787
Oka, T., Nagai, M., Kamegai, K., Tanaka, K., andKuboi, N., 2007 PASJ, 59, 15

Tsujimoto, S., Oka, T., Takekawa, S., et al. 2018, ApJ,
856, 91

——–indexc3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

放射強度・偏光放射同時 SED フィッティングから探る星間ダスト物性梨本 真志 (東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻)

Abstract
星間ダストは結晶体ではなくアモルファス物質であることが知られているが、アモルファス物質に対する物理モデルに基づいたセルフコンシステントな放射強度・偏光放射のモデルは構築されていない。アモルファ
ス物質の物性を記述する TLS モデルに基づいて遠赤外線からミリ波帯における複素誘電率を計算し、放射強度・偏光放射 SED を得た。SED モデルの検証として M31 に対して放射強度・偏光放射同時 SED フィッティ
ングを行い、アモルファス物質の量子力学的性質を特徴付けるパラメータを観測的に制限することに成功した。また本モデルではミリ波帯にエクセスが生じる場合があり、アモルファスダストによる熱放射が AMEの起源候補の一つとなり得る。

1

Introductionの星間ダストの応用として Meny et al. (2007) によってアモルファスダストの放射率が計算されたが、複宇宙マイクロ波背景放射（CMB）の発見によってビッグバン宇宙論は初期宇宙の標準理論としての地位を確立したが、宇宙の初期値問題（ex. 平坦性問
題、一様性問題）を残す。これらの問題を解決法と

素誘電率の実部の周波数依存性を考慮していないな
ど計算の取り扱いに不十分な点が多く、またアモル
ファスダストの偏光度のモデル構築に関しては未整備のままである。

して宇宙初期に指数関数的加速膨張が起こったとするインフレーション理論が提唱されている。インフレーション理論は原始重力波の存在を予言する。原
始重力波は CMB に B モードと呼ばれる偏光パターンを刻むため、CMB 偏光 B モードの発見によってインフレーション理論を実証しようとする観測実験が世界中で実施・計画中である。
原始重力波起源の CMB 偏光 B モード信号は微弱であり、高周波数帯では銀河系内の星間ダストによる熱放射に埋もれていることが知られている。星間ダスト放射の精度良いモデルを構築することができ
れば、CMB とダスト放射の成分分離解析の際に生じる系統誤差が小さくなり、観測限界の改善に繋がることが期待される。

そこで本研究では、CMB の観測限界向上と CMB
周波数帯の観測によるダスト物理の解明を目的とし、TLS モデルに立脚したアモルファスダストによる遠赤外線からミリ波帯における放射強度・偏光放射のスペクトルエネルギー分布（SED）のモデル構築を行った。2 章では TLS モデルの詳細、3 章では楕円体ダストモデルを説明し、4 章でアモルファス楕円体ダストによる放射強度・偏光放射 SED の計算結果を示す。続く 5 章で我々の SED モデルの検証として
アンドロメダ銀河（M31）に対して放射強度・偏光
放射同時 SED フィッティングを行いテストした結果を示す。6 章では本 SED モデルの妥当性や本モデルから予言されるミリ波エクセスについて議論する。7
章はまとめである。

最新の観測結果より、星間ダストは周期的構造を持った結晶体ではなくアモルファス物質であると考えられている。一般にアモルファス物質の放射率の周波数依存性は、結晶体から期待される値（スペク2

TLS モデルトル指数：β = 2）からズレており、単純な冪乗則で低温環境下でのアモルファス物質には物質の構成は表しきれない。これらアモルファス物質による放種などによらず普遍的な熱的性質があることが実験

射率の周波数依存性を説明するモデルとして、二準的に知られており、その性質を説明するモデルとし位系（TLS）モデルが提唱されている。TLS モデルて TLS モデルが提唱されている（Anderson et al.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
ε は物質の複素誘電率、ax 、ay 、az は楕円体の長軸、中軸、短軸の半径、Lmin は円盤状や針状といった極端な形の楕円体を除くために導入するフリーパラメー
タ（Zubko et al. (1996)）、P は規格化定数である。
式 (2) の定義より Lx + Ly + Lz = 1 の関係があることから、楕円体の形状を表すには Lx 、Ly の二つのパラメータで十分である。また、式 (1) から分かる
図 1: (a) 結晶体と (b) アモルファス物質の模式図。 ように、球形の場合とは対照的に、楕円体の電気感受率の実部・虚部はともに誘電率の実部・虚部の関(1972)、 Phillips (1972)）。結晶体の場合、物質を構 数である。
CMB 周波数帯であるサブミリ波帯では、ダスト成する原子（または原子の集合体）は周期的に配置され、ある 1ヶ所の位置に局在するが、形が変形しサイズに比べ波長が十分長く双極子近似が有効だと構造が歪んだアモルファス物質ではそれぞれの原子仮定すると、楕円体ダストの各軸方向に対する吸収に対して安定な位置が 2ヶ所ある（図 1）。そのため

i
断面積 Cabs
は以下のように書き表わせることが知らポテンシャルは極小値を 2 つ持った形となり、二準れている。

位系が生じる。このとき、2 準位間のエネルギー差

i
Cabs
=

に対応する周波数の電磁波が入射することで共鳴を2πV
Im(χi0 )λ(3)

起こしたり、電磁波の入射によって 2 準位系の平衡

V はダストの体積、λ は波長を表す。簡単のため、視状態が乱され、新たな平衡状態へと緩和する（極小線方向に垂直な磁場に楕円体ダストの短軸が完全に値間にあるポテンシャル障壁を透過するトンネリン

整列している場合を考えると（短軸を回転軸とした

グと、ポテンシャル障壁を乗り越えるホッピングの 2

楕円体ダストの向きは一様に分布していると過程す

種類の緩和過程が考えられる）ことによって光が吸る）、視線方向のダスト集団の吸収断面積・偏光吸収される。これらの過程に対して、光学的ブロッホ

収断面積 Cabs 、Cpol は以下のようになる（Draine &方程式を解くことで TLS モデルによる誘電率が計算

Hensley (2017)）。

でき、そこから電磁波の吸収率（言い換えれば放射率）が得られる。

3

Cabs

y
x
z
= Cabs+ Cabs+ 2Cabs

(4)

Cpol

y
z
x
= Cabs+ Cabs− 2Cabs(5)

楕円体ダストの放射率・偏光度
星間ダストの形が球体でダストからの放射は等方的だすると、ダスト放射は無偏光となるため、ここでは 3 軸不等の楕円体が連続的な形状分布（CDE；c.f. Bohren & Huﬀman (1998)）をしていると仮定する。この時、楕円体の各軸方向に対する複素電気感受率は幾何パラメータ Li を用いて以下のように表
される。

P
χi0 =
4π

∫ 1/3
Lmin

∫ (1−Lx )/2
dLx
dLy
Lx

4

アモルファスダスト放射・偏光

SED
アモルファス楕円体ダストによる強度放射・偏光放射を考える。アモルファスダストによる放射は、2章の 2 準位系における共鳴・緩和過程によるものと、格子振動に由来するものの足し合わせであると考えられる。TLS モデルに基づき計算した複素誘電率とε−1
ローレンツモデルから計算される格子振動由来の複(1)1 + (ε − 1)Li
素誘電率（本研究では Draine & Lee (1984) によるアストロノミカルシリケイトの複素誘電率を用いる）∫
dq
ax ay az ∞√(2) を足し合わせ（その比率 fTLS はパラメータとする）、
Li ≡2
0 (a2 +q) (q+a2 )(q+a2 )(q+a2 )式 (1) に代入し、式 (3)-(5) を用いることで、様々な
xyzi2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: TLS モデルに基づいたダスト放射 SED と偏光

図 3: M31 への放射強度・偏光放射同時 SED フィッ

度。左図はダスト温度（T ）、右図は 2 準位系のエネ

ティングによって得られたダスト温度（上図）、2 準位

ルギー差の最大値（∆max）の値をパラメータとして0系のエネルギー差の最大値（下図実線）・最小値（下いる。

図破線）の動径分布。

方向を向いたある体積（質量）のアモルファス楕円射のデータを用いる。図 3 は SED フィッティングに体ダストの平均吸収断面積・平均偏光吸収断面積がよって得られたフィッティングパラメータの動径分布得られる。これらを用いて水素原子 1 個あたりのアの一例である。ダスト温度の動径分布は星間ダスト

モルファス楕円体ダストの放射強度・偏光放射強度の典型的な温度である 20 K 程度である。また 2 準位

は以下のように表せる。
∫
1 dn
Iν =
da
Cabs Bν (T )
nH da
∫
1 dn
Cpol Bν (T )
Pν =
da
nH da

系のエネルギー差の最大値の結果に関して、Meny etal. (2007) より、ポテンシャル障壁の高さの分布とし(6)(7)

nH は水素密度、dn/da はサイズ分布であり、様々な
大きさなダスト粒子からの寄与を足し合わせる（本て 550[K]/kB を中心とした対数正規分布で与えているが、最大値はその値を逸脱して超えてはいない。

6

Discussion

研究ではサイズ分布のモデルとして Weingartner &TLS モデルに基づきアモルファスダストの偏光放Draine (2001) が提案するモデルを用いる）。図 2 は 射 SED 様々なパラメータの値の値に対して計算・検TLS モデルのパラメータに対して式 (6)、(7) を計算 証したが、偏光度には周波数依存性はほとんど見らした一例である。放射強度に関してはパラメータの れないという結果を得た。これは星間ダストの観測値に敏感に反応して SED の周波数依存性が変わるこ

とも無矛盾である。

とが見て取れる。一方偏光放射に関して、偏光度のまた我々のモデルでは数十 GHz 帯にエクセスが生

周波数依存性はあまり見られないことがわかった。

じ得る。この周波数帯において、AME と呼ばれるミ
リ波エクセスが星間空間中で観測されている。ダス

5

SED フィッティング

トと AME に相関が見られることから AME はダスト起源だと考えられており、微小ダストによるスピ

SED モデルの検証として M31 の動径分布に対して ニング放射由来であるなどいくつかその起源につい
放射強度・偏光放射同時 SED フィッティングを行う。 て提唱されているが、未だ解明されていない。アモSED フィッティングには Planck、Herschel、AKARI ルファスダストの熱放射は AME の起源候補の一つによるミリ波から遠赤外線にかけての強度・偏光放である。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
TLS モデルはアモルファスダストの量子力学的効
果を反映しており、我々のモデルを用いることで星間ダストの量子力学的性質を観測的に制限することが可能となる。今後、星間ダストの量子物性の情報が得られることで、星間ダストの形成過程や形成環境の解明が進むことが期待される。

7

Summary
CMB の観測限界向上と、ミリ波観測によるアモル

ファスダストの物性解明を目指し、物理モデルに基づいたアモルファス楕円体ダストの放射強度・偏光放
射 SED のセルフコンシステントなモデル構築を行った。ミリ波帯での放射強度 SED の傾きなど、観測をよく再現するモデルである。偏光放射に関して、アモ
ルファスダストの偏光度の周波数依存性はわずかであることが期待される。アモルファスダストはパラ
メータ次第で数十 GHz 帯にエクセスが生じ、AMEの起源となり得る。

Reference
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Philosophical Magazine
C. Bohren & D. R. Huﬀman 1998, Wiley Science Paperback Series
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Physics
J. C. Weingartner & B. T. Draine 2001, ApJ
V. G. Zubko, et al. 1996, MNRAS

——–index

c4

2017 年度 第 47 回 天文・天体物理若手夏の学校

ぺガススループに付随する星間物質の詳細解析
佐伯 駿 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
星形成の初期条件を決定する分子雲形成の諸性質を明らかにすることは天文学の重要な課題の１つである。3次元 MHD シミュレーションの結果から、高密度で冷たい HI ガスは clumpy に分布しており (Fukui et. al2018)、その clump の中で分子雲が形成すると考えられる。そこでペガスス座領域に存在する中心が (l, b) =(109◦ , −49◦ ) で、20◦ × 20◦ の大きさの遠赤外線ループ状構造 (ペガススループ) に着目した。このループでは、⌈ なんてん ⌋ で得られた分子雲のデータから、 1 M⊙ 以下の分子雲が多数発見されている (Yamamoto

et al. 2006)。そのため初期の分子雲形成を検証するのに適した領域である。ペガススループは太陽系近傍の高銀緯領域に存在するため視線方向上の重なりが少なく、多波長のデータの比較が容易である。今回我々は ⌈ なんてん ⌋ のデータに加え、Planck・IRAS 衛星の観測データから求められたダスト放射の 353 GHzにおける光学的厚み τ353 、低温ダストの温度 T d 、GAIA 衛星、HI サーベイ GALFA(Peek et al. 2017) を使用し、ぺガススループ方向の星間物質を詳細に解析した。解析の結果、GAIA 衛星のデータからぺガスス
ループの中心星 HD886 が 255 pc の距離に存在し、中心星近傍の分子雲が 240 pc の距離で減光が大きくなることがわかった。これは分子雲が中心星の形成したループ構造に付随していると考えられる。また、ぺガ
ススループ方向の水素原子雲は多数のフィラメント状に分布していた。このフィラメントを filfinder を用いて、機械的に特定した。さらに、フィラメント状構造の内部には τ353 の局所的ピークが複数存在しており、

dendrogaram を用いてこの局所ピークを特定した。その結果、分子雲の多くはこの clump の中に存在していた。特に 3 M⊙ 以上の分子雲はフィラメントが交差している特徴的な箇所に存在していた。本講演では、
階層構造を含めた分子雲形成についての議論を発表する。

1

Introduction

メント状に分布しており、そのフィラメントの中でも特に密度の高いクランプが存在していることを示し

水素分子雲 (以後、分子雲) は星形成の初期条件を与える重要な天体である。星形成の初期条件はそのまま原始惑星系円盤形成の初期条件となり、分子雲形
成のメカニズムを明らかにすることは天文学において重要な課題である。分子雲はダストに吸着した中性水素 (HI) 同士の結合によって生成されており、その HI ガスは warm neutral medium(WNM, T ∼ 104K) と cold neutral medium(CNM, T ≤ 102 K) の二種類に分類されている。ほとんどの HI ガスは WNMとして存在している。Inoue & inutsuka (2012) では、

3 次元 MHD シミュレーションを用いて HI ガスの大部分を占める WNM が衝撃圧縮を受け、その後、熱的不安定性によって CNM が形成される過程を、化た。これらの結果は、星間物質が薄く広がる WNMの中にフィラメント状の分布をしている CNM が存
在し、さらに分子雲の形成の現場となる密度の高いクランプが存在している階層的な構造を持っていること示している。
そこで我々は、ペガスス座領域に存在する中心が (l,b) = (109◦ , −49◦ ) で、20◦ × 20◦ の大きさの遠赤外
線ループ状構造 (ペガススループ) に着目した。ぺガ
ススループは、中心星 HD886 (B2 IV) によってループ状構造が形成されたと考えられている。 HD886 はヒッパルコス衛星の観測から 100 pc の位置にあり、
ぺガススループ HD886 に付随して 100 pc の位置に存在してる。よって恒星風による衝撃圧縮を形成起源

学反応や輻射過程を考慮に入れて示した。Fukui et.

とした分子雲形成を議論できる領域であると考えられ

al (2018) では、Inoue & inutsuka (2012) の結果を用る。また、高銀緯にあるため、視線方向上に他の天体

いて synthetic observations を行い、CNM はフィラ2017 年度 第 47 回 天文・天体物理若手夏の学校の 353 GHz における光学的厚み τ353 、低温ダストの温度 T d 、GAIA 衛星、HI サーベイ GALFA(Peeket al. 2017) を使用した。各データの分解能やグリッ
ドサイズは表 1 にまとめた。
表 1: 使用データの一覧
分解能
グリッド
なんてん

2.6’

2’–8’

12

GALFA

4’

1’

HI

Planck, IRAS

5’

1.7’

τ353 , T dregion A

PEGASUS LOOP

主な対象

GAIA

7–300 µarcsec

CO(J=1–0)恒星

図 1: GALFA のデータから作成したぺガススループ領域の HI の積分強度図。積分速度範囲は −16 km s−1 から 0km s−1 である。ぺガススループの位置は緑色の点線で示している。region A は 12 CO(J=1–0) の輝線強度が最も高い領域である。

3

解析の結果

3.1

と重なる可能性が低く、他波長の比較が比較的容易にGAIA データを用いた分子雲の距離同定できる領域となっている。この領域は 1 M⊙ 以下の分

GAIA 衛星は位置天文学専用の衛星であり、約 10

子雲が多数存在しており、初期の分子雲形成が起きて億個の恒星の年周視差と固有運動を測定したプロジェ
いる現場である (Yamamoto et al. 2006)。今回我々 クトである。今回我々は、膨大な恒星の位置データ
は、ぺガススループに付随する HI ガスのフィラメン と恒星の減光を用いて、ぺガススループに付随してト状構造を機械的の特定するために filfinder (Eric etいる 12 CO(J=1–0) で観測された分子雲の距離同定
al. 2015) を使用した。さらにその中でも特に密度の を行った。図 2 は region A に存在する星を横軸に恒高い領域を同定するため dendrogram (Rosolowsky 星までの距離、縦軸に減光をプロットした図である。

et al. 2008) を使用し、フィラメントの中の特に高い region A は ⌈ なんてん ⌋ で観測された 12 CO(J=1–0)
密度の箇所を特定し、これらの構造と、⌈ なんてん ⌋ の輝線強度が一番大きい領域である。その結果、237で得られた分子雲のデータとの比較を行った。Fukui pc 付近で、恒星の減光が大きくなっていることが分
et al. (20015) において、光学的に厚い水素の存在が かった。また HD886 の距離は GAIA 観測結果から報告されており、水素原子の分布を明らかにするた 255 pc にの位置にあることがわかった。
めには、GALFA による HI ガスの分布だけでは不十分である。そこでダストの光学的厚みである τ353 もHI と同様に filfinder と dendrogram を使用し、構造を同定した。これはダストと水素ガスが十分に混ざり合っているため、 τ353 が光学的に厚い水素ガスもトレースできると考えられるためである。

3.2

filfinder を使用した結果

図 3 は GALFA から得られたぺガススループ領域の HI の強度分布と Planck, IRAS のデータから得られた τ353 に対して、filfinder を使用し、ぺガスス
ループに存在するフィラメントが同定した結果であ

2

Data

る。その結果 HI の強度分布からは多数のフィラメン

ト構造が存在していることがわかる。一方 τ353 の結今回我々は ⌈ なんてん ⌋ のデータに加え、Planck・ 果からは HI ほどフィラメント構造が多くなく、ルーIRAS 衛星の観測データから求められたダスト放射 プ構造に沿って分布していることがわかる。

2017 年度 第 47 回 天文・天体物理若手夏の学校

237 pc

HI では min value が 3 σ 、min delta が 2 σ 、最小pixel 数として 25 pix であり、 τ353 では min value
が 0.0000045、min delta が 0.000001、最小 pixel 数として 25 pix であった。HI は比較的全体にわたりクランプ状に分布していることがわかる。 HI に比べて τ353 はぺガススループに沿って分布しており、HI のクランプの中でも特に強度の高いクランプを同定していると考えられる。
(a)

図 2: region A 内の星について横軸に距離と縦軸に減光のプロット。図中の太い点線は 237 pc の位置を表している。
(a)

(b)

(b)

図 4: (a):GALFA から得られたぺガススループ領域の HIのデータの dendrogram をかけた結果。(b):τ353 の強度分布に対して (a) と同じく dendrogram をかけた結果。

3.4
図 3: (a):GALFA から得られたぺガススループ領域の HIのデータの filfinder をかけた結果。(b):τ353 の強度分布に対して (a) と同じく filfinder をかけた結果。

3.3

dendrogram を使用した結果

図 4 は 3.2 と同様に HI のデータと τ353 の強度分布に対して dendrogram をかけてクランプ状の構造を同定した結果である。dendrogram のパラメータは、フィラメント、クランプと分子雲の空間的な比較

図 5 は 3.2 と 3.3 の結果から得られたフィラメン
ト、クランプ、⌈ なんてん ⌋ で得られた 12 CO(J=1–0) の空間分布の比較を行った結果である。その結果、3.3 で特定されたクランプは 3.2 で特定されたフィラ
メントに沿って分布していることがわかった。また、
12

CO(J=1–0) を内包するように存在している特に高2017 年度 第 47 回 天文・天体物理若手夏の学校
い密度を持つクランプは、フィラメントが交差してされ、そのフィラメントが衝突し、フィラメントのいる部分に分布していることが分かった。

交差点で効率よく分子雲が形成されていることが示

(a)

唆される。

5

Conclusion
今回我々は、HI、τ353 、12 CO(J=1–0)、GAIA 衛星の結果から以下のことを示した。

• GAIA 衛星の恒星の正確な位置から、ぺガスス
ループに付随する分子雲は約 250 pc の位置に存(b)在していることがわかった。

• HI、τ353 はフィラメント状に分布しており、高密度のクランプはフィラメントの沿って分布している。

• 高密度のクランプには、12 CO(J=1–0) で観測される分子雲を内包するものもあった。

Reference
図 5: (a):GALFA から得られたぺガススループ領域のInoue & inutsuka. 2012, ApJ, 759, 39

HI のデータに対して filfinder と dendrogram の結果、 Fukui et al. 2018, ApJ, 860, 33
CO(J=1–0) の積分強度図をプロットした図。黒線がフィラメント、赤線が高密度クランプ、緑線が 12 CO(J=1–0) Yamamoto et al. 2006, ApJ, 642, 307の強度分布を表している。(b):τ353 の強度分布に対して (a)Eric et al. 2015, MNRAS, 000, 17と同様の等値線をプロットしたもの。
Rosolowsky et al. 2008, ApJ, 679, 1338
12

Frau et al. 2015, A&A, 574, L6

4Discussion
filfinder と dendrogram を用いて求めた構造は階層構造をしていることがわかった。特定されたフィラ
メントは HD886 恒星風による衝撃圧縮によって形成されたと考えられる。3 M⊙ 以上の 12 CO(J=1–0)
で観測される分子雲はフィラメントの交差点で形成されていることがわかる。Frau et al. (2015) において、13 CO で観測される高密度の分子雲コアはフィラ
メントの衝突によって形成されていることが報告されている。ぺガススループにおいてもフィラメント
の交差点で特に大きな分子雲が存在していることから、恒星風の衝撃圧縮によってフィラメントが形成

——–index

c5

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

宇宙輻射輸送と光バイオイメージング医学の共通点と相違点
田崎 翼 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
生体組織に関する様々な情報を光によって非侵襲的に測定する技術が、光デバイスなどのハードウェアの発展と共に開発が 進められてきている。生体組織は主に高散乱媒質で構成されている。生体組織における散乱現象の解析手法を開発していく事が、光測定の精度を高めるために重要である。散乱によって生じる測定上の問題点としては、光が様々な径路を伝播していくため実際の検出器間距離と実効光路長が異なるという点や、測定領域が不明瞭になるという点が挙げられる。散乱媒質中の光伝播は光輸送方程式を用いて記述される。
これを直接求める事は困難なので、モンテカルロ法や拡散近似を用いた光拡散方程 式によって光伝播解析が行われている。これらの解析手法は宇宙輻射輸送の応用である。また人体は非均質な構造をしている。例えば脳構造ではクモ膜下腔は低散乱媒質だが白質は高散乱媒質である、といったように部位によって散乱の強さが異なる。低散乱媒質の分布は光伝播に影響を与えるので低散乱領域を組み込んだ散乱モデルによるシミュ
レーションが行われてい る。(Tarvainen 2005) これらの背景から、高散乱媒質での光伝播シミュレーション
中での宇宙輻射輸送の式を用いた解析手法、生体組織における医用計測への応用について説明していく。

1

Introduction

メージングのアプローチとして、順問題と逆問題の２つがある。順問題解析は上述のような輻射輸送を

生体組織の形態や機能などの情報を光によって非侵襲的に測定する光イメージング技術の開発がハードウェアの進歩と共に進められている。近赤外光

用いて数値解析を行う手法。逆問題解析は画像再構
成アルゴリズムとして、生体組織の散乱係数、吸収係数、放射係数といった光学特性値の分布を推定し(700 900nm) を用いた近赤外線スペクトロスコピー

たデータベースをあらかじめ構築しておき、光伝播(NIRS) は 1970 年代から非侵襲的に生体組織のヘモモデルとして順問題解析で解き、実際の計測結果とグロビン濃度変化を測定することができるモニタとして開発されてきた。しかしこれにはどの部位でヘモグロビン濃度が変化したのか、など選択的、定量的に測定できないという課題がある。光イメージング技
術として最もよく用いられる拡散光トモグラフィー

一致するまで光学特性値分布を再び推定するというプロセスを反復する手法である。逆問題解析による再構成画像を図２に示す。逆問題のアルゴリズムについてはページの都合上割愛する。順問題手法の紹介として、輻射輸送方程式と拡散方程式、それら２(diﬀuse optical tomography(DOT)) は３次元的空間

つを掛け合わせたハイブリッドモデルをそれぞれ用イメージングを行うことができる。この DOT イメー

いて数値計算を紹介する。

ジングが NIRS の問題を解決すると期待されている。
生体組織中の光伝播は散乱が支配的であり、基本的な解析法である輻射輸送方程式を数値計算で解析するには膨大な計算コストがかかる。輻射輸送方程式
を拡散近似した拡散方程式を用いることで計算コストを軽減することができる。しかし拡散方程式の近似は光源や吸収体の付近では成り立たない。そこでこれらを時間的、空間的に分けてハイブリッドに計算を行うことで正確性と計算コストの軽減を両立す

図 1: 輻射輸送方程式による計算の再構成画像 (MRるモデルが研究されている。(Fujii et.al 2014) 光イ

イメージ-人間の首)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.2

拡散方程式

拡散近似は輻射輸送方程式を全立体角で積分し、I(r, Ω, t) の１次近似を取ると、
1 ∂− D∇2 + μa (r)]ϕ(r, t) = qDE (r, t)
(4)
c ∂t
∫
と表される。ϕ は光子密度であり、 dΩI(r, Ω, t) で[

図 2: 逆問題解析による再構成画像-レモンとレンコンの断面表される。D は拡散係数で [2(1−g) μs ]−1 。qDE (r, t)∫は等方散乱光源で dΩq(r, Ω, t)。拡散方程式を用いた時の境界条件は、ロビン境界条件より、

Φ(rb , t) +2

Methods2.1

輻射輸送方程式

R1 (n), R2 (n) は、それぞれは以下のようになる。

1 ∂+ Ω・∇ + µa (r) + µs (r)]I(r, Ω, t) =
c ∂t
∫
′

μs (r)(5)

A(n) は (1 + R2 (n))/(1 − R1 (n)) で 定 義 さ れ 、

物質中の光伝播は輻射輸送方程式で記述される。式[πA(n)Den・∇Φ(rb , t) = 0
2R1 (n) =1
2

R2 (n) =2
π′dΩ P (r, Ω・Ω )I(r, Ω, t) + q(r, Ω, t) (1)

∫ π2
∫

−π
2
π
2
−π
2

dθR(θ, n)cosθ,dθR(θ, n)cos2 θ

(6)

4π

ここで c は光速、Ω = (Ωx , Ωy ) は伝播する角度方向を表す。μa (r)、μs (r) はそれぞれ吸収係数、散乱係数である。I(r, Ω, t) は輻射の強度、q(r) は光源からの光である。g は異方散乱パラメータで 0¡g¡1。散乱確率関数 P (r, Ω) は 2 次元のヘニエイグリーンス

3

Results

3.1

計算条件

計算に用いるのは２次元の長方形領域である。光
源、検出位置は図 3 のようになる。

タイン関数

P (r, Ω・Ω′ ) =1 − g(r)21
2π [1 + g(r)2 − 2gΩ・Ω′ ](2)で表される。輻射輸送方程式での境界での反射率

R(n, θ) はフレネルの法則より
 1 [ sin2 (θr −θ) + tan2 (θr −θ) ], (θ < θ )22cR(n, θ) = 2 sin (θr +θ) tan (θr +θ)1, (θ≧ θ )

図 3: 計算する領域 x 方向 3.2cm,y 方向 4.0cm, 光源(3) 位置 (0.0 , 2.0)cm。D1 D6 の位置はそれぞれ (x,y)
で表される。θ は外向き法線ベクトル en と Ω がなす = (0.5 , 2.0),(2.0 , 2.0),(3.1 , 2.0),(2.3 , 0.0),(2.0 ,c

角 (図３)、θr は屈折角 θr = sin−1 (nsinθ)、θc は全4.0),(3.2 , 2.0)。D1 から D3 は領域内、D4 から D6

反射角。これが境界条件になる。

は境界上の点。白色の領域は輻射輸送方程式で計算する領域で境界条件はフレネルの法則。灰色の領域
は拡散方程式で計算する領域で境界条件はロビン境界条件。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
図４はハイブリッドモデルの模式図で、計算領域
を時間と空間的に区分けしている。クロスオーバー
タイム、tDA 、クロスオーバーレングス ρDA を定義し、図４の (a) で輻射輸送領域は 2ρDA × ρDA 。さ表 1: 光学特性値の表。µ′s = µs (1 − g)µa (1/cm) µs (1/cm) µ′s (1/cm)
g

n

RTE

らに t > tDA で計算領域が図４の (a) から (b) に切

0.35

11.6

11.6

0.0

1.56

り替わる。境界条件は図４参照。さらに ρBC を定義

0.35

58.0

11.6

0.8

1.56

し、点線の所より外部に伝播した光は再び内部に突DE入しないという境界条件を設けている。

0.35

11.6

1.56

図 4: クロスオーバーインタフェースによる計算領域の変化
図 6: D1=(0.5,2.0) での計算

図 5: クロスオーバータイムとクロスオーバーレング

図 7: D4=(2.3,0.0) での計算

スによる計算領域の変化
図６-図７は光源付近の点なので拡散近似が成立し

3.2

計算結果

計算結果は図 6-図９のようになった。anisotropic

source は前方光源、isotropic source は等方光源。

ていない。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 8: D2=(2.0 , 2.0),D3=(3.1 , 2.0) での計算

図 11: D4=(2.3 , 0.0),D5=(2.0 , 4.0) での計算
ハイブリッドモデルによる計算は RTE の計算と一致している。それぞれの計算時間は以下のように
図 9: D5=(2.0 , 4.0),D6=(3.2 , 2.0) での計算なった。

図８-図９は光源から離れた位置なので拡散近似が成立し、グラフは概ね RTE と一致していると言える。

表 2:
RTE

Hybrid

DE

2658

648

20

計算時間 (min)

図１０-図１１はハイブリッドモデルの計算と DE、RTE(g=0.8) の比較である。

4

Conclusion
医学分野における輻射輸送計算の一例を紹介した。

順問題の数値計算として、宇宙理論分野で開発されてきた輻射輸送計算コードを適用し、光イメージン
グの画像再構成アルゴリズムをより高速化することがこれからの課題である。

Reference
Tarvainen&Vauhkonen&Kolehmainen IPP 2015,
Fujii&Okawa&Yamada&Hoshi JQSRT 2014
Machida&Panasyuk&Wang&Markel JOAS 2016
図 10: D1=(0.5 , 2.0),D2=(2.0 , 2.0) での計算

Hoshi&Yamada JBO 2016

——–indexc6

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

非等方性を仮定した、磁気乱流のエネルギースペクトルが持つ波数依存性に関する議論金盛 祥大 (東京大学大学院 総合文化研究科)

Abstract
天文学において、星の形成メカニズムを知ることは非常に重要である。近年の研究状況では、磁気流体力学の観点から、星間物質が星間磁場に沿って運動することが分かっている。さらに観測では、星間物質が磁気乱流によって攪拌され、ランダムな運動を行っている様子が見られている。以上の背景から、星間空間上の磁気乱流の機構を理解することこそが、星間物質の運動を把握し、星形成のメカニズムを知る上で重要となることが分かる。乱流理論に従うと、乱流の非線形的相互作用の結果として、(大きなスケールの構成要素へ注入されたエネルギーがスケールの小さい方向へとカスケードをおこし、) 乱流エネルギーは時間とともにやがて散逸していく。この乱流エネルギーの散逸過程におけるエネルギーのパワースペクトラムは、構成要
素の持つ波数に依存していると考えられている。しかし、 磁気乱流のように非等方性を持つ乱流に関する理論は確立していない。さらに、観測のデータから求まる現実的な磁気乱流のエネルギーパワースペクトルの波数依存性の理解も不十分と言える。そこで、私は Taurus という星形成領域に着目し、偏波観測のデータから、磁気乱流のエネルギースペクトルを算出する研究を行なった。今回、観測データから得られた結果か
ら、考えうる磁気乱流及び星間物質の運動の実態について議論を行う。

1

Introduction
磁気流体力学の観点から、星間物質が星間磁場に沿って運動していることが分かっている。観測では、
星間空間内で星間物質が磁気乱流により攪拌され、ランダムな運動を行なっている様子が見られている。以
上の観点から、星間空間上の磁気乱流の構造を理解することが、星間物質の運動を把握し、星形成のメカ
ニズムを知る上で重要となることが分かる。現在の乱流理論において重要な物理プロパティとして、基本
構成要素 (渦や波束) のエネルギーカスケードが考えられる。外力や平均流から注入されたエネルギーは、
大きなスケールのある渦から小さなスケールの渦へと伝達される。この伝達過程のことをエネルギーカ
スケードと呼ぶ。
乱流の数値シュミレーションにおいては、波数空間において、エネルギーが低波数領域から高波数領
域に向かって伝達されることが示されている。つまり、乱流の基本構成要素のエネルギーに、波数の依存性があることが分かっている。非圧縮性流体乱流の場合には、エネルギーパワースペクトルの依存性

図 1: 非圧縮性流体のエネルギーカスケードのモデル
が Kolmogorov 則に従うことがわかっている。
以上の乱流の性質を把握した上で、磁気流体乱流へ拡張する。磁場が存在する場合は、非圧縮近似が成立する場合でも、磁力線方向に伝播する横波であるアルフベン波が存在する。そのため磁気乱流は基本構成要素がアルフベン波束である波動乱流であり、波束同士の相互作用がエネルギーカスケードに主要な寄与をする。さらに、磁気流体乱流の特性として、波束の大きさが非等方であることが挙げられる。磁場2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
は Taurus という星形成領域に着目し、偏波観測のデータを通して、背景磁場に平行方向と垂直方向のエネルギーのパワースペクトル比を算出し、それぞれの方向での波数依存性に違いが見られるかを調査した。２章ではその算出方法や、取り扱う観測デー
タに触れる。３章で得られた結果を示し、４章で考察を行う。5 章では結論を書くとともに今後の課題に関しても議論する。

図 2: Kolmogorov 乱流におけるエネルギーパワース
ペクトルの波数依存性の性質上、磁力線が千切れることはない (∇ · B = 0)。
加えて磁気張力も働くために曲げづらい。従って、背2Methods/Instruments
and Observations

2.1

Methods

景磁力線の方向に細かなスケールの構造を刻む (高波

今回の調査では、plane of the sky(視線方向に垂直

数領域にエネルギーカスケードを起こす) ことは容な平面) 上の磁場偏光のストークスパラメータマップ

易ではない。一方、背景磁場に垂直な方向には、細(Q マップ、U マップ) を用いる。二つのマップから

かな構造を刻むことは容易であると考えられるため、 磁場の偏角を以下のようにして求めることが出来る。
垂直方向でのエネルギーカスケードは起きやすいと考えることが出来る。

U (x, y)Q(x, y)1Uχ(x, y) = tan−12Q
tan2χ =

(1)(2)

偏角を用いると、x,y 方向の磁場強度比と対応させることができる。

χ+α→B⊥ (x, y)⟨By ⟩, tanα =B∥ (x, y)
⟨Bx ⟩

(3)

By (x, y)
Bx (x, y)(4)

背景磁場方向が銀経方向の場合、χ ∼(5)
図 3: 磁気乱流の非等方性による、エネルギーカス
ケードの様相の違い

ただし、⟨Bx ⟩,⟨By ⟩ は、注目したエリア内の横軸方
向、縦軸方向の平均磁場である。ここで、B∥ を背景
磁場の強度、B⊥ を擾乱方向の磁場強度と仮定する

以上より、背景磁場に平行な方向と垂直な方向で、 と、上式で与えられた比は背景磁場に対する擾乱磁エネルギーカスケードの様相が異なると考えること 場の比と考えることが出来る。
が出来る。すなわち、平行方向では、エネルギーの

ここで、背景磁場方向 (∥) と擾乱磁場方向 (⊥) にそ

高波数領域への伝達が起こりにくく、一方垂直方向

れぞれ一次元のフーリエ変換を行うことで、それぞでは、比較的エネルギーの伝達が起こりやすい、とれの方向の波数に依存した磁場強度比を求めること

いった違いが見られることが期待される。

が出来る。今回は、背景磁場方向が x 方向であるよ

しかし、このようなカスケードの違いを観測のデー
タから示すといった試みは、不十分である。今回、私うな場所を選び計算を行った。
背景磁場方向が x 方向である場合、それぞれの方向2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校のフーリエ変換が以下のように求められる。
背景磁場方向へのフーリエ変換
Nx∑
By −j N2π kx (x−1)
xFy (kx ) =
e
Bx

(6)

x=1

擾乱方向へのフーリエ変換

Fx (ky ) =Ny∑
By −j N2πy ky (y−1)
e
B
y=1 x

(7)

ここで、|Fy (kx )|2 及び |Fx (ky )|2 は、それぞれ、ある y 行 (または x 列) における、擾乱磁場の背景磁場

図 4: Planck による、Taurus 領域の偏波 (Q,U) マップ

に対するエネルギー パワースペクトル比と考えることが出来る。そこで、これらを、注目したエリア内の
全 y 行 (または全 x 列) を足し合わせることにより、エリア内のパワースペクトルを背景磁場方向の波数(または背景磁場に垂直な方向の波数) の関数として求めることができる。

|Fxy (kx )|2 =Ny∑|Fy (kx )|2(8)|Fx (ky )|2(9)

図 5: Taurus 領域から抽出したピクセルマップ (色y=1|Fyx (ky )|2 =Nx∑

は偏角を表す)x=1

今回、上式 (8),(9) を Taurus の偏波データから計測し、その波数依存性について議論した。

3

Results
以下に、|Fxy (kx )|2 ,|Fyx (ky )|2 の両対数グラフを

示す。

2.2

Instruments and Observations

今回、Planck が撮影した Taurus の偏波マップを用いる。以下は、plane of the sky 上の磁場偏光のス
トークスパラメータマップ (Q マップ、U マップ) である。撮影範囲は、銀経 162 度〜178 度、銀緯 10 度
〜22 度である。Planck の空間分解能は 5’ である。
このマップを 5’×5’ のピクセルに分割していき、長方形のピクセルマップを作成する。ピクセルマップ
は横軸 (銀経方向):1[pixel] ≤ x ≤ 192[pixel]、縦軸(銀緯方向):1[pixel] ≤ y ≤ 144[pixel] から成っている。ここから、以下の、64pixel×64pixel の正方形のエリアを抽出する。(82 ≤ x ≤ 145, 1 ≤ y ≤ 64)
以上のエリアに対し、前述した計算を行い、パワー
スペクトラム比を求めた。なお、このエリアの平均偏角は-0.24[rad] であったため、今回は背景磁場方向
を銀経方向 (x 方向) とみなし、計算を行った。

図 6: |Fxy (kx )|2 ,|Fyx (ky )|2 の両対数グラフ
二つを比べると、|Fyx (ky )|2 が |Fxy (kx )|2 に比べ、高波数成分において、エネルギーの伝達がされている様子が見られる。|Fxy (kx )|2 のグラフからはその様子は見受けられなかった。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Discussion
以上の結果から、背景磁場方向において、エネル

ギーのカスケードが起きにくく、背景磁場に垂直な

6

参考文献

1. Hildebrand, Roger H et al. ApJ Volume 696,
Issue 1, pp. 567-573 (2009)

方向においてはエネルギーカスケードが起きている、と考える事ができる。このことは、Introduction で

2. Cho, J.,Lazarian, A., & Vishniac, E. T.

説明した磁気乱流の非等方性からくるエネルギーカ

Turbulence and Magnetic Fields in Astro-

スケードの様相の違いを、観測のデータから示す貴

physics.,Lecture Notes in Physics, vol. 614,

重な結果であると思われる。しかし、現在の計算段

p.56-98階においては、「全ての行列でのパワースペクトラム|Fy (kx )|2 ,|Fx (ky )|2 において、エネルギーカスケードの波数依存性に違いが見られている」かという議論が不十分であり、今後そのような計算を行う必要がある。さらに、現段階で調べる事ができたエリアは１エリアであり、統計的にエネルギーカスケードの波数依存性が、背景磁場方向と垂直方向で異なることを示すためには、数多くエリアを抽出し、計測を行う必要がある。今後の研究によって、以上の問題点が改善されていく事が期待される。

5

Conclusion

1. 磁気乱流において、背景磁場方向と垂直方向には、非等方性がある

2. それにより、エネルギーカスケードの様相に違いが見られる。具体的には、背景磁場方向では、磁力線が千切れず、磁気張力により曲げづらい
ため、細かな構造に刻む事が容易ではなく、高波数領域へとエネルギーの伝達が起きづらい。
一方、擾乱方向へは細かな構造に分解することは容易なので、エネルギーのカスケードが発生する。

3. 今回 Taurus の一領域を取り上げて、背景磁場に対する擾乱方向の磁場 (磁気乱流成分) のエネル
ギーパワースペクトル比を計測することで、背景磁場方向に比べ、背景磁場に垂直な方向で高波数領域へエネルギーが伝達される様子を捉える事が出来た。

4. 今後より正確な計測、別エリアからのパワース
ペクトル比の計算を行うことで、統計的に以上の議論が実証される事が期待される。

——–index

c7

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

無衝突プラズマ中の垂直衝撃波に関する研究の紹介
石坂 夏槻 (青山学院大学大学院 理工学研究科)

Abstract
超新星残骸中の衝撃波や銀河同士の衝突の際に生じる衝撃波、地球磁気圏のバウショックなど、宇宙空間で生じる衝撃波の多くは磁場の影響を考える必要があり（磁化されている）、クーロン衝突が粒子の散乱過程
としてほとんど効かない無衝突プラズマ中で生じている。無衝突プラズマ中の衝撃波（無衝突衝撃波）はア
ルフベンマッハ数がある値（クリティカルマッハ数）よりも大きくなると構造が複雑になることが地球磁気圏の観測などから分かっているが、その衝撃波構造がどのように形成されているのか定量的な理解は得られていない。超新星残骸衝撃波や銀河間衝撃波は宇宙線の加速源として注目されており、宇宙線がどのような加速機構によって加速されているかの定量的な理解のために無衝突衝撃波の構造の理解が重要になると考えられる。青山学院大学山崎研では、無衝突衝撃波の構造の理解や宇宙線の加速機構の理解を目指して、大型レーザー実験施設（大阪大学レーザー科学研究所激光 XII 号）を利用した磁化プラズマ中の無衝突衝撃波の生成実験を行なっている。ここでは、実験データを説明するために参考になると考えられる、無衝突衝撃波の構造について具体的なモデルを立てて議論をしている、 M.M.Leroy の論文（1983）を紹介する。

1

Introduction
磁化プラズマ中の衝撃波面が磁場に垂直な衝撃波（以下、垂直衝撃波と呼ぶ）の構造は、衝撃波下流の流速と音速が等しくなるようなアルフベンマッハ数

MA ≡ MA∗ （クリティカルマッハ数）を境に大きく∗では、上変化することが知られている。MA < MA

流磁場と下流磁場は単純なジャンプ（ramp）のみで∗では衝撃波の構造
つながれる。一方で、MA > MA∗
では存在しな
は複雑になる。この構造は MA < MA

かった ramp で反射されるイオン（反射イオン）の存在が密接に関わっており、この反射イオンが存在する
衝撃波上流の領域を foot と呼ぶ。また、ramp 近傍の下流側では磁場の強さが下流遠方の値を超えて大きくなり（overshoot と呼ぶ）、イオンジャイロ半径程度のスケールで振動しながら下流遠方の値に収束し∗ていく。MA < MA
での衝撃波構造は磁気流体力学∗（MHD）によって説明される。しかし、MA > MAの場合に存在が確認されている反射イオンを含めた運動は正確に記述できないことが知られている。

1970 年代に理想 MHD の数値シミュレーションが行
われ、入射イオンと反射イオンの対抗流は foot 領域
でイオンを加熱しないという結果を示した。また、磁場の方向を z 方向、衝撃波面の法線方向を x 方向とする垂直衝撃波において、反射イオンは y 方向の電場によってエネルギーを得て、やがては ramp を超えて下流へ向かうという結果も示した。イオンを粒子、電子を質量０の流体として扱うハイブリッドモ
デル（現象論的に電気抵抗が含まれている）を用いたハイブリッドシミュレーションでは、上記の foot、

ramp、overshoot といった構造が見られ、上流のイ
オンベータ βi1（β は磁気圧に対するガス圧の比）が無視できない程度に大きい時は衝撃波構造が準定常的になるという結果を示した。ハイブリッドシミュ
レーションで得られる overshoot や反射イオン流の形
状の MA 依存性は多くの観測結果と一致する。ramp
において、電子は強く磁化されており、イオンとの摩擦によって加熱され準中性を保つために静電ポテ
ンシャルの跳びが生じている。このポテンシャルの跳びが入射イオンの何割かを反射すると考えられる。
この M.M.Leroy の論文の主な目的は、イオンの反射機構に定量的な基礎づけを与えることとハイブリッ
ドシミュレーションの結果をより良く理解することである。今回考えるモデルでは、ramp のみに抵抗があるとし、イオンは磁化された複数の流体として扱2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校∗
う。また、III で詳しく扱う MA > MAの場合の衝撃の流れの運動方程式、波のモデルの重要な点は、foot ＋ ramp で閉じた系

vxを作ると仮定していることである。これは、 イオンの反射が ramp のポテンシャルの跳びと foot での動

dpe
dvx
db
= −γpe+ 2(γ − 1)η ′ ( )2
dx
dx
dx

を用いて得られる以下の式を見るとわかりやすい。

的性質を合わせて考える必要があるためである。加2

えて、イオンの熱的効果は近似的に扱い、上流の電n子は低温として考え、電子の加熱が起こる ramp の長さスケール LR と上流のイオンジャイロ半径 rci1
が LR << rci1 を満たす、つまり、ramp ではイオンが磁化されていないとして考える。IV では III で考えたモデルを用いた計算の結果について議論し、磁

(4)

db 2
vx db + 2(γ − 1)η ′ ( dx)dvx
= − dx 2
γpedxvx − 2M 2 n(5)An は数密度である。この式の分母が０となる様な MAが存在し、特異点となる。この時の MA をクリティ∗
カルマッハ数といい MA
で表し、上流温度が 0 の時

MA∗ 〜2.76 となる。この特異点はイオンが１流体で場や反射率などの MA 依存性はハイブリッドシミュ あるという仮定から生じるもので、イオンを複数のレーションや実験の結果とよく一致するという結果 流れとして扱う、すなわち、反射イオンの存在を示
を得た。

2

唆する。

MA < MA∗ の場合

3

MA > MA∗ の場合のモデル

定常状態、全ての関数は x のみの関数であることを仮定し、衝撃波面静止系で磁場が z 方向で上流のプラズマの流速が x 方向となるような直交座標系を考え、イオンは複数の流れがあるとする。一方、電子は質量０の流体として扱う。この時、イオンや電子の流れの運動に関するいくつかの保存則から、rampの近傍で以下の関係式を得る。

db= vx − 1dx
1
1vx + 2 (b2 + pe ) = 1 + 2
MA
MA
1
γ
2
2
vx2 + 2vx p e + 2 = 1 + 2
MA γ − 1
MA
MA
η′

(1)
(2)
(3)

各物理量は、上流遠方の物理量で無次元に規格化されており、vx は x 方向の流速、b は磁場、pe は電子の圧力、MA はアルフベンマッハ数、γ は比熱比、η ′ は電気抵抗率である。簡単のため上流の温度を 0 とし、ramp で温度が上昇するのは電子のみであるとした。
また、反射イオンの存在は考えない、つまり、イオン
は１流体として扱った。上記の関係式から η ′ が与えられると滑らかで単調な ramp 解が得られる。このような衝撃波構造はハイブリッドシミュレーション

MA > MA∗ の場合、イオンの一部が ramp に生じでも見られるが、この方程式系はある特異性を持っ る静電ポテンシャルによって反射され、上流方向へている。このことは上の方程式（1）〜（3）と電子 の反射イオンの流れを形成する。この反射イオン流
は上流の電磁場の影響を受けて、y 方向に大きく加2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4MA > MA∗ の計算結果
2
計算結果は２つのパラメータ MA 、βR = ϵ2 MAを用いて示す。βR はハイブリッドシミューレションの結果と比較するために導入する。

βR = 0.25、MA = 4 の時 α = 7%、MA = 10 の時
α = 12.7%、MA = 16 の時 α = 21% となり、反射率 α は MA の増加とともに増加する傾向があるという結果を得た。ビーム３の x = 0− での速度は、x 成
分も y 成分も上流遠方での速さの 1.5 倍程度まで加速される。ビーム１、２、３の位相空間上での形状
や、磁場、静電ポテンシャルの形状は MA に対して大きな変化は見られなかった。

速され、旋回して再び ramp へ入射する。ここでは、入射イオン流（ビーム１）、-x 方向の速度を持つ反射イオン流（ビーム２）、+x 方向の速度を持つ反射
イオン流（ビーム３）の３種類のイオン流が存在すると仮定する。また、温度は有限であるとする。この様な仮定を満たすイオンの分布関数として、箱型の分布関数を採用する。ビーム１の熱速度を vth 、反射率を α、vth とビーム１の ramp 直前（x = 0− ）での平均速度との比を ϵ とし、ϵ の最小次まで計算を行う。ramp の前後（x = 0− 、x = 0+ ）の物理量は、質量、運動量、エネルギーの各流束の保存から求められる。保存則は vR 、w、α の関係式を与え、この時のパラメータは ϵ と MA となる。vR は上流の量で規格化された ramp でのポテンシャルの跳びに対応し、
2、w は vR で規格化したビーム３の x = 0−
∆ ϕ = vR

で の x 方向の速度である。α を与えると、ramp の状態が定まる。
次に、foot について考える。foot での各イオン流の状
態は、それぞれのイオン流の運動方程式から求める事ができる。vx が 0 に近付く領域（この領域をター
ニングポイントと呼ぶ）では、ビーム２とビーム３を判別できなくなるためイオン単体の運動を用いて代用し、この時の境界値問題を解くことによって αを決める（シューティング法と呼ばれる数値計算の手法を用いる）。以上の計算から foot+ramp の全ての物理量が決定できる。

また、磁場はターニングポイントの辺りでもやや増加している。加えて、x = 0+ 後方で磁場の傾きが負になっており、MA の増加とともに傾きが急になっていく。foot の長さ LF は MA の増加とともに大きくなり、MA = 4 でイオン慣性長 c/ωpi の 1. ９倍、MA = 16 で 5.１倍程度 となった。これらの結果
は、観測結果やハイブリッドシミュレーションの結2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

果とよく一致する。
次に解の存在領域を MA 、βR について考える。MA <MA∗ の時はどんな βR でも解が存在しないという結果を得た。これは、今回考えたモデルでは反射イオン∗
では反射イオンの存在を仮定しているが MA < MA

が存在しないため解が存在できないことを示している。解の存在出来る範囲で、反射率 α は 35% 程度まで大きくなる。この結果はハイブリッドシミュレー
ションの結果と良く一致する。

5

Conclusion∗にお今回紹介した論文の主な目的は、MA > MA

ける無衝突プラズマ中の定常な垂直衝撃波の衝撃波構造において、イオンの反射過程について議論することである。今回計算で用いたモデルの重要な点は、イオンを複数の流体として扱い、電子は質量０の流体として扱ったこと、イオンの分布関数として箱型の分布を置いたこと、foot+ramp で閉じた系を成すとしたことである。このモデルの計算結果から、観測やハイブリッドシミュレーションの結果と良く一致する衝撃波構造が見られた。また、得られた種々の物理量も良く一致する結果となった。

Reference
M.M.Leroy 1983, Phys. Fluids 26 (9)——–index

c8

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ࣓ԽϓϥζϚதʹ͓͚Δແিಥিܸ೾ͷੜ੒࣮‫ݧ‬੉Ҫ ඔਓ (੨ࢁֶӃେֶେֶӃ ཧ޻ֶ‫ڀݚ‬Պ)

Abstract஍‫ʹٿ‬͸Ӊ஦ઢͱ‫ݺ‬͹ΕΔ΂͖‫ܕ‬ͷΤωϧΪʔ෼෍Λ΋ͭߴΤωϧΪʔཻࢠ͕ඈདྷ͍ͯ͠Δɻ1015.5 eV ·ͰͷӉ஦ઢ͸௒৽੕࢒֚ͷແিಥিܸ೾ͰՃ଎͞Ε͍ͯΔʢΤωϧΪʔΛಘΔʣͱߟ͑ΒΕ͍ͯΔɻ௒৽੕࢒֚ͷແিಥিܸ೾ͰͷӉ஦ઢͷՃ଎‫ͯ͠ͱߏػ‬ɺ଎౓ͷେ͖ͳཻࢠ͕࣓‫ྲྀؾ‬ମ೾ಈͰࢄཚ͞Εɺিܸ೾໘
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1

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2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

2

Methods࣮‫ʹݧ‬͸େࡕେֶϨʔβʔՊֶ‫ॴڀݚ‬ͷߴ‫౓ڧ‬Ϩʔβʔ࣮‫૷ݧ‬ஔͰ͋Δܹޫ 12 ߸ɺి‫ؾ‬௨৴େֶͱ‫ڞ‬ಉ։ൃ࣓ͨ͠৔ൃੜ૷ஔ (Top-B) Λ༻͍ͨɻAl λʔήοτͱίΠϧΛϨʔβʔরࣹํ޲ʹରͯ͠ 15 ౓܏͚ͯઃஔ͠ɺۭؒશମʹงғ‫ؾ‬ΨεΛຬͨ͢ɻϨʔβʔΛλʔήοτʹরࣹ͢Δͱ Al λʔήοτ͕ϓϥζϚͱͳΓిࢠ͔Βͷ੍ಈ์ࣹͰϑΥτϯΛ์ࣹ͢ΔɻϑΥτϯ͕ίΠϧؒʹॆຬ͍ͯ͠Δงғ‫ؾ‬ΨεΛޫి཭͢Δɻ͜ͷͱ͖ίΠϧؒʹ͸࣓৔͕ൃੜͯ͠
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3

Results

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(2)

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T2
T1

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∼

81

(3)

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ಥੑͷ৚݅͸ୡ੒͕ͨ͠ɺ࣓৔͕ऑ͔ͬͨͨΊɺি

4

Discussionܸ೾ભҠ૚͕࣓৔ൃੜྖҬʹऩ·Βͳ͔ͬͨɻͦͷͨΊɺΠϝʔδ‫ܭ‬ଌ‫Ͱػ‬ଊ͑Δ͜ͱ͸Ͱ͖ͳ͔ͬͨɻ

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‫༻࡞ޓ‬ΛҾ͖‫͜͠ى‬ɺԹ౓্͕ঢͨ͠ͱߟ͑ΒΕΔɻ

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

ReferenceࡔԼ ࢤ࿠, & ஑಺ ྃ,1996ʰӉ஦ྲྀମྗֶʱ(ഓ෩‫)ؗ‬ాத ‫ج‬඙, & ੢઒ ‫࣏ګ‬,1991ʰߴԹϓϥζϚͷ෺ཧֶʱ(ύϦςΟ෺ཧֶίʔε) ‫ؙ‬ળ‫ࣜג‬ձࣾ

M.Hoshino, 2001 Progress of Theoretical Physics Supplement,No.143,149
T.K.Gaisser, 2006 Journal of Physics: Conference Series
47 15-20

——–index

c9

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星残骸と多様な星周環境との相互作用に伴う非熱的放射の数値的研究
安田 晴皇 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
超新星残骸 (SNRs) は銀河系内の宇宙線 (CRs) の生成場所として考えられており、高エネルギー天文学において重要な研究対象の 1 つである。SNR において加速された粒子が、その星周ガスと相互作用することで、電波から γ 線までの多波長に渡って非熱的な放射を出している。しかし、これまでの GeV や TeV といった
超高エネルギー (VHE) 領域での観測例が少なく、系統的な理解はあまり進んでいない。そのため SNR からの非熱的放射の研究は、超新星残骸とその星周空間を理解する上で非常に重要である。2020 年に本格稼働予定の Cherenkov Telescope Array(CTA) 計画により、VHE 領域での SNR 観測が増え、統計的な理解に拍車がかかることが期待されている。そこで観測に先立って理論構築を行うことが求められている。本研究では超新星残骸や宇宙線生成、非熱的放射の全てを計算できる 1 次元流体計算コード、CR-Hydro code を用いて、 多様な星周環境下での SNR からの非熱的放射を計算した。その結果、星周環境の密度構造や磁場構造による影響が支配的であることが分かった。

1

Introduction

10 2
10 3

(ejecta) と衝撃波が掃き集めた星間ガスから構成される天体である。SNR は ∼ 1015 eV 以下のエネルギーの宇宙線の加速現場として考えられており、その加速された粒子が星周空間と相互作用を起こすことで、電波から γ 線に渡って非熱的放射を出して光り輝いている。そのため SNR の非熱的放射からは、密度や磁場など星周環境の情報を得ることが期待できる。
図 1 は実際に多波長領域に渡って観測された、SNRのスペクトル図 (SED) である。ここでは、GeV-TeV

E2 dN/dE [ MeV/cm2-s ]超新星残骸 (SNRs) は、超新星爆発による噴出物

10 4
10 5

CasA(~350yr)
Tycho(~450yr)
SN1006(~1,000yr)
RX J1713(~1,600yr)
PuppisA(~3,700yr)
Vela Jr(~4,000yr)
IC443(~10,000yr)
W44(~20,000yr)
HESS J1731(~27,000yr)

10 6
10 7
10 8 8
10

10 5

10 2

101

104

E [ eV ]

107

1010

1013

領域での観測がある、若い (∼ 100yr)SNR から古い(∼ 10, 000yr) ものまでがプロットされている。破線 図 1: GeV-TeV 領域で観測された SNR の SED。破
は RX J1713.7-3946(以下、RX J1713) に対する非 線は RX J1713.7-3946 に対する非熱的放射を用いた
熱的放射によるフィッティング例を示している。電波

フィッティング例 (詳細は 3.1 節参照)。各色は、シンや X 線領域までの観測と異なり、GeV-TeV 領域ではクロトロン放射 (青)、逆コンプトン散乱 (紫)、π 0 崩

SNR 毎のスペクトルの違いが顕著に見受けられる。 壊 γ 線放射 (赤)、非熱的制動放射 (緑) による放射成これらの違いを説明するには超新星の物理や星周環分を示している。

境、粒子加速の理解が必要になってくるが、GeV-TeV
領域での SNR の観測数は約 60 個と少なく、理論と現在の 10 倍の感度で測定することが可能になる。そ観測共に理解が進んでいないのが現状である。

の為、今までは暗くて受からなかったような SNR ま

そこで今 2020 年に本格稼働予定の Cherenkov

でが検出可能になると考えられており、観測的理解

Telescope Array(CTA) 計画に注目が集まっている。 に拍車がかかると考えられている。したがって、観CTA では 20GeV から 300TeV の広い γ 線領域を、 測結果から SNR 自体やその星周環境を理解するため

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校に、非熱的放射に関する理論の構築が重要である。

3

Results and Discussion

3.1

異なる環境構造の影響

以上を踏まえて、我々は将来の観測に向けた、SNR
からの非熱的放射に関する理論構築を目的に研究を行った。

まず我々は、用意したモデルの違いが非熱的放射にどのような影響を与えるのかを調べた。その結果

2

が図 2 と図 3 で、フィッティングパラメーターは表 1

Methodにまとめている。図 2 の上図は、tage = 450yr での

我々は 1 次元輻射流体計算コード、CR-Hydro code

密度分布である。また図 2 の下図は同時刻での SEDを開発して計算を行った。このコードは流体・宇宙であり、Tycho の多波長で観測された結果もプロッ

線加速・非熱的放射を同時に計算しており、さらにトされており、流体と輻射の観測を同時に再現でき

流体計算と宇宙線加速計算に関しては、お互いの計ていることが見て取れる。

算結果をフィードバックして計算を行っているので、

10 23

1 年単位から数千年までの長時間に渡って consistent

RSな計算を可能にしている。

CDFS行った。まず、モデル A は Ia 型超新星 (SNe Ia) を考えて、一様分布している星間物質 (ISM) 中を SNR[ g/cm3 ]今回の研究では、2 種類のモデルを用意して計算を10 24を膨張している場合で、

ρ(r) = µmp nISM

(1)

B(r) = B0

(2)

10 25
10 2

はそれぞれ平均分子量、陽子質量、ISM の数密度、10 3

外部一様磁場である。モデル B は核崩壊型超新星(CCSNe) を考えて、爆発前の恒星風などによって星周物質 (CSM) が冪型分布している場合で、

ρ(r) =
B(r) =

Ṁ −2
r
4πVw
(σw Vw Ṁ )1/2
r

(3)
(4)

であり、Ṁ 、Vw 、σw ≡ PB /Ekin,w はそれぞれ質量E2 dN/dE [ MeV/cm2-s ]であり、µ = 1.2、mp = 1.6 × 10−24 g、nISM 、B0

0

1

2

10 4

4

Swift

Fermi

107

1010

5

Suzaku

10 5
10 6
10 7

3

radius [ pc ]VERITAS

radio

10 8
10 9
10 10 8
10

10 5

10 2

101

104

E [ eV ]1013

放出率、星風速度、磁気圧 PB ≡ B 2 /8π と星風の運
動エネルギー Ekin,w ≡ 12 ρVw2 の比で決まる磁化率である。
また SNR 自体は、モデル A に対しては Dwarkdas

図 2: tage = 450yr でのモデル A の計算結果。上図
は密度分布で、赤線 (青帯、緑帯) は FS(RS、CD) の観測位置を示している。下図は SED で、Tycho の多& Chevalier (1998) の (1)∼(3) 式で考えられている指 波長観測がプロットされている。放射成分は図 1 と数関数型の ejecta、モデル B では Truelove & Mckee 同じ。
(1999) の (20)、(24)∼(26) 式で与えられている一様型の核と冪型 ejecta の組み合わせで、モデリングしている。

Tycho の GeV-TeV 領域観測に対しては π 0 崩壊が優勢となっており、これは (i)π 0 崩壊の放射ターゲッ
トとなる ISM が常に一定数存在し、(ii) 定常磁場に2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
よるシンクロトロン放射エネルギーロスが効き、逆
表 1: ベストフィットパラメーター
AB
remarks

コンプトン散乱が抑制されている、ことが原因となっていることが分かった。
10 23

FS

[ g/cm3 ]

10 24

10 25

Mej [M⊙ ]

1.4

3.0

ejecta mass

51

ESN [10 erg]

1.0

1.0

SN energy

tage [yr]

450

1630

SNR agedSNR [kpc]

3.4

1.0

SNR distancenISM [/cm3 ]0.2

B0 [µG]

1.5

ISM # density
magnetic field
7.5 × 1020Ṁ [M⊙ /yr]Vw [km/s]
σw

10 26

fnorm
0

2

4

10 2

6

8

radius [ pc ]

10

12

−6

mass-loss rate
wind velocity

0.002

magnetization

0.7

normalization

1.0

14

3.2

多様な星周環境

次に星周環境の違いによる非熱的放射の違いを調Suzaku

10 4

Fermi

10 5

HESS

nISM [/cm3 ] = 0.01 ∼ 1.0 と Ṁ [M⊙ /yr] = 10−6 ∼

10 6
10 7

べるために、モデル A とモデル B を基準にして、10−5 と値を変えて tage [yr] = 20 ∼ 5000 まで計算をAcero+09

行った。

10 8

20.0

10 9
10 10 8
10

10 5

10 2

101

104

E [ eV ]

107

1010

17.5

1013

図 3: tage = 1630yr でのモデル B を用いた計算結果。
上図は密度分布で、赤帯は FS の観測位置を示している。下図は SED で、RX J1713 の多波長観測がプロットされている。放射成分は図 1 と同じ。

る。このモデルも流体と輻射の観測を同時に再現できている。RX J1713 の GeV-TeV 領域観測は Tychoのものとは違い、逆コンプトン散乱が優勢となっている。この原因は (i) 冪型構造による CSM 密度の減
少で π 0 崩壊の抑制と、(ii) 冪型構造による磁場の減少によるエネルギーロスの非効率化、(iii) 宇宙背景放射による逆コンプトン散乱のターゲット光子場の定常的な存在、であることが分かった。

Vela Jr

RCW86

PuppisA

12.5
10.0

RX J1713

7.5
5.0
2.5

図 3 は tage = 1630yr でのモデル B の計算結果であSNe IaCCSNe

15.0

Rsk [ pc ]E2 dN/dE [ MeV/cm2-s ]

10 3

0.0 2
10

SN10060509-67.5
CasA
G1.9+0.3

G15.9+0.2

Tycho 0519-69.0
Kepler

G352.7-0.1

DEM L71
G18.1+0.1

N103B

103

age [ yr ]104

図 4: 異なる星周環境下での SNR の衝撃波の位置と時間のグラフ。青帯はモデル A で nISM を、赤帯はモデル B で Ṁ を変えた計算結果を示している。青丸 (赤四角) は実際に観測されている Type Ia(CoreCollapse) の SNR を示している。

以上より、SNR からの非熱的放射は ISM や CSM

図 4 は異なる環境下での FS 位置の時間進化を表の密度・磁場の分布構造による影響が支配的である

している。青帯はモデル A を使って nISM [/cm3 ] をことが分かる。

0.01 から 1.0 まで変えた時の結果、赤帯はモデル B2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校を用いて Ṁ [M⊙ /yr] を 10−6 から 10−5 まで変えた
時の結果を表している。また図 4 の青丸と赤四角は、実際に観測された SNe Ia と CCSNe の SNR の年齢と位置の関係をそれぞれプロットしている。多くのSNR はその超新星タイプから考えられている星周環
境で計算した帯の内側に収まっているが、外れている SNR は帯の下端よりもさらに下に位置している。

Acknowledgement
懇切丁寧な指導をしてくださった、指導教官である京都大学宇宙物理学教室所属の Herman Lee 氏に感謝申し上げます。また本研究を進めるにあたり、有益な意見をくださった同教室の嶺重グループの皆さ
まにも感謝いたします。

これは年齢に比べて FS が進んでいないことを示しており、より密度が高い領域を伝播することによるFS 速度の低下が原因だと考えられる。つまり、外れ

Reference

た SNR は今回考えた星周環境よりも、さらに密度がBlasi, P. 2004, Astroparticle Physics, 21, 45

濃い星周環境にいるのか、分子雲に突入するなどのBlondin, J. M. & Ellison, D. C. 2001, APJ, 560, 244

高密度構造の影響を受けている、といった可能性をCaprioli, D., et al 2010a, Astroparticle Physics, 33, 307

示唆している。

4Conclusion
我々は Lee et al. (2012) を基にした 1 次元輻射流体

計算コード、CR-Hydro code を開発し、SNR と異なる星周環境との相互作用に伴う非熱的放射について
体系的に研究した。今回の計算では、一様型の星周環
境と冪型の星周環境を用意して長時間計算を行った。
まずは異なる環境構造の影響を調べるため、それぞれの星周環境下にいると考えられている SNR である、Tycho と RX J1713 のデータをフィッティン
グした。その結果、SNR の年齢やサイズ、星周環境などが異なるにも関わらず、今回用意したモデルで流体と輻射の計算を同時に再現できることが分かり、我々のコードを用いた計算結果への信頼性が確認できたと共に、密度・磁場分布が非熱的放射にセンシ
ティブであることが分かった。
次に SNR と多様な星周環境との相互作用を調べるために、陽子数密度や質量放出率を変えてパラメー
ターサーベイを行った。その結果、今回考えた星周環境では説明がつかない SNR もあり、より複雑な星周環境を考慮する必要性が出てきた。
これからの研究では、SNR と分子雲との衝突や、非定常な恒星風の存在などを再現して、これらが SNRからの非熱的放射の歴史にどう影響するのかを調べて行きたいと思う。

Dwarkdas, V. V. & Chevalier, R. A. 1998, APJ, 497,
807
Lee, S. H., et al. 2012, ApJ, 750, 156
Truelove, J. K. & Mckee, C. F. 1999, APJ, 120, 299
Warren, J. S., et al. 2005, ApJ, 634, 376

——–index

c10

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河中心に位置する超新星残骸 Sgr A East の再結合優勢プラズマの形成
シナリオ
小野 彰子 (奈良女子大学大学院 人間文化研究科)

Abstract
Sagittarius (Sgr) A⋆ は、天の川銀河の中心に位置する超巨大質量ブラックホールである。現在は X 線で暗いが、銀河中心領域の X 線反射星雲の観測から、Sgr A⋆ は過去に ∼ 1039 erg s−1 で明るい X 線フレアを起こしていたことが示唆されている。

Sgr A East は、Sgr A⋆ を囲むように位置している超新星残骸である。そのプラズマは高階電離した Fe
イオンが存在する温度を持ち、これは電離よりも再結合が優勢のプラズマ (RP) を持つ可能性を示している。本研究は Sgr A East のプラズマ状態とその形成過程を明らかにすることを目的とし、すざくアーカイ
ブデータを用いてスペクトル解析を行った。その結果、∼ 9 keV に He 状 Fe の再結合連続 X 線を発見し、Sgr A East が RP を持つことを明らかにした。また RP から Cr, Mn 輝線を見つけ、さらに RP とは異なる起源を持つ中性 Fe 輝線を発見した。RP の起源として、Sgr A⋆ の過去の X 線フレアによる光電離の可能性が考えられる。RP の形成に必要な Sgr A⋆ の光度は ∼ 1042 erg s−1 と見積もられた。プラズマタイムス
ケールから、Sgr A⋆ は数 103 ∼ 104 年前に X 線フレアを起こした可能性がある。

1

Introduction
天の川銀河の中心領域は、高温・高密度・強磁場の極限環境であり、活発な活動現象が展開している。
その銀河中心には超巨大質量ブラックホール Sgr A⋆
が存在する。現在の X 線光度は ∼ 1033 erg s−1 と暗い (e.g., Baganoﬀ et al. 2001)。しかしながら、最近の銀河中心領域の X 線観測から、Sgr A⋆ は過去に明
るい X 線フレアを起こしていたことが示唆されている。例えば銀河中心領域に点在する冷たい分子雲からは、中性元素の蛍光 X 線が見つかっている。その起源として、Sgr A⋆ の過去の X 線フレアが分子雲を光電離している可能性が最も高い。これらの分子
雲 (X 線反射星雲) の観測から、Sgr A⋆ は少なくとも 50-600 年前に X 線光度が ∼ 1039 erg s−1 で活動的であり、短い時間でのフレアも頻発していたことが示された (e.g., Nobukawa et al. 2011; Ryu et al.

2013)。このように、Sgr A⋆ の過去の活動は、銀河
中心領域全体に影響を与えている可能性がある。

Sgr A East は銀河中心に位置する超新星残骸 (Supernova remnant; SNR) であり、この Sgr A⋆ を取り囲むように位置している。Sgr A⋆ と Sgr A East との距離はおよそ 5 光年とかなり近いため、もし Sgr A⋆
が過去に活動的だったなら、Sgr A East のプラズマ進化に影響を与えている可能性がある。SNR におけるプラズマ進化の標準シナリオでは、衝撃波加熱で高温になった電子がイオンを電離する「電離優勢状態」の後、時間の経過と共に電離と再結合の頻度が釣り合う「電離平衡状態」(Collisional ionization equi-

librium; CIE) に達すると考えられている。しかし、例えば強い X 線照射源によってイオンの電離が進む(光電離) と、プラズマは電離よりも再結合の頻度が高い「再結合優勢状態」(Recombining plasma; RP)になる。つまり Sgr A⋆ からの強い X 線フレアによって、Sgr A East が RP を持っている可能性がある。

Koyama et al. (2007) は、X 線天文衛星「すざく」
を用いて Sgr A East を観測し、そのエネルギースペ
クトルを 2 温度 (∼ 1.2, ∼ 6.0 keV) の電離平衡プラズ
マ (CIE) モデルと非熱的放射のべき型関数モデルで再現した。しかし ∼6 keV という温度は普通の SNRの温度よりも高く、高階電離した H 状 Fe イオンが存在することを示している。したがって Sgr A East
は RP を持っている可能性がある。この場合、He 状

Fe イオンからの再結合連続 X 線 (Radiative recom-2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
bination continuum; RRC) が、∼9 keV 以上に見ら3

Analysis and results

3.1

Image

れるはずである。しかしながら先行研究では統計の悪い 9 keV 以上のバンドはカットされており RRCの有無を確かめることはできない。

図 1 は、Sgr A East 周辺の Fe Heα ラインバンド

そこで本研究の目的は、銀河中心に位置する超新星イメージである。Sgr A East スペクトルは、図 1 の白残骸 Sgr A East のプラズマ状態を解明し、その形成

色円で囲まれた半径 1.6 arcmin の領域から取得した。

過程と Sgr A⋆ との関わりを探ることである。∼9 keV

バックグラウンドスペクトルは、Sgr A East 周辺の以上に He 状 Fe RRC を探すため、すざくアーカイブ

半径 3-5 arcmin の白色の馬蹄形領域から取得した。

データを用いて 230 ksec の高統計・広帯域スペクトル

このバックグラウンドスペクトルから Sgr A East 近を取得し、またバックグラウンドとなる銀河中心 X 線

傍の GCXE を見積もり、以下の Sgr A East スペク

放射 (Galactic center X-ray emission; GCXE)(e.g.,

トル解析に用いた。緑の等高線は電波 4.8 GHz 放射

Koyama et al. 1989; Uchiyama et al. 2013) を丁寧を示している。十字は Sgr A⋆ の位置を示している。

に評価した。

2

Observations
表 1 に、Sgr A East スペクトルとバックグラウン

ドスペクトルの作成に使用した観測データのログを示す。解析には、すざくに搭載された X 線 CCD カメラのうち表面照射型の XIS-0, 2, 3 で取得されたデータを用いた。各生データから検出器由来の X 線バックグラウンドを差し引いた。光子統計を上げるため、
図 1: Fe Heα ラインバンドイメージ。

取得したスペクトルを露光時間で重みをつけて足し合わせた。以下の解析では、HEAsoft version 6.19、

CALDB 20160607、ATOMDB v3.0.7 を使用した。

3.2
表 1: 観測データのログ
Obs ID
Pointing Position 露光時間

Spectral analysis

図 2, 図 3 は、取得した Sgr A East スペクトル (2.36-

◦

l( )

◦

b( )

[ksec]

12 keV) である。先行研究ではカットされていた 9-12

100027010

0.057-0.07444.8

keV バンドでも光子統計の良いデータを得ることが100027020-0.247-0.04642.8

できた。はじめに、Sgr A East スペクトルを先行研

100037010-0.247-0.04643.7

究と同じ 2 温度 CIE と非熱的放射モデルでフィット

100037040

0.057-0.07442.9

した (図 2)。その結果、モデルに対してデータの超過

100048010

0.057-0.07463.0

1が見られた (χ2 /d.o.f.=409.71/246=1.67)。⃝∼5.4501008010-0.154-0.191129.6

keV に He 状 Cr 輝線放射、∼ 6.2 keV に He 状 Mn

501009010-0.074

0.178

51.2

2
輝線放射を発見した。⃝∼
6.4keV に中性 Fe 輝線放3射を発見した。⃝∼
9 keV 周辺に He 状 Fe の RRCを発見した。この RRC の構造は RP の証拠である。
そこで次に、2 温度 RP と非熱的放射成分に中心エ
ネルギー E=6.4 keV の中性 Fe 輝線放射を加えたモデルでフィットした (図 3)。その結果、残差は解消され、Sgr A East スペクトルはこのモデルでうまく再2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
現することができた (χ2 /d.o.f.=259.72/243=1.07)。
したがって本研究で初めて、Sgr A East の放射から

表 2: Sgr A East スペクトルの best-fit パラメータ

He 状 Fe の RRC を発見し、Sgr A East は RP を持
つことを明らかにした。

ModelParameter

ValuesHT-RP

kTe (keV)

2.1±0.1

kTinit (keV)

10 (fix)

Zother (solar)

1.0 (fix)

ZS (solar)

0.7

ZAr (solar)

0.7

ZCa (solar)

1.1

ZCr (solar)

3±1

ZMn (solar)

10±1

ZFe=Ni (solar)
ne t (s cm−3 )1.1±0.1

norm(6.0±0.2)×1011(5.1±0.2)×10−2

kTe (keV)

0.86±0.02

kTinit (keV)

10 (fix)

Zother (solar)

1.25 (fix)ZS (solar)

2.0

ZAr (solar)

2.1

ZCa (solar)2.8∗

図 2: 2 温度 CIE モデルでの Sgr A East スペクトル

LT-RP

フィット (2.36-12 keV)。上段の十字線はデータ点を示す。グレー、ブルーの実線はそれぞれ、バックグラ
ウンド放射となる GCXE、宇宙 X 線背景放射 (CXB)
モデルを示す。Sgr A East 由来の放射モデルはマゼ
ンタ、シアン、オレンジの実線であり、それぞれ高温(HT)CIE、低温 (LT)CIE、非熱的放射のモデルを示

ne t (s cm

す。下段はモデルとデータとの差を示す。

−3> 3 × 1013

)

∗

norm
Fe I KαCenter energy (keV)
Flux (ph spower-law
Absorption

0.15±0.01

−1

cm

−2

)

6.40 (fix)(1.9 ± 0.1) × 10−5

Photon index

1.0

EW6.4 (keV)

0.2

22

NH (×102

χ /d.o.f.

cm

−2

)

14 (fix)

259.72/243 = 1.07

誤差は、90%信頼レベル。
∫
10−14 × ne nH dV /(4πD2 ) で定義される。D は∗

天体までの距離 (cm)、ne は電子密度 (cm−3 )、nH は水素密度 (cm−3 )、V は体積 (cm3 ) である。
図 3: 2 温度 RP モデルでの Sgr A East スペクトル
フィット (2.36-12 keV)。上段の十字線はデータ点を示す。グレー、ブルーの実線はそれぞれ、バックグラウ

4Discussion

ンド放射の GCXE、CXB モデルを示す。Sgr A East

本 研 究 で は 、「 す ざ く 」の デ ー タ を 用 い て 、由来の放射モデルはマゼンタ、シアン、オレンジのSgr A East の高統計・広帯域な X 線スペクトルを取実線であり、それぞれ高温 (HT)RP、低温 (LT)RP、 得し、解析を行なった。その結果、He 状 Fe イオン
中性 Fe 輝線と非熱的放射のモデルを示す。下段はモ
デルとデータとの差を示す。

からの RRC 構造を発見し、先行研究と同じ 2 温度CIE モデルは棄却された。スペクトルは 2 温度 RP
モデルで再現できた。また初めて 6.4 keV に中性 Fe

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
輝線放射を発見した。この RP と中性 Fe 輝線はどのようにして作られたのだろうか。

5

Conclusion• 「すざく」のデータを用いて、銀河中心に位置する超新星残骸 Sgr A East を詳細に解析した。

4.1

Origin of the RP• Sgr A East スペクトル解析の結果から、He 状

はじめに RP の起源について議論する。1 つの可能⋆性は、Sgr A の過去の X 線照射による光電離である。
⋆

RP の電子密度 (ne )、Sgr A East と Sgr A の平均距
離 (R)、初期の電離状態 (ξ) を用いて (e.g., Tarter,
C. B. et al.

1969; Kallman & Bautista 2001)、

Sgr A⋆ が Sgr A East を光電離するのに必要な光度は
)
)(
)2 (
(
LX ∼ 1042 ne /5 cm−3 R/1.5 pc ξ/104 [erg s−1 ]と見積もられる。この値は Sgr A⋆ のエディントン

Fe RRC を発見し、Sgr A East は RP を持つということを明らかにした。また、RP とは起源の異なる中性 Fe 輝線を発見した。

• RP の起源として、Sgr A⋆ の過去の X 線フレアによるプラズマの光電離を提案した。また 6.4 keVの中性 Fe 輝線放射の起源として、現在よりも明
るい Sgr A⋆ の X 線による光電離を提案した。

光度 ∼ 1044 erg s−1 を超えない。またプラズマタイ
ムスケールは数 103 − 104 年と見積もられた。したがって光電離説の場合、Sgr A は数 10 − 10 年ほ⋆3Acknowledgement

4

ど前に、∼ 1042 erg s−1 の強い X 線フレアを起こしていたと考えられる。

奈良女子大学の山内茂雄教授をはじめ、本研究に関わってくださっている内山秀樹氏 (静岡大学)、小山勝二氏 (京都大学)、信川正順氏 (奈良教育大学)、 信
川久実子氏 (奈良女子大学) に感謝を申し上げます。

4.2

Origin of the 6.4 keV line

次に中性 Fe 輝線放射の起源について議論する。 Reference

ほぼ電離していない中性 Fe からの輝線は、RP か
らはほとんど放射されない。そのため RP とは異なる起源を持つ。Sgr A East は分子雲と相互作用しているので (e.g., Yusef-Zadeh et al. 1996)、中性

Fe 輝線放射は分子雲から照射されている可能性が高い。外部から X 線や宇宙線が分子雲に照射されると、分子雲内部の中性 Fe が電離され 6.4 keV 輝線が放出される。照射粒子の候補として考えられるのは、Sgr A⋆ からの X 線である。観測により得られ
た 6.4 keV 輝線フラックス (F6.4 keV ) と分子雲の吸収柱密度 (NH ) を用いて (e.g., Nobukawa et al. 2008;

Baganoﬀ, F. K., Bautz, M. W., Brandt, W. N., et al.,2001, Nature, 413, 45
Kallman, T., & Bautista, M., 2001, ApJS, 133, 221
Koyama, K., Awaki, H., Kunieda, H., et al., 1989, Nature, 339, 603
Koyama, K., Uchiyama, H., Yoshiaki, H., et al., 2007,
PASJ, 59, 237
Nobukawa, M., Ryu, S. G., Tsuru, T. G., & Koyama,
K. 2011, ApJ, 739, L52
Nobukawa, M., Tsuru, T. G., Takikawa, Y., et al., 2008,
PASJ, 60, S191

Sunyaev & Churazov 1998)、Sgr A⋆ の必要な光度は、 Ryu, S. G., Nobukawa, M., Nakashima, S., et al., 2013,()
PASJ, 65, 33
LX (2−10keV) ∼ 1035 F6.4 keV /10−5 ph s−1 cm−2
(
)−1 (
)
23
−3 −1
−1
Ω/4π
NH /10 cm[erg s ] と見積もられ Sunyaev, R., & Churazov, E., 1998, MNRAS, 297, 1279
た。これは Sgr A⋆ が現在の定常光度 ∼ 1033 erg s−1
より明るいフレア状態の場合に説明可能である。

Tarter, C. B., Tucker, W. H. & Salpeter, E. E., 1969,
ApJ, 156, 943
Uchiyama, H., Nobukawa, M., Tsuru, T. G., & Katsuji,K., 2013, PASJ, 65, 19
Yusef-Zadeh, F., Roberts, D. A., Goss, W. M., et al.,
1996, ApJ, 466, L25

——–index

c11

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すざく衛星による超新星残骸 IC 443 からの中性鉄輝線の発見
平山 ありさ (奈良女子大学大学院 人間文化研究科)

Abstract
超新星残骸 (SNR) は銀河宇宙線の起源の候補天体である。近年、SNR で加速された宇宙線がガンマ線観
測によって発見されているが、加速の初期段階である低エネルギー宇宙線 (LECRs) の観測は十分ではない。

LECRs は中性鉄を電離して 6.4 keV 輝線を放射する。私たちはこれを利用して LECRs を調査した。
超新星残骸 IC 443 は π 0 崩壊によるガンマ線が観測された SNR の 1 つである。X 線天文衛星「すざく」を用いて、IC 443 における 6.4 keV 輝線の探査を行った。その結果 6.4 keV 輝線を発見し、一部の領域ではその有意度は 3σ 以上であった。さらに、分子雲と 6.4 keV 輝線の分布が相関していることを見出した。LECRsのエネルギー密度を推定したところ、20–500 eV/cm3 と求められた。天の川銀河の典型値は 1 eV/cm3 のため、これは IC 443 の周りで宇宙線の加速が起きていることを示唆する。また、LECRs スペクトルや RPの起源についても考察した。

1

Introduction

る。Nobukawa K. et al.(2018) は 5 つの SNR から
宇宙線陽子起源の 6.4 keV 輝線を発見した [3]。MeV

宇宙空間では相対論的速度の陽子や電子、原子核などが飛び回っている。これらの高エネルギー粒子
を総称して宇宙線と呼ぶ。宇宙線スペクトルは 1015.5

eV に「ニー」と呼ばれる折れ曲がりを持ち、ニー・
エネルギー以下の宇宙線は銀河系内起源であると考帯域の LECRs が星間物質に衝突すると、その中の中性状態の鉄を内殻電離することで E=6.4 keV の特性 X 線 (中性鉄輝線) が生じる。中性鉄輝線の強度
は LECRs の密度に比例するため、中性鉄輝線の観測は LECRs の量を制限する有効な手段となる。

えられている。銀河宇宙線の加速源として最も有力

SNR IC 443 は、銀河中心の反対方向、地球との距離 1.5 kpc に位置し [4]、年齢は 3000−30000 yr [5,ある。Ackermann et al.(2013) [1] は、SNR W44 と6] と推定されている。12 CO の観測より、IC 443 のIC 443 で π 0 崩壊起源のガンマ線を発見し、これらのすぐ近くには広がった分子雲が存在し、一部は SNR
SNR で GeV 帯域の宇宙線陽子が加速されているこの衝撃波と相互作用している [7]。ガンマ線観測ではとを発見した。しかし GeV 帯域以上の高エネルギー
Fermi や VERITAS によって、陽子起源の GeV-TeV
宇宙線は遠くまで拡散するので、真の加速現場から帯域のスペクトルが観測されている [8]。また、H+
3 の離れたところで濃い分子雲と衝突しガンマ線を放射
観測から電離率の高い地点が得られており、LECRs
している可能性がある。SNR における真の加速現場の寄与を示唆した [9]。以上の環境から、IC 443 からを明らかにし、加速メカニズムの全体像を知るため
宇宙線起源の中性鉄輝線が検出できる可能性は十分には、ほとんど拡散できない MeV 帯域の低エネルあると考え、探査を行った。
ギー宇宙線 (low-energy cosmic rays; LECRs) を観な天体は超新星残骸 (supernova remnamt; SNR) で測する必要がある。

LECRs は水素分子 (H2 ) を電離するので、例えば

2

Observations

H+
3 の吸収線の観測によって電離率の情報を得るこIC 443 はすざく衛星に搭載された XIS(X-rayとができる。しかし、H+
3 は背景光として明るい赤外
線源がなければ観測できず、サンプル数は限られて Imaging Spectrometer) によって全部で 7 回の観測
いる [2]。そこで LECRs を観測する方法として、近 が行われた。観測ログは表 1 にまとめる。XIS4 台の年、SNR から検出される中性鉄輝線が注目されてい うち、背面照射型である XIS-1 は高エネルギー側で2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
図 1 にすざく衛星が観測した IC 443 の 6.4 keV
表 1: 観測ログ

バンドイメージを示す。3 領域の左上を NE、右上をID(RA, Dec) [deg]

観測時間 [ksec]

501006010
501006020
505001010(6:17:11, 22:46:32)(6:17:11, 22:28:46)(6:15:59, 22:45:18)

42.0
44.0
83.2

507015010
507015020(6:17:11, 22:45:12)(6:17:12, 22:44:47)

101.8
59.3

507015030
507015040(6:17:12, 22:44:46)(6:17:12, 22:44:52)

131.2
75.6

NW、左下を SE と呼ぶ。これらの領域のスペクトル解析を行い、中性鉄輝線強度を測定した。SE 領域の
右上で 6.4 keV 輝線強度と分子雲の濃い領域が重なるスポットがある事が分かる。この領域を SE spot として、先の 3 領域に加えてスペクトル解析を行った。

3.2

Source

熱的プラズマモデルと非熱的モデル (6.4 keV +検出器由来のバックグラウンドが大きいため使用しべき関数) でフィットした (NE 領域については Hiなかった。また、XIS-2 は 2006 年に故障したため、 rayama in prep [10] を参照)。スペクトルフィットの結表面照射型の XIS0 と 3 だけを用いて解析を行った。 果を図 2 に示す。NE、NW、SE spot 領域で 6.4 keV
データの較正には CALDB version 20160607 を使用

輝線を検出し、その有意度はそれぞれ 3.2σ 、2.8σ 、し、スペクトル解析には HEAsoft version 6.21 を使

1.9σ であった。フィットから得られた 6.4 keV 輝線の用した。

表面輝度を図 3 にまとめた。SE spot 領域で 6.4 keV
輝線はもっとも強かった。また、等価幅 (輝線と連続

3

Results

3.1

Image

成分の強度比) EW ≳ 0.4 keV と求まった。

4

Discussion

4.1

LECRs のエネルギー密度

本研究で、IC 443 から初めて 6.4 keV 輝線を発見し、その分布が分子雲と相関している事を見出した。IC 443 のプラズマは電離が進んだ再結合優勢状態にあるので、中性鉄からの 6.4 keV 輝線がプラズマから放射される可能性はほとんどない [10, 11]。
従って、LECR が分子雲と衝突して 6.4 keV 輝線が出ているのだろう。スペクトル解析から求まった 6.4
keV 輝線の等価幅は EW ≳ 0.4 keV なので、照射粒子は陽子である可能性が高い [12]。分子雲の平均ガ
ス密度 NH =6.1×10 cm−21 と仮定し [7]、測定した6.4 keV 輝線強度を用いると、陽子の密度は 20–500
eV/cm3 と推定された。これは天の川銀河の典型値(1 eV/cm3 ) より大きい。LECR の拡散長は短いの
図 1: 6.4 keV バンドイメージ。観測領域を白線、解析領域を白の点線で示す。緑色の線は 12 CO の等高線を表す [7]。黄色の星は H+
3 の観測で高い電離率を得た位置 [9]、青色の十字は GeV-TeV ガンマ線のピー
ク位置を示す [8]。

で、6.4 keV 輝線が観測された場所が加速現場と考えられる。従って、IC 443 で確かに宇宙線の加速が起きているだろう。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: (a) NE 領域のスペクトル。エネルギーバンドは 5.0-10.0 keV。各成分の色について、プラズマモデ
ルは青、非熱的モデルは赤、バックグラウンドスペクトルは灰色で示す。(b) NW 領域のスペクトル。以下(a) と同じ。(c) SE 領域のスペクトル。以下 (a) と同じ。(d) SE spot 領域のスペクトル。以下 (a) と同じ。
している。GeV-TeV ガンマ線は高エネルギー宇宙線
陽子起源と考えられている [1]。従って、GeV 陽子は

MeV 陽子とほぼ同じ場所で加速され、遠くへ拡散す
る前に濃い分子雲と衝突してガンマ線を放射しているのかもしれない。

4.3

LECRs のスペクトルの制限

IC 443 では、H+
3 の観測によって高い電離率が測定されている [9]。高い電離率を示した地点の周辺では、
図 3: 各領域の表面輝度。誤差は 1σ で示す。SE は

3σ 上限。

4.2

6.4 keV 輝線の強度も強かった (NW 領域)。LECRs
は中性鉄だけではなく水素分子 (H2 ) も電離するた
め、電離率と 6.4 keV 輝線は比例関係にある。H2 の電離は主に keV 帯域の陽子が寄与するが、中性鉄の6.4 keV 輝線と分子雲とガンマ線の電離は MeV 帯域が寄与する [12]。従って、図 4 に示
相関
すように、電離率と 6.4 keV 輝線強度を用いて低エ

濃い分子雲が存在し 6.4 keV 輝線が特に強い SE

ネルギー宇宙線スペクトルのべきを推定できる。宇spot 領域は、GeV-TeV ガンマ線放射のピークと一致 宙線陽子スペクトルが低エネルギー側でハードもし2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校• 中性鉄を電離した照射粒子を陽子と仮定すると、
LECRs のエネルギー密度は 20–500 eV/cm3 と推定された。

• 中性鉄輝線と H2 の電離率との比例関係から、
LECRs のスペクトルのべきを推定し、ハードもしくは折れ曲がりがある可能性を示した。
• IC 443 のような RP は宇宙線電離によって形成されたかもしれない。

図 4: 観測した 6.4 keV 輝線強度 (下限値) から期待

Acknowledgement

される電離率。6.4 keV 輝線は陽子が生成したと仮定。紫色の領域は電離率の観測値 [9]。宇宙線スペク

日頃からご指導くださった山内茂雄教授、信川久

トルのべき s > 0 の とき、電離率の観測値を説明で実子氏をはじめ、本研究に関わってくださった小山

きる。

勝二氏、信川 正順氏、内山 秀樹氏、そして研究室の皆様に感謝申し上げます。

くは折れ曲がりがあれば、観測と矛盾しない。低エ
ネルギー側でハードなスペクトルは理論的に予測されているが [e.g., 13]、我々は観測結果から s > 0 (図Reference

4) と制限した。

[1] Ackermann et al. 2013, Sci, 339, 807[2] Indriolo & McCall 2012, ApJ, 745, 91

4.4

LECRs は SNR プラズマに影響するか?

[3] Nobukawa et al. 2018, ApJ, 854, 87[4] Welsh & Sallmen 2003, A&A, 408, 545

IC 443 は再結合プラズマ (Recombination Plasma; [5] Petre et al. 1988, ApJ, 335, 215
RP) をもつ [10, 11]。さらに、陽子が入射して 6.4 keV [6] Olbert et al. 2001, ApJL, 554, L205
輝線が発見されたいくつかの SNR は RP をもつこと[7] Yoshiike 2017, PhD thesis, Nagoya Univ.,が知られている (W28, W44, and 3C 391) [14, 15,16]。LECRs はイオンを電離するので、IC 443 における RP の形成に寄与しているかもしれない。

[8] Humensky et al. 2015, the proceedings of ICRC 2015,875[9] Indriolo et al. 2010, ApJ, 724, 1357
[10] Hirayama in prep

5Conclusion[11] Ohnishi et al. 2014, ApJ, 784, 74

X 線天文衛星「すざく」によって、SNR IC 443 で [12] Dogiel et al. 2011, PASJ, 63, 535
6.4 keV 中性鉄輝線の探査を行った。
[13] Padovani et al. 2009, A&A, 501, 619• IC 443 から 6.4 keV 輝線を発見し、一部の領域 [14] Sawada & Koyama 2012, PASJ, 64, 81
で有意度は 3 σ 以上であった。
[15] Uchida et al. 2012, PASJ, 64, 141• 分子雲と 6.4 keV 輝線の分布が相関しているこ [16] Sato et al. 2014, PASJ, 66, 124とを見出した。

——–index

c1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

分子雲中におけるフィラメント形成と星形成開始条件の解明
安部 大晟 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
近年の観測から星形成は分子雲中のフィラメント状 (線状) の高密度領域で行われることが明らかになっている (André 2010)。よって星形成の理解には、分子雲中でのフィラメント形成を解明する必要がある。Inoueet al.(2018) では高解像度な磁気流体シミュレーションを用いることで、分子雲が衝撃波に圧縮されるという普遍的な現象からフィラメントが形成されるメカニズムを特定した。フィラメントは臨界線密度を超えると重力不安定によって崩壊し, 星形成を始めることが知られている。フィラメントの平衡状態を計算して臨界線密度を見積もった仕事として Tomisaka(2014) が知られている。Inoue et al.(2018) ではシミュレーションから, Tomisaka(2014) の臨界線密度がフィラメント崩壊の初期条件を決めると示唆している。しかしながら、

Tomisaka(2014) で調べられた平衡状態は、Inoue et al.(2018) によるシミュレーションで示された、分子雲が衝撃波によって圧縮されるという動的な状況とは異なっている。加えて Inoue et al.(2018) では 1 つの初期条件のもとでしか計算されていない。よって本研究では Inoue et al.(2018) の高解像度シミュレーション
を様々なパラメータで実行することで Tomisaka(2014) の臨界線密度の見積もりの正当性を検証するための計算をするつもりである。本講演では Tomisaka(2014) の平衡解と Inoue et al.(2018) での計算結果について論じ、 今後のフィラメントからの星形成研究の展望を示す。

1

Introduction
星は宇宙を構成する基本要素であり、星形成は銀河進化に繋がることから宇宙全体の理解において極めて重要である。近年の Herschel 望遠鏡の分子雲の観測から星形成は分子雲中のフィラメント (線状の高密度領域) で行われることが明らかになり (André2010)、フィラメントの重力崩壊が星形成の開始条件を決定しているということが示唆された。よって分子雲からの、フィラメントを介した星形成過程を解明する必要がある。
フィラメントはどのようにして形成されるのか。
それは分子雲と衝撃波の相互作用であると Inoue &Fukui (2013) の数値シミュレーションによって示唆
されが、Inoue & Fukui (2013) では解像度不足のために星の形成まで観測できなかった。

Inoue et al. (2018) では、分子雲の衝撃波圧縮によるフィラメント形成から星形成までを高解像度の数値シミュレーションを用いて調べ星形成の初期条件、つまり臨界線密度を求める。

2

Methods

2.1

Numerical Setup

この研究では現実的な分子雲のダイナミクスを研究するために自己重力を含めた三次元の磁気流体力学(MHD) シミュレーションを行う。使用するコードはMatsumoto (2007) によって開発された SFUMATO
コードである。SFUMATO コードは、自己重力を多重格子法で解き、MHD 方程式を近似リーマン解法を用いた有限体積法で解くものである。さらに利点として適合格子法 (Adaptive Mesh Refinement;AMR)の使用が挙げられる。これは詳細を見たい領域を高解像度化し、それ以外を低解像度化することで、格子数の節約をしつつ観測したい箇所を局所的に高解像度で観測することができる方法である。つまり観測したいフィラメント部分の格子を細分化して高解像度の観測を実現することができる。SFUMATO コードでは、星形成が起こり得る領域に対しては sink particleが導入される。sink particle とは周りのガスを降着させる仮想粒子であり、その形成判定は周辺ガスの重力的な安定状態を時々刻々監視することで行われ

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校ている。これによって、実際に重力崩壊が起きた場

ント形成メカニズムを解説したイラスト (図 3) を添所や時刻の同定が容易になり、かつ重力崩壊後も時付する。

間発展を追い、崩壊による sink particle への質量降着率のような星形成に関わる重要な物理量が計算可
能となる。

2.2

Initial Condition

この研究では、半径 1.5 pc の球状分子雲とそれより圧倒的に大きい分子雲 (=超音速流) との衝突のシ
ミュレーションがされており、このシミュレーショ
ンを観測することでフィラメントの臨界線密度の計算もされている。音速が 0.3 km s−1 で、相対速度10 km s−1 で衝突させるので衝撃波が生成される。
磁場は y 軸正方向に観測に合わせた値として 20 µGとする。

図 2: フィラメント形成までのシミュレーションのス
ナップショット (上からそれぞれ 0.2Myr 後、0.3Myr
図 1: Inoue et al.(2018) の初期条件。縦、横軸はともに空間座標。色は柱密度を表している。中心にある
半径 1.5 pc の球が分子雲で、その下方から超音速流を衝突させ、分子雲と衝撃波の相互作用を記述する。

後、0.4Myr 後)。左の列は yz 平面、右の列は xy 平面
まず初期条件から 0.2Myr 後は、超音速の乱流によって分子雲ガスが圧縮される。その結果クランプが形成される。
初期条件から 0.3Myr 後は、超音速流と分子雲の衝突によって生成される衝撃波と分子雲中にできたク3

Results

ランプが衝突する。このとき衝撃波の速度は密度の高い領域で減速されるので、クランプに押される形

3.1

Filament Formation Phase

ここではフィラメントがどのようにして形成されるのかについて解説する。分子雲と超音速流の衝突の後、分子雲は乱流により密度の高い領域 (クランプ)を作る。このクランプの時間進化を追うことでフィラメントの形成を説明することができる。以下にシ
ミュレーションのスナップショット (図 2) とフィラメ

で衝撃波面は折れ曲がる。また分子雲中の中性ガス
は電子や陽子と高い頻度で衝突することからその振る舞いはプラズマと同じと考えて良いため、磁気凍結を起こす。よって磁場も同様にクランプに押される形で折れ曲がる。衝撃波面が変形したことで、(図3) の中心の拡大図のように「斜め衝撃波」が形成される。斜め衝撃波では接線方向の速度 (運動量) は保存される。したがって (図 3) の白矢印ようにある一2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

Filament Collapse Phase

ここではフィラメントの重力崩壊から星形成までについて述べる。フィラメントが一度形成されると、衝撃波圧縮によって誘起されたガスの流れ (= con-centrated flow) によってフィラメントは質量を蓄えていく。フィラメントはある線密度を超えると、その構造をガス圧と磁気圧で支えきれなくなり、重力不安定を起こす。そして星形成を開始する。このときのフィラメントの線密度は臨界線密度と呼ばれ、星形成開始条件を決める。星形成開始条件から星の初期質量、つまり星の運命が決まるため臨界線密度は重要な物理量である。この研究のシミュレーション
結果では t = 0.45Myr のとき重力崩壊が始まっている。よってフィラメントの臨界線密度 λsimu は以下の (図 4) ようにフィラメントの形状を仮定すると計算できる。よってこのシミュレーションで得られる
臨界線密度 λsimu はλsimu ≃ 80 M⊙ pc−1 .

(1)

図 3: フィラメント形成のメカニズムを解説したイラ

図 4: 初期条件から 0.45 Myr の、横軸に x、縦軸にスト (上からそれぞれ 0.2Myr 後、0.3Myr 後、0.4Myry を選んだときのスナップショット（左）とその中で後)。ここでは乱流によって形成された分子雲中の高最高密度領域の拡大図（右）。左図を見るとフィラメ密度領域であるクランプに着目している。

ントは x 軸におおよそ平行に形成されている。右図について、フィラメントの幅は 0.1pc とし、長軸を点に集中するガスの流れ (以下、concentrated flow)

0.5pc とると臨界線密度が計算できる。

ができる。このとき分子雲中のガスは磁気凍結から磁力線を横切れないためガスの流れが集中する点でガスを溜め込む。加えて (図 3) の紙面に垂直方向 (x方向) には圧縮を受けないので、線状に高密度領域を

4

Discussion

作る。

関連する研究として、フィラメントの平衡状態の
このようにして、初期条件から 0.4Myr 後にはフィ 臨界線密度を見積もっている Tomisaka(2014) があ
ラメントが形成される。
る。ここでは、Tomisaka(2014) の臨界線密度の表式を用いて臨界線密度を計算し、このシミュレーショ
ンで得られる臨界線密度 λsimu と比較する。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Tomisaka(2014) では、臨界線密度 λmax はフィラ 積もった臨界線密度と比較し、おおよそ一致するこ
メントを貫く磁束密度に比例すると主張している。そとがわかった。
私は今後 Inoue et al. (2018) の高解像度シミュレーの臨界線密度の表式はションを様々なパラメータで実行することで、本当
Φclc2s
λmax ≃ 0.24 1/2 + 1.66 .
(2) に臨界線密度に達したときに重力崩壊が始まるのかGG
どうか、そして Tomisaka (2014) の臨界線密度の見このとき Φcl ≡ Bfil w で、w はフィラメントの幅であ積もりの正当性を検証するための計算をするつもりる (w = 0.1 pc)。フィラメントを貫く磁束密度 Bfilである。
は磁場が衝撃波面に平行な場合の等温 MHD における Shock Jump Condition を用いて衝撃波の上流の量から計算できる。よって

Bfil

Acknowledgement≃ B1 = rB0[]
1/2= 2MA2 + (β + 1)2 /4 − (β + 1)/2 B0√≃
2MA B0()1/2 ()
n0
vsh≃ 300µG(. 3)
103 cm−3
10 km s−1

本講演を行うにあたり、指導教官である井上准教
授をはじめ理論宇宙物理学研究室の皆様には多くの助言をいただき大変お世話になりました。またこのような研究発表の機会を設けてくださった夏の学校
事務局の皆様に感謝申し上げます。

ここで添字の 0 と 1 はそれぞれ衝撃波の上流と下流の量を表している。r は圧縮率。β ≡ 8πc2s ρ0 /B02

Reference

は上流のプラズマベータである。さらに MA ≫ β をAndré, Ph. et al. 2010 arXiv:1005.2618

用いている。Inoue et al. 2018 のシミュレーション
でのパラメータを (2) に代入すると、Inoue, T. et al. 2018,PASJ, 70S, 53I
Inoue, T., & Fukui, Y. 2013,APJ, 774, 31

λmax ≃ 67M⊙ pc−1(Bfil /300µG) (w/0.1pc)()+35M⊙ pc−1 cs /0.3km s−1 .

Larson, R. B. 1981 MNRAS, 194, 809L

(4)

ここで (1) と (4) を比較すると臨界線密度がおおよそ同じくらいになっていることが分かる。よって、Inoueet al. (2018) ではシミュレーションから、 Tomisaka(2014) の臨界線密度がフィラメント崩壊の初期条件
を決めると示唆している。

5

Summary & Future Work
星形成の新しいパラダイムとしてフィラメントからの星形成があることが観測的に示唆されている。
そして、その具体的な描像は衝撃波と分子雲の相互作用であることがわかってきた。この研究では分子雲の衝撃波圧縮によるフィラメント形成から星形成までを数値シミュレーションを用いて調べ星形成の初期条件、つまりフィラメントの臨界線密度を求めた。そして関連する研究である Tomisaka(2014) が見

Matsumoto, T. 2007, PASJ, 59, 905
Tomisaka, K. 2014, ApJ, 785, 24

——–index

c15

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

エンスタタイトコンドライト集積による地球大気形成
櫻庭 遥 (東京工業大学大学院 地球惑星科学系)

Abstract
地球表層に存在する揮発性元素は、大気や海洋を形成するため、地球や生命の起源を探る上で非常に重要である。地球大気は主に後期天体集積による衝突脱ガスによってもたらされた揮発性元素によって形成されたと考えられている。ただし、衝突天体の組成は現時点で正確には明らかになっていない。本研究では、特にコンドライト組成に比べて地球表層の C/H 比および N/H 比が小さいことに着目し、後期天体集積期にこれを再現する条件を探る。原始惑星への天体衝突における衝突脱ガスと大気剥ぎ取りについて、大気組成進化を考慮した大気進化計算を行った。初期地球表層では海洋と炭素循環の存在を仮定し、H2 O と CO2 の海
洋・炭酸塩への分配を考慮した。衝突天体組成についてはその揮発性元素含有量をパラメータとし、計算結果と現在の地球表層の揮発性元素組成を比較した。衝突脱ガスと大気剥ぎ取りによる大気進化では十分時間が経つと供給と損失がつりあう定常状態に近づくことが分かった。その定常量は衝突天体組成に依存し、揮
発性元素含有割合が小さいほど少量の大気量に収束した。また、衝突と同時に炭素が炭酸塩に、水素が海洋に固定されることで、地球表層に獲得される C/H 比と N/H 比は衝突天体組成の値から減少した。幅広いパラメータ・サーベイの結果、地球表層の C/H/N 量および存在比から見積もられる後期集積天体組成はエンスタタイトコンドライト組成であることを明らかにした。

1

Introduction

炭素質
コンドライトは、大気・海洋という生命を育む環境を形成する点で、地球や生命の起源と密接な関連がある。現在の地球表層環境は海水量・大気組成の絶妙なバランスの上に維持されているが、これらの形成条件は未解

N/H比

水素 (H) や炭素 (C)、窒素 (N) などの揮発性元素

明である (e.g., Catling & Kasting 2017)。本研究で本研究で導いた後期集積天体組成
エンスタタイトコンドライト地球

は、地球およびその表層環境の起源を探るため、地球表層の揮発性元素組成に着目した。

C/H比

地球表層の揮発性元素は主に惑星形成最終段階の小天体の衝突によってもたらされたと考えられているため、小天体から飛来したコンドライト隕石はその起源について重要な手がかりとなる。図 1 は地球
表層 (大気 + 海洋 + 地殻) とコンドライト中の揮発性元素組成の比較を示している。コンドライトには
ここで示されているエンスタタイトコンドライトや
炭素質コンドライトなど様々な種類があるが、いずれの種類のコンドライトと比べても地球表層では炭素と窒素が枯渇している。
本研究では、小天体衝突による大気形成過程に着目する。月面クレーターの年代分析から、地球型惑星

図 1: 地球表層 (大気 + 海洋 + 地殻) とコンドライ
ト中の揮発性元素組成における C/H 比および N/H比の比較 (data are from Abe et al.

2000; Pepin

2015)
は巨大衝突後の集積最終段階において無数の小天体衝突を経験したことが知られている。衝突した小天体に含まれていた揮発性元素が脱ガスし、大気を形成した。同時に衝突で噴き上がった衝突蒸気雲によっ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校て大気の一部が宇宙空間へ失われる (e.g., de Niem

計算では衝突量と大気量変化の関係を示した大気

et al. 2012)。巨大衝突後の一連の小天体衝突は後期 進化方程式 (1) を解いた (Sakuraba et al. in press.,
天体集積と呼ばれ、主に直径数 km から数十 km の

arXiv#: 1805.07094)。

小天体が地球質量の約 1%ほど衝突したと考えられてd(mi Ni )dΣimp

いる (e.g., Bottke et al. 2010)。
初期地球の海洋形成時期および炭素循環がいつは= (1 − ζ)xi − η(mi Ni )mA(1)

じまったのかについては未だ議論が続いており正確

右辺第 1 項は大気の供給、第 2 項は損失に相当すには明らかになっていない。しかし、もし後期天体る。ここで Σimp は衝突累計質量、i は各大気成分を意

集積時に海洋や炭素循環が存在したならば、衝突天

味し、m, N, x はそれぞれの分子量と大気中分子数、体から脱ガスした揮発性元素は大気だけではなく海

衝突天体中含有割合を表す。

洋や炭酸塩へも分配されたはずである。本研究では式 (1) 中の η は大気はぎとり効率、ζ は衝突天体蒸

このような惑星表層の元素分配が大気形成に与える

気はぎとり効率を表しており、大気剥ぎ取りモデル

影響を明らかにすることで、地球表層の炭素・窒素(Svetsov 2000, 2007; Shuvalov 2009) を適用した。

枯渇の原因と後期集積天体が満たすべき条件を探る。 大気剥ぎ取りは衝突天体のサイズと速度に依存する
ため、両分布を考慮した統計的平均操作を行った。

2

N2

Models

H 2O

CO2

海洋

炭酸塩

本研究では、後期天体集積における大気形成モデ

大気ルを構築し、惑星表層の元素分配が大気組成進化に与える影響を調べた。小天体によって供給される揮

初期地球表層図 3: 大気進化モデル中の地球表層における元素分配のイメージ図. N2 は大気に, H2 O は大気と海洋に, CO2 は大気と炭酸塩にそれぞれ分配されると仮定した.
惑星表層におけるリザーバー間の元素分配については、H2 O の海洋への分配および CO2 の炭酸塩への分配を仮定し (図 3)、各成分分圧に飽和水蒸気圧(PH2 O < 0.017bar) および炭素循環が安定して駆動するような分圧上限 (PCO2 < 10bar, Kasting (1993))
図 2: 衝突脱ガスと大気剥ぎ取りによる大気形成モデ
ル概念図を設けることによって考慮した。大気の温度については等温大気を仮定し、現在の表面温度である 288

K を仮定した。一方 N2 は反応性が低く惑星内部には発性元素の衝突脱ガスと、衝突で吹き上げられる衝取り込まれにくいためすべて大気に分配されると仮突蒸気雲による大気剥ぎ取りを考えた大気進化を計定した。元素分配によって H2 O が海洋に、CO2 が炭算した (図 2)。大気を構成する揮発性成分には水蒸酸塩に蓄積することで、衝突天体中の揮発性元素組

気 (H2 O), 二酸化炭素 (CO2 ), 窒素 (N2 ) の 3 成分を成とは異なる組成の大気が形成される。結果として仮定し、各成分の大気・表層リザーバー (大気・海洋・ 各成分の衝突による剥ぎ取り量にも偏りが生じ、大地殻) 間の分配を考慮した C/H 比・N/H 比の時間進 気中の C/H 比や N/H 比も変化すると考えられる。
化を調べた。

衝突脱ガスについては衝突天体の CO2 , H2 O, N2 各

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
成分の含有割合をパラメータとし、様々な組成の小が進むにつれて H2 O は海洋へ、CO2 は炭酸塩へ取天体衝突によって形成される大気組成を調べることり込まれるため、その分は剥ぎ取られることなく惑

で、衝突天体組成への制約を試みた。

星に蓄積される。衝突天体によって供給された H2 Oはそのほとんどが海洋へ蓄積され、大気剥ぎ取りの影響をほとんど受けないのに対し、大気のみに分配

3

Results & Discussion
本研究では、後期天体集積による大気形成において衝突脱ガス時の惑星表層での元素分配を考慮した
大気組成進化を調べた。計算の結果、後期天体集積
時の水素・炭素の海洋・炭酸塩へ分配されることによって、地球表層の C/H 比および N/H 比は減少し、炭素・窒素枯渇を生じさせることが分かった。また、
現在の地球表層の揮発性元素組成から衝突時の元素分配による大気組成進化を遡ることで、エンスタタ
イトコンドライト組成の後期集積天体を仮定すると現在の地球表層に見られる炭素・窒素枯渇を説明できることが分かった。

される N2 や一部しか炭酸塩へ取り込まれない CO2は大気剥ぎ取りによって選択的に宇宙空間へ剥ぎ取られたと推測される。
次に後期天体集積中の惑星表層の N/H 比と C/H比の時間進化を図 5 に示す。衝突天体組成は図 4 と同じ設定での計算結果である。後期天体集積による
天体衝突量は地球質量の約 1%と見積もられており(Bottke et al. 2010)、その時点までに N/H 比は約7 割, C/H 比は約 4 割減少した。これは、衝突天体によって供給された水素の大部分と炭素の一部が海洋や炭酸塩として地球表層に固定されることで衝突による大気剥ぎ取りの影響を受けず地球表層に留まったためだと考えられる。大気のみに分配される窒素

存在量 / 地球質量 [g/g-Earth]と、一部が炭酸塩に取り込まれてもなお大気の主成分を占める二酸化炭素は、水蒸気に比べて大気中のCO2

海洋
後期天体集積炭酸塩

存在割合が多く、大気剥ぎ取りの影響を強く受ける。
その結果として C/H 比および N/H 比が減少したとN2推測される。以上の結果から、後期天体集積時の表

H 2O

素・窒素枯渇の原因の一つだと考えられる。

層リザーバー間の元素分配が地球表層に見られる炭大気
全リザーバー

累積衝突質量 / 地球質量 [%]また、衝突天体組成に対し幅広いパラメータ・サーベイを行ったところ揮発性成分含有割合が (CO2 : 0.7%,

H2 O: 3%, N2 : 0.03%) の小天体が衝突した場合、後期天体集積後の最終的な C/H 比および N/H 比、N2
量が現在の地球と一致した。図 1 の星印とそこから

図 4: 衝突脱ガスと大気剥ぎ取りによる地球大気中の矢印は衝突天体組成と元素分配による化学組成進の揮発性元素量進化 (橙：二酸化炭素 (CO2 ), 青：水化を表している。今回求めた組成は太陽系小天体の蒸気または水 (H2 O), 赤：窒素 (N2 ), 実線：大気中の中ではエンスタタイトコンドライトに分類されるた存在量, 点線：表層の全リザーバー中の存在量). 衝

め、この結果から後期集積天体はエンスタタイトコ

突天体中の揮発性元素含有量は (CO2 : 0.7%, H2 O:

ンドライト組成であったことが示唆される。

3%, N2 : 0.03%) と仮定した.
図 4 は地球大気組成の時間進化 (CO2 , H2 O, N2 の各存在量進化) を示している。本研究から推測される
衝突天体組成として各成分の含有割合を (CO2 : 0.7%,

H2 O: 3%, N2 : 0.03%) と設定した場合の計算結果である。横軸の衝突質量は時間発展に相当する。衝突

太陽系小天体の組成は、構成成分の凝結温度の違いによってその形成場所の情報を反映していると考えられる。岩石惑星軌道付近の太陽系内側領域には揮発性元素含有量が比較的少ない天体が、小惑星帯
以遠の太陽系外側領域には揮発性元素に富んだ天体が多く分布する (e.g., Morbidelli 2012)。この傾向を利用することで、衝突天体組成の見積もりからその2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

衝突天体 C/H比N/H比N の選択的剥ぎ取り
地球表層 N/H比C/H比

衝突天体 N/H比C の選択的剥ぎ取り
地球表層 C/H比後期天体集積

後期天体集積

累積衝突質量 / 地球質量 [%]累積衝突質量 / 地球質量 [%]図 5: 地球表層の C/H 比および N/H 比進化. 図 4 と同様の計算において大気+海洋+炭酸塩に蓄積された揮発性元素 (C, H, N) の存在比の時間進化を示す.
形成場所や集積過程を含む惑星形成シナリオに対す

Acknowledgement

る手がかりが得られると期待される。
現在の地球表層に存在する希ガスはその大部分が大気に含まれているが、その存在量もコンドライト
組成に比べて枯渇している (e.g., Pepin 2015)。希ガスも窒素と同様反応性が低く惑星内部には取り込

本稿は地球生命研究所 (ELSI) の黒川宏之研究員・
玄田英典准教授との共同研究に基づいています。以上の共同研究者に加え、数多くのご助言をいただいた
指導教員の奥住聡准教授に心より感謝申し上げます。

まれにくいため、後期天体集積によってもたらされた希ガスは大気に分配され、大気剥ぎ取りの影響を強く受けたと考えられる。したがって、本研究で着目した表層における元素分配を伴う大気剥ぎ取りは、希ガス存在量にも影響を与えたと考えられる。

Reference
Abe, Y., et al. 2000, University of Arizona Press, 413433.
Bergin, E., et al. 2015, National Academy of Sciences
112, 29, 8965-8970.

4

Conclusion
衝突脱ガスと大気剥ぎ取りを伴う後期天体集積に

Bottke, W.F., Nesvorny, D., Vokrouhlicky, D., Morbidelli, A. 2010, The Astronomical Journal 139, 994.

おいて、衝突時に海洋や炭素循環がすでに存在した

Catling, D.C., Kasting, J.F. 2017, Cambridge University Press.

と仮定すると、地球表層の N/H 比および C/H 比はKasting, J. F. 1993, Science 259, 920-926.

時間とともに減少し、炭素・窒素枯渇を引き起こす
ことが分かった。これは衝突天体によって供給されMorbidelli, A., et al. 2012, Annual Review of Earth andPlanetary Sciences 40.

た水素が海洋へ、炭素が炭酸塩へ固定されることにde Niem, D., et al. 2012, Icarus 221, 495-507.

よって大気剥ぎ取りの効果が妨げられたことに起因

Pepin, R. O. 1991, Icarus, 92, 2-79.

する。さらにこの大気組成進化を遡り幅広いパラメー
タ・サーベイを行った結果から、我々は後期集積天体はエンスタタイトコンドライトと類似した組成であったと推測する。

Sakuraba, H., Kurokawa, H., and Genda, H. 2018,
Icarus in press.
Shuvalov, V. 2009, Meteor. Planet. Sci., 44, Nr 8, 10951105.
Svetsov, V. V. 2000, Solar Syst. Res., 34(5), 398-410.
Svetsov, V. V. 2007, Solar Syst. Res., 41, 28-41.

——–index

c16

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

COSMOS 領域における原始銀河団コアの探索
安藤 誠 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
原始銀河団は現在の銀河団の祖先と考えられている領域で、主に z > 2 における銀河の密度超過として発見されてきた。銀河の形成・進化に対する環境の影響を知る上では、原始銀河団の中で特に密度の高い中心部（コア）を探す必要がある。本研究では多波長の観測データが存在する COSMOS 領域の銀河カタログを用いて、重い銀河のペアをトレーサーとし、原始銀河団のコアとみなせるような重いダークマターハロー (DH)を探索した。その結果原始銀河団コアの候補として、およそ 200 組の銀河グループが見つかった。これらの周りでは銀河の密度超過が見られ、また clustering 解析から DH の質量が MDH = 2.5 × 1013 M⊙ であると見積ることができた。将来的には、今回発見したコア候補の周囲にサブミリ銀河のような特徴的な天体が存在するかを調べること、分光追観測によってコア候補が本物であるかを確認することなどを予定している。

1

Introduction

これらは多くの原始銀河団候補領域を発見するという成果を上げている一方で、原始銀河団と環境の銀河団は宇宙最大規模のダークマターハロー (DH)を土台として、銀河が高密度で存在する領域である。
その特有な環境ゆえに、銀河進化と銀河の周囲の環境との間の依存性、すなわち環境効果を調べる上でも銀河団は重要な研究対象である。多くの銀河団はz < 1 のような比較的近傍の宇宙で発見されてきたが、近年の観測技術の向上や手法の開発を背景に、より遠方の宇宙においても銀河団の探査が精力的に行なわれている。特に z > 2 のような遠方にある銀河の高密度領域のうち、将来的に DH の質量が現在の銀河団 DH 質量の典型値である MDH ∼ 1014 M⊙ 程
度にまで成長することが予想されるようなものは原
始銀河団と呼ばれ、銀河団そのもののやメンバー銀河の進化を調べるための対象として関心を集めている (Overzier 2016)。
原始銀河団は代表的には以下のような手法で探査が行なわれている。

研究という観点では問題も残る。(1) については、非
常に大局的な銀河の密度超過を探すことになるので、環境効果が顕著に現れると考えられる中心部が同定できないことや、そのような大きな構造が銀河団に進化するかどうかの判定を（しばしば未検証の）シミュ
レーションに依存していることが挙げられる。(2) についても、目印となる天体の寿命が短いので、限られた原始銀河団しか探せない可能性が高い。
原始銀河団の中心部の研究については、z > 2 おいて非常に高い密度超過を持つ天体が見つかっている（Wang et al.2016; Miller et al. 2018; Oteo et al.

2018）。こうした原始銀河団の「コア」は数百 pkpc
程度の非常に小さな領域に多数の銀河が集中していることや、極めて高い星形成率 (∼ 1000M⊙ yr−1 ) を持つなどの特徴があり、環境効果を調べる上でも興味深い対象である。一方で、このような極端な天体は稀にしか見つからず、見つかったとしても一般的

1. LBGs や LAEs などの大規模なサーベイに基づ な環境とは呼びにくい。
そこで、原始銀河団のコアを系統的な手段で多くいて、∼ 10 cMpc 程度にわたる銀河の密度超過領域を探す。

見出すことが重要になる。そこで本研究では、z ∼ 2において、当時の最も重い virial halo を原始銀河団
2. QSOs や SMGs などの特徴的に重いと考えられ コアと定義し、これを探すために銀河のペアに着目る銀河を目印に密度超過を探す。
して解析を行った。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校本研究では flat な ΛCDM 宇宙論を仮定し、ΩM =3.2

0.3, ΩΛ = 0.7 を採用する。また距離に言及する際に共同距離であるか物理距離であるかを明示して、

cMpc, pMpc のように表記する。

Analysis

原始銀河団のコアとみなせるような銀河のグループを探すために、以下のような手続きを行った。な
おサンプルとして用いた 1.5 ≤ z ≤ 3.0 かつ M∗ ≥1011 M⊙ を満たす銀河の総数は 1727 個であった。

2

Data & Samples

1. ある銀河に着目し、その銀河を中心として半径

本研究では、COSMOS 領域における 2015 年版の∆θ = 0.3 × 2 pMpc、奥行き ∆z = 0.12 × 2 の銀河カタログ (Laigle et al. 2016) を用いた。このカ円筒内にある銀河（「隣接銀河」と呼ぶ）を数

タログでは Ks-band によって選択された 50 万個を超える。

える銀河について、可視光から近赤外線にわたる多波長観測によって得られた、星質量や測光的 redshiftなどの情報が含まれている。観測領域の広さは、近2. 隣接銀河数が多い銀河から順に、中心銀河及びその隣接銀河をまとめて原始銀河団コア候補とみなす。複数のコア候補に属する可能性がある

赤外線サーベイである UltraVISTA の観測が存在す銀河については、よりメンバー数の多いもののる領域が ∼ 1.58 deg2 であり、その中には 3σ 限界等方に属するものとする。

級が Ks = 24.0 の Deep 領域と Ks = 24.7 の Ultra

Deep 領域が含まれている。なお Deep 領域について、

3. まとめたメンバー銀河の位置・redshift の平均を2.75 < z < 3.5 における銀河の 90% mass limit は原始銀河団コア候補の位置・redshift とする。

log(M∗ /M⊙ ) = 10.1 である。このうち本研究では、
1.5 ≤ z ≤ 3.0 にある 167815 個の銀河をサンプルとして選んだ。

3

原始銀河団コアの探査

3.1

原始銀河団コア

本研究では原始銀河団のコアを、z ∼ 2 において

ここで奥行き ∆z = 0.12 はカタログ銀河が持つredshift の誤差を考慮して設定したものである。

4

Results見つかった原始銀河団コア候補を図 1 に示す。これらには表 1 に示すようなメンバー数を持つものが含まれる。

最も重いビリアル化した DH と定義した。このような DH は z ∼ 0 まで進化すると MDH ≥ 1014 M⊙ の質量を獲得することが予想される。z ∼ 0 である質量

表 1: 原始銀河団コア候補の数
メンバー数
2
3
4 5 6

計

を持つ DH の過去の質量は extended Press-Schecher

候補数

203

150

30

14

5

4

モデル (Hamana et al. 2006) によって解析的に推定でき、いま考えている DH の場合、z ∼ 2.5 において典型的に MDH ∼ 3 × 1013 M⊙ を持つことが予想される。また球対称崩壊モデルによると、このようなDH のビリアル半径は rvir ∼ 0.3 pMpc である。また、
Behroozi et al. (2013) によると MDH ∼ 1013 M⊙ の

5Discussion

5.1

Surface number density

ような DH は、M∗ ≥ 1011 M⊙ のような重い銀河の今回探索した原始銀河団コア候補の周囲におけるホストハローである。そこで本研究では、0.3 pMpc

銀河の密度超過を知るために，周囲にある銀河の分の半径の中に M∗ ≥ 1011M⊙ を満たす銀河が 2 個以 布を調べた。まず各コア候補の座標を中心とし，奥行上存在する領域を原始銀河団のコア候補として探索き ∆z = 0.12 を持つ円環柱の中に存在する，10.0 ≤した。

log(M∗ /M⊙ ) < 11.0 を満たす銀河の数を数えた。次2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校に半径ごとの数分布を全てのコア候補について足し合わせることで，今回見つけた候補の平均的な密度分布を得た。同様の解析を log(M∗ /M⊙ ) ≥ 11.0 を満たす銀河及びランダム点周りでも行った。前者は「重い銀河のグループ」が単体の重い銀河と比べて銀河の密度超過のよいトレーサーとなるかを調べるのに用い，後者は COSMOS 領域の平均的な銀河数密度を評価することに用いる。

5.2

Clustering Analysis

今回見つけた原始銀河団コア候補の集合度合いを調べるために 2 点角度相関関数 ω(θ) を計算した。ω(θ)
は、Landy & Szalay (1993) の推定式を用いると、以下のように表される。

ω(θ) =

DD(θ) − 2DR(θ) + RR(θ)RR(θ)

結果は図 2 示されている。原始銀河団コア候補周

ただし DD(θ), DR(θ), RR(θ) はそれぞれ、角度 θ だりの銀河の密度は単体の重い銀河や COSMOS 平均

け隔てたデータ点-データ点、データ点-ランダム点、と比べて大きくなっている。コア領域と見なしうる半

ランダム点-ランダム点のペアの数である。図 3 に本研

径 1 − 2 cMpc において、COSMOS 平均に対する原究で求めた銀河団コア候補及び重い銀河の角度相関関
始銀河団コア周りでの密度超過はおよそ 0.5 である。 数がプロットされている。これらを ω(θ) = Aω θ−0.8 +IC の関数形（IC は観測領域で決まる定数）で fit を+0.5gal行うことにより、Acore= 10.9+4.3
ω−4.3 , Aω = 2.8−0.5 を得た。2 点角度相関関数は、その天体のホスト DHの質量の推定に用いることができる (e.g. Kusak-abe+18, Okamura+18)。これをもとに推定したホス
gal
13
core
= 2.5+1.7
M⊙ , MDH=
ト DH の質量は、MDH−1.1 ×10
12
4.6+1.5
M⊙ であった。これは銀河のペアを探−1.3 × 10

すことでより重い DH を探すことができることを示しており、またその質量は今回目標としていた DHに近い値であることがわかった。

図 1: COSMOS 領域における原始銀河団コア候補。
小丸，大丸，ダイヤモンド，三角形，バツ印によって

図 2: 原始銀河団コア候補周りの銀河の密度超過。赤，それぞれ 2, 3, 4, 5, 6 個のメンバー銀河を含むコア

青，黒の各点はそれぞれ原始銀河団コア候補，重い候補が示されている。このうちマゼンタの破線円で銀河，ランダム点周りの面密度を表す。

囲まれたものは Wang+16 において分光同定されたコアである。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
200 個の候補を見つけた。コア候補周りの銀河の密度超過は 0.5 程度であった。また、コア候補に対す
る clustering 解析により、コア候補が属する DH の
平均的質量はおよそ MDH ∼ 2 × 1013 M⊙ であることがわかった。

Acknowledgement
本研究におきましては、指導教員である嶋作一大先生から多くのアドバイスをいただき、また研究に関する細やかな議論をたくさんさせていただきました。また、研究室のメンバーの方々には解析の初歩から丁寧に教えていただき、研究のアイデアをいた
図 3: 原始銀河団コア候補及び単体の重い銀河の 2 点

だきました。研究を支えてくださっている皆様に感

角度相関関数。赤，緑，の各点はそれぞれ原始銀河

謝申し上げます。

団コア候補，重い銀河での ω(θ) を表す。またそれぞれをモデルで fit したものがそれぞれ破線及び一点鎖線で表されている。

Reference

6

Behroozi, P. S., Wechsler, R. H., & Conroy, C. 2013,
ApJ, 770, 57

Future work
これまでに見つけた原始銀河団コア候補領域について、そのメンバー銀河に対する環境効果の様子を調べるために、将来的には以下のようなことを行う
予定である。

• 原始銀河団コア候補周辺に中性水素ガスが存在するかを調べる。

• サブミリ銀河のようなダストを多く持つ（したがって星形成が盛んな）銀河が原始銀河団コア
候補に存在するかを調べる。

• 原始銀河団コア候補の分光追観測• COSMOS 以外の領域における原始銀河団コア
候補の探索

Hamana, T., Yamada, T., Ouchi, M., Iwata, I., & Kodama, T. 2006, MNRAS, 369, 1929
Kusakabe, H., Shimasaku, K., Ouchi, M., et al. 2018,
PASJ, 70, 4Laigle, C., McCracken, H. J., Ilbert, O., et al. 2016,
ApJ, 224, 24
Landy, S. D., & Szalay, A. S. 1993, ApJ, 412, 64Miller, T. B., Chapman, S. C., Aravena, M., et al. 2018,
Nature, 556, 469
Okamura, T., Shimasaku, K., & Kawamata, R. 2018,
ApJ, 854, 22Oteo, I., Ivison, R. J., Dunne, L., et al. 2018, ApJ, 856,
72
Overzier, R. A. 2016, A&A Rev., 24, 14
Wang, T., Elbaz, D., Daddi, E., et al. 2016, ApJ, 828,
56

7

Conclusion
COSMOS 領域の銀河カタログを用いて、1.5 ≥ z ≤3 にある M∗ ≤ 1011 M⊙ を満たす銀河のグループを探すことで原始銀河団のコア候補の探査を行い、約