2018 年度第 48 回
天文・天体物理若手夏の学校

集録集

銀河

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。

銀河・銀河団分科会

オーラルアワード (銀河・銀河団分科会)
順位 講演者

所属

学 講演タイトル
年

1位
2位
3位
3位

鹿熊亮太

東京大学

M1 すばる HSC を用いた初期銀河から宇宙大規模構造へと続く Lyα 巨大構造の初検出
菊地原正太 東京大学
M2 重力レンズ効果と ALMA 干渉計で探る初郎期銀河の星形成活動
菅原悠馬
東京大学
D2 10 万個の SDSS スペクトルで探るアウトフ
ロー・銀河関係伊藤慧
国立天文台 M2 HSC 広視野撮像観測による z ∼ 4Brightest
Cluster Galaxy 候補の検出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

柏田祐樹

太陽運動測定における天の川銀河動力学構造の影響の評価および Gaia を用いた太陽運動測定

a2

喜多将一朗

エッジオン銀河 NGC891 の運動学的、物理的性質についての検証

a3

佐藤佑樹

z ≤ 1.0 における銀河の軸比分布とその進化 (2nd)

a4

小西諒太朗

棒渦巻銀河 NGC253 における炭素同位体比の観測的研究

a5

矢島義之

多輝線解析を用いた近傍棒渦巻銀河における分子ガスの物理状態と星形成

a6

堀江秀

シミュレーションにおける棒渦巻銀河の星形成

a7

依田萌

近傍銀河における空間分解した星形成則の統計的研究

a8

保田敦司

近傍銀河における CO-H2 質量変換係数 XCO の観測的研究

a9

柴田修吾

銀河の金属量を考慮した CO-H2 変換係数と星形成効率

a10

樋本一晴

COSMOS 領域のバースト的な星形成を起こしている銀河の定量的指標による形態解析

a11

菅原悠馬

10 万個の SDSS スペクトルで探るアウトフロー・銀河関係

a12

小川翔司

クランピートーラスからの X 線スペクトルモデルの Seyfart 1 銀河 IC 4329A への適用

a13

岩切駿

吸収を受けた狭輝線セイファート 1 型銀河の研究

a14

山田智史

高光度赤外線銀河 NGC 5135 が持つ隠された活動銀河核の広帯域 X 線観測

a15

登口暁

すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam を用いた塵に覆われた銀河の可視光線における統計的性

a16

杉内拓

近傍渦巻銀河 M 83 における渦巻腕を横切る際の巨大分子雲の化学進化の観測的研究

a17

森永優

大規模シミュレーションに基づいた銀河サブストラクチャの統計的性質に関する研究

a18

佐藤真帆

すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam を用いた z∼1 における quasar-red galaxy のクラスタリン

質の調査

グ探査

a19

上田将暉

銀河団外縁部のエントロピー異常に対するガス塊の寄与

a20

秋元大地

銀河団ガス中の共鳴散乱シミュレーション

a21

伊藤慧

HSC 広視野撮像観測による z ∼ 4Brightest Cluster Galaxy 候補の検出

a22

吉田篤史

すばる HSC サーベイ領域内 weak lensing 同定銀河団の X 線を用いた系統的解析

a23

菊地原正太郎

重力レンズ効果と ALMA 干渉計で探る初期銀河の星形成活動

a24

島田優也

重力レンズ効果の解析と ALMA の水分子輝線撮像 データに基づく遠方銀河の観測的研究

a25

山下祐依

超臨界降着 AGN のミリ波/サブミリ波観測から探る銀河と超巨大ブラックホールの共進化

a26

一色翔平

ダスト・ガス間の速度差を考慮した巨大ブラックホールへの質量降着

a27

曽我健太

ライマン α 輝線天体における活動銀河核の寄与

a28

河野海

VLA-COSMOS 領域における銀河の光度・密度進化

a29

鹿熊亮太

すばる HSC を用いた初期銀河から宇宙大規模構造へと続く Lyα 巨大構造の初検出

a30

下舘果林

すばる HSC 観測と多波長データで探る高赤方偏移 AGN の宇宙再電離への寄与

b1

吉田俊太郎

銀河スケーリング則の拡張と統一

b2

藤本航輔

ダークマターハローと恒星の相互作用に関する数値的研究

b3

長崎早也香

銀河内のダストの質量進化と星形成タイムスケールの関係

b4

福岡遥佳

PACS を用いた超高光度赤外線銀河 Mrk231 の分光学的調査

b5

野村義貴

X 線天文衛星「ひとみ」によるペルセウス銀河団を用いた 3.5keV 輝線の検証

b6

辻歩美

すざく衛星による楕円銀河 NGC 4325 の高温ガスの解析b7楊冲

XMM 衛星データを用いた MCXC J0157.4-0550 の 2 次元温度密度構造の解析

b8

IwashitaKohei

Subaru / Hyper Suprime-Cam 狭帯域フィルターを用いた活動銀河核探査

indexc1

Liang Yongming

Search for the most massive overdensities at z=2.2 with Subaru HSC

c2

佐々木竜志

ダークマターハローのカスプ-コア遷移におけるガスの力学的作用

c3

前田郁弥

棒渦巻銀河 NGC1300 における星形成活動と分子雲の性質

c4

谷本敦

クランピートーラスからの X 線スペクトルの Circinus galaxy への適用

c5

藏原昂平

近傍銀河の大局的磁力線

c6

鈴木真輝

ファラデートモグラフィーを用いた銀河磁場解析

c7

三好貴大

矮小楕円体銀河の星形成史

c8

平野洸

COSMOS 領域の中間赤方偏移に置ける強輝線天体サーベイ

c9

木村大希

すばる-HST-アルマで暴く銀河形成最盛期における爆発的星形成銀河

c10

名越俊平

Changing Look Quasar 探査

c11

山本直明

すばる HSC で探る、 銀河団の進化段階と内部の銀河の星形成活動

c12

福島徹也

Blue horizontal-branch stars を用いた銀河系恒星ハロー構造の解明

c13

山田優太郎

Gaia DR2 でみる作用空間の銀河円盤

c14

官野優翔

水素分子冷却による宇宙初期天体の形成過程

c15

垂水勇太

JWST 打ち上げに向けた高赤方偏移銀河形成シミュレーションの解析

c16

安藤誠

COSMOS 領域における原始銀河団コアの探索

c17

山崎雄太

元素組成比からみる r-process 起源天体と銀河化学進化

c18

杉山剣人

すざく衛星による銀河団外縁部の高温ガスのエントロピーの評価

c19

高橋美月

近傍 Seyfert 銀河における AGN トリガーの形態的証拠の探究

c20

須永夏帆

ALMA による z = 6.110 のライマンブレイク銀河における遠赤外線 [OIII] 88 µm 輝線の検出

c21

津久井崇史

質量モデリングによるダークマターの探査

——–index

a1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

太陽運動測定における天の川銀河動力学構造の影響の評価および Gaiaを用いた太陽運動測定
柏田 祐樹 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
天の川銀河内での太陽の運動の測定は、銀河天文学における長年の問題である。先行研究のほとんどは、太陽運動を測定するための軸対称動力学モデルに基づいていたが、実際にはバーや渦状腕といった非軸対称銀河構造が近傍の星の運動に影響 することが知られている。この効果により、速度分散による assymmetricdrift や軌道共鳴といった現象が起き、観測から 求める太陽運動の値を間違える可能性がある。しかし、この効果のモデルへの影響の定量的な評価は未だかつて行われていな い。この効果を調べるため、本研究ではまず速度分散を考慮した模擬カタログを生成しを用いた太陽運動測定にバーと渦状腕 が及ぼす影響を調べた。マルコフ連鎖モンテカルロ (MCMC) 法を用いて、Oort-Lindblad モデルと Ogrodonikov-Mile モデ
ルを模擬カタログに適用してサンプル星の空間分布と速度構造 (速度楕円体や基礎構造など) の影響を評価した。サンプル星 の速度分散の差は、Oort-Lindblad モデルにおける太陽運動の 銀河回転方向の速度に対し 30% 程度の誤差を生むことが判明 した。また、サンプル星の選択の影響についても説明する。さらに、Hipparcos に次ぐ 15 年ぶりの位置天文観測衛星 Gaia の登場により、先行研究よりも 詳細な太陽近傍星の解析が可能となった。本研究では上記のモ デル評価の結果を踏まえて MCMC 法を用いて Gaia データに

Oort-Lindblad モデルと Ogrodonikov-Mile モデルを適用することでより現実的な太陽運動測定を行い、動径速度 ≃9.5km/s、方位角速度 ≃17.5km/s、鉛直速度 ≃5.3km/s という結果を得た。本講演ではこれらの具体的な内容を発表する。

1

Introduction

は力学的に cold であると言われる。例えば太陽近傍
では円盤の速度分散すなわち特異速度の大きさは古100 年近くの間、天の川銀河の構造を推定することによる太陽近傍の星の運動学研究が行われてきた。

Kapteyn & van Rhijn (1920) は天の川銀河の大きさと厚さを決定するために星の数を用いた。さらに、銀河円盤に鉛直な方向に対し静水圧平衡を仮定し、近傍星の視線速度と固有運動から天の川銀河の質量い円盤星で 45km/s、若い星で 18km/s である一方、流速度は 200km/s のオーダーである。完全に cold な系では特異速度は消え、流れは重力ポテンシャルに支えられた閉じた軌道に沿ったものになる。従って、恒星の流速度の研究から天の川銀河のポテンシャルと質量分布が明らかになる。

の推定を可能にした (Kapteyn 1922)。しかし、Oort

太陽近傍の流速度に対する太陽の特異速度を太陽運(1927) は Kapteyn の銀河質量は銀河に束縛されて動と言う。この太陽運動と、太陽近傍の流速度を記述いる球状星団と RR Lyrae を保持するのに十分な大きさでないことを指摘した。Lindblad (1927) は高速度星と球状星団の subsystem は、近傍の低速度星のsubsystem と同様に同じ対称軸と共通重心を持っているという提案をした。
太陽近傍星の運動は流（平均）速度に特異速度を足したものとして解釈される。円盤銀河では、特異速度以上に流速度が支配的である。そのような恒星系

したモデル (Oort-Lindblad モデル) が Oort (1927)、

Lindblad (1927) によって考案された。Oort-Lindblad
モデルでは、2 次元の速度場を仮定し、本講演では、このモデルを用いた太陽近傍の速度場と太陽運動の解析手法とその結果の報告を行う。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Model
Oort-Lindblad モデルは太陽近傍の速度場を記述

表 1: 星の有効温度と年齢の対応関係
有効温度 Teﬀ (K)
年齢 Ageするモデルである。このモデルは 2 次元の速度場を4000 < Teﬀ < 5000

8Gyr < Age < 10Gyr

仮定して 4 つの速度場パラメータ A, B, C, K と 3 つ5000 < Teﬀ < 5770

6Gyr < Age < 8Gyrの太陽運動パラメータ u0 , v0 , w0 の合計 7 つをパラ

5770 < Teﬀ < 6170

4Gyr < Age < 6Gyr

メータとして持っている。速度場パラメータはオー

6170 < Teﬀ < 6500

2Gyr < Age < 4Gyr

ルト定数と呼ばれ、これらはそれぞれ近傍速度場の6500 < Teﬀ < 8000

800Myr < Age < 2Gyr

発散 (K)、回転 (B)、方位角方向 (A) と動径方向 (C)8000 < Teﬀ

Age < 800Myrの剪断成分を表す。u0 , v0 , w0 はそれぞれ太陽運動の
動径方向、方位角方向、(銀河円盤に対する) 鉛直方

る 状 態 を 仮 定 し た 。速 度 は向を表す。円筒座標系で表した位置、速度をそれぞモデルにおいてれ (R, θ, z)、(vR , vθ , vz ) とすると、オールト定数は(15.300, −11.900, −3.200, −5.300, 11.100, 12.240, 7.250)

Oort-Lindblad(A, B, C, K, u0 , v0 , w0 )=以下のように書ける。

に従う速度場を仮定した。ここで、オールト定数の
vθ
∂vθ
1 ∂vR
単位は km/s/kpc、太陽運動の単位は km/s である。
2A = −
−
(1a)
R
∂R
R ∂θ
速度分散の与え方は次のような式となる。
vθ
∂vθ
1 ∂vR
2B = −−+(1b)[vθ − vc (R0 )]2
R
∂R
R ∂θ
≃ 0.46
(3a)
vR
∂vR
1 ∂vθ
2
vR
2C = −
+
−
(1c)
R
∂R
R ∂θ
2 /80
va = vR
(3b)
∂vR
1 ∂vθ
vR
+
+
(1d)
2K =
R
∂R
R ∂θ
ここで、vR , vθ , vc はそれぞれ動径方向、方位角方向、
観測データに Oort-Lindblad モデルを適用する際
円軌道の速度。va は Asymmetric Drift の効果を表には、以下のような式を用いる。
している。また、R0 は太陽の銀河中心からの距離をµ∗l (l, b, ϖ) =(A cos 2l − C sin 2l + B) cos b表している。

+ ϖ(u0 sin l − v0 cos l)(2a)µb (l, b, ϖ) = − (A sin 2l + C cos 2l + K) sin b cos b+ ϖ[(u0 cos l + v0 sin l) sin b − w0 cos b](2b)
vr (l, b, ϖ) =(K + C cos 2l + A sin 2l) cos2 b/ϖ

3.2

Gaia DR2

Gaia DR2 のデータにおいて視線速度を含んだ位
置、速度の 6 次元情報を持ったデータは 7,224,631 天体に及ぶ。今回の研究では、このデータの中から年周− [(u0 cos l + v0 sin l) cos b + w0 sin b]

視差の誤差が 20% 以下となるデータを用いた1 。その(2c) 他、視線速度、接線速度の誤差がそれぞれ 10km/s、
ここで、µ∗l , µb , vr はそれぞれ銀経方向の固有運動、 30km/s 以下のものに制限している。また、星の有効
銀緯方向の固有運動、視線速度を表し、l, b, ϖ はそ 温度と年齢の関係は表 1 のようになっている。
れぞれ星の銀経、銀緯、年周視差を表す。

速度場を見ると、図 1 のようにコブが見えることが確認できる。これは、渦状腕による軌道共鳴の影響と考えられる。

3

Data

3.1

模擬カタログ

今 回 生 成 し た 模 擬 カ タ ロ グ で は 、位 置
は太陽近傍で一様球状に星が分布してい1 年周視差の誤差の扱い方については Bailer-Jones (2015)、
Bailer-Jones (2018) を参照

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 太陽近傍 (<200pc) の Gaia DR2 の速度場。星の年齢が 6Gyr から 8Gyr のものを使用している。中央の図では、左に tail を引いている中に盛り上がった部分が確認できる。

4

Results/Conclusions
模擬カタログの解析結果と Gaia DR2 データの解析結果を示す。

5

Discussion
今回は Oort-Lindblad モデルを使用したが、実際の速度場は 3 次元であることから、3 次元の太陽近傍速まず、模擬カタログにおいて速度分散を少しずつ変度場を記述した Ogorodnikov-Milne モデル (Ogrod-

化させて解析を行った (図 2)。この結果を見ると、速nikov (1932)、Milne (1935)) を観測データに適用す

度分散が大きいほど、特に V の値を大きく (プラス方

ることが望ましい。しかし、このモデルは 12 個のパ

向に) 間違えることがわかる。この結果から、Oort-

ラメータを含んでおり、1 回の解析には数日の時間

Lindblad モデルは速度分散が小さい星のデータに適 がかかることも珍しくなく、解析が終了していない。
用するべきであると言える。すなわち、Oort-Lindbla 解析が終了し次第、結果を報告していく予定である。
モデルを適用する対象は若い星に制限することが望ましい。
さらに、Gaia DR2 データの解析結果を示す (図また、模擬カタログの空間分布についても、今回は一様球を仮定したが、今後より現実的なものに改良していく予定である。

3)。この結果を見ると、星の年齢が大きいほど V の値がプラス方向に大きくなっていることがわかる。星の年齢が大きいほど速度分散が大きくなる傾向があ

Reference

ることから、この結果は模擬カタログで得られた結Bailer-Jones C. A. L., 2015, PASP, 127, 994

果と consistent になっていると言える。

Bailer-Jones, C. A. L., et al., 2018, arXiv, 1804.10121

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 速度分散を変化させながら模擬カタログを複数生成し、それぞれに Oort-Lindblad モデルを適用した
ときの結果。
Gaia Collaboration,
1804.09380G

Katz

et

al.,

2018,

arXiv,

Lindblad, B., 1927, MNRAS, 87, 553
Milne, E. A., 1935, MNRAS, 95, 560
Kapteyn, J. C., & van Rhijn, P. J., 1920, ApJ, 52, 23
Kapteyn, J. C., 1920, ApJ, 52, 23
Oort, 1927, Bull. Astron. Inst. Netherlands, 3, 275
Ogrodnikov, 1932, Z. Astrophys. 4, 190

図 3: Gaia DR2 のデータを MCMC で解析した結果。モデルには Oort-Lindblad モデルを用いている。

——–index

a2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

エッジオン銀河 NGC891 の運動学的、物理的性質についての検証
喜多 将一朗 (筑波大学 宇宙観測研究室)

Abstract
NGC891 は inclination angle が 89°のほぼ完全なエッジオンで、距離が 9.6Mpc の近傍の銀河である。回転速度や optical luminosity の大きさ、non-interacting SA(s)b galaxy であるなど銀河系に近い銀河である。また、過去に鉛直方向の吹き出しが野辺山ミリ波干渉計の観測によって確認されている。
本研究では野辺山 45m 鏡と FOREST 受信機を用いて、NGC891 を 12 CO(J = 1 − 0)、13 CO(J = 1 − 0)、

C18 O(J = 1 − 0) の 3 輝線同時観測を行った。観測結果からは鉛直方向の分布を確認することはできなかった。
銀河円盤上の構造について知るため、ガス面密度の動径分布と Bar についての解析を行った。ガス面密度及び12CO(J = 1 − 0)/13 CO(J = 1 − 0) 比の動径分布の導出し、過去の解析結果と同じような傾向の結果が得られた。Bar について、銀河系のシミュレーション結果を bared galaxy のモデル銀河として、様々な角度からの位
置-速度図 (P-V 図) を NGC891 の観測で得られた P-V 図と比較し、その結果 Bar は我々に対して横を向いた状態にあることが示唆された。また、P-V 図上で速度成分ごとにわけて 12 CO(J = 1 − 0)/13 CO(J = 1 − 0)比を導出し、中心部で速度の速い成分は光学的に薄く、一方中心部でも速度の遅い成分は光学的に厚いこと、

P-V 図のディスクの速度成分では Northeast と Southwest では左右で非対称であることが分かった。

1

背景測によって確認されていることからる (Handa et al.

1994) 本研究の対象天体とした。
エッジオン銀河とは我々に対して銀河のディスク

天体内の分子ガスはほとんどが水素分子ガスであがほぼ真横を向けている銀河のことである。天球面る。しかし、水素分子が双極子放射をしないので、に対する傾きが大きいので、銀河の内部構造を直接低温の水素分子から直接スペクトルを観測すること見ることはできない。しかし、銀河の回転速度の成は困難である。そこで水素分子の次に存在量の多い分を一次元的に切り出して、P-V 図としてみること

一酸化炭素分子を観測することが多い。観測されたができまた、ディスクに対して鉛直方向の成分を直12接観測できるなどの利点がある。
星風や超新星爆発による銀河風によってガスや金属、星間物質が銀河表面から吹き上げられる。銀河

CO(J = 1 − 0) に、経験的に得られた水素分子との変換係数 XCO を用いることで、水素分子の面密度を求めることができる。また、12 CO(J = 1 − 0) は光学的に厚く、一方その同位体分子の 13 CO(J = 1−0) は風が銀河ハローやさらに外側の銀河間空間にまで到12CO(J = 1 − 0) と比較して光学的に薄いことが知達するほどの規模なら、銀河間空間に重金属やガス、 られている。よって、12 CO(J = 1 − 0) と 13 CO(J =ダストを輸送し、そうでなければ噴出したガスは銀 1 − 0) を同時に観測し、その比をとることで、銀河河に銀河噴水として帰ってくる。つまり、銀河の鉛内部の領域ごとでの光学的厚みを見ることができる。

直方向の吹き出しを観測することは、銀河間空間の本研究では、野辺山宇宙電波観測所の 45m 鏡に搭

物理状態 (重金属量とその組成比) や、銀河表面と銀載されたマルチビーム受信機 FOREST(FOur beam

河間空間との相互作用を理解するのにとても重要で

REceiver System on 45m Telescope) を用いた、近傍ある。

銀河の CO 多輝線同時観測サーベイプロジェクトでNGC891 は inclination angle が 89° (e.g. Xilouris ある、COMING(CO Multi-line Imaging of Nearby
et al.1998) と高く、また SA(s)b galaxy と考えられ Galaxies) のデータを解析した。
ているなど、銀河系と似ている箇所があり、また、過また、リダクション前の COMING のデータには
去に鉛直方向の吹き出しが野辺山ミリ波干渉計の観2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
縞状のノイズが含まれていたため、データが正しいの速度が分かる。なので CO の速度プロファイル上ことを検証し、さらに鉛直方向の成分を見るため、 でその速度に当たる部分を抜き出していけば、そのCOMING とは別に追加で共同利用観測を行った。し リングの emissivity(単位は K km/s) を求めることがかし残念ながら、予定していたすべてのデータが取できる。それをそれぞれの位置での視線方向の長されなかったことと、空間分解能の限界から鉛直方向で割ることで、volume emissivity ϵ が求められる。
12の成分は見ることができなかった。

CO(J = 1−0) と 13 CO(J = 1−0) について導出

した volume emissivity が図 2 である。また volume2

emissivity から 13 CO/12 CO 比を導出したものが図 3

観測データ

である。

COMING の観測対象天体の一つとして、野辺山宇
宙電波観測所の 45m 鏡と FOREST 受信機を用いた
12

CO、13 CO、C18 O の 3 輝線同時観測を行ったデー

タを用いた。NGC891 は 2016 年 12 月 2 日と 2016年 12 月 5 日に観測を行った。また、COMING とは別の共同利用観測は 2018 年の 3 月と 4 月に行った。
データのリダクションには COMING 内で開発したオートリダクションシステムを使用した。

3

結果
鉛直方向成分については COMING のデータからも追加での観測からもはっきりとわかるほどのもの

図 1: CO emissivity を考えるための図。視線は r1 から r1 ＋∆r のリングを通過する。

は見えなかった。野辺山ミリ波干渉計の観測によって確認されているもの (Handa et al. 1994) も確認することができなかったため、さらなる空間分解能が必要だと考えられる。
観測された分子ガスの量から、銀河半径ごとのvolume emissivity を導出する。volume emissivity ϵは単位体積当たりに放射する光度で定義される。銀河ディスクを ∆r の幅のリングで半径ごとに分けるとする。半径 r1 から r1 ＋∆r までのリング (図 1) のCO の volume emissivity は以下の式で求められる。
∫∫ r1 ＋∆r
D2 r=r
TCO dvdΩ
1
ϵ (r1 ＋∆r) ≡∫∫ r1 ＋∆r
D2 r=r1 (2dl/dv)dvdΩ∑r=r1 →r1 +∆r
TCO
prof ile= ∑r=r1 →r1 +∆r(2∆l/∆v)
prof ile

図 2: 12 CO(J = 1−0) と 13 CO(J = 1−0) の volume

emissivity(1)

NGC891 を円盤に沿って CO の P-V 図を見てみると、いくつかの速度の成分に分かれていることが見て取れる。これらの速度の異なる成分を P-V 図

ここで D は銀河までの距離、Ω は立体角、l はリ

上で領域分けを行った (図 4)。最も速度の速い部分

ングを通る視線方向の長さである。P-V 図上で回転を nuclear and bar とし、その次を fast arm、更に速度がフラットになる半径では、その内側の半径で遅い部分を slow arm と呼ぶことにし、Northeast と2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: 銀河系のシミュレーションをある角度から見た
図 3: 12 CO(J = 1−0) と 13 CO(J = 1−0) の volume

P-V 図。紫がアーム、青が nuclear ring、赤がバルジ

emissivity から求めた、銀河中心からの距離の関数と と bar。
した 13 CO/12 CO 比。

Southwest で それぞれ分ける。また、中心部を広く見た large center と狭い部分のみの small center の 2 つで値を求めた。それぞれの領域で 12 CO(J = 1−0) と13

CO(J = 1−0) の強度 (K km/s) を求め、12 CO(J =1 − 0)/13 CO(J = 1 − 0) 比をとり表 1 にまとめた。
図 6: 図 5 をフェイスオンで見た図議論

4

鉛直方向成分については、2018 年の観測は天候の条件が悪く目的としていた観測をすべて行うこと出来なかった。また、空間分解能も、鉛直方向の吹き出
しや、スケールハイトを見るには不十分だった。よって干渉計を用いた、さらに高分解能な観測が必要である。
図 4: 図の左が Northeast、右が Southwest。速度の立12CO(J = 1 − 0) と 13 CO(J = 1 − 0) の volume

ち上がりが早いほうから nuclear and bar、fast arm、 emissivity は、中心近くから遠ざかるにつれて減少すslow arm。中心部では large center と small center2 る傾向が得られ、13 CO/12 CO 比もフラットな回転部
つの広さで分けた。

分では減少していく、つまり光学的に薄くなっていく

傾向が得られた。しかし、中心部約 250kpc での比は予NGC891 の P-V 図を Baba (2015) の銀河系のシ 想されるよりも小さな値となった。これは Sakamoto
ミュレーション結果の P-V 図と比較し、Bar が我々 et.al. 1997 とほぼ同じ結果である。この原因としに対してどう向いているのか、P-V 図中の異なる速て考えらていることは、NGC891 は 12 CO(J = 2−1)

度成分が銀河中のどの部分に相当するのかを検証しが中心部で強いことから、中心部は暖かく密度はそた。ある角度から見た、NGC891 の P-V 図と最も似れほど高くはないためだと考えられる。そのようなた銀河系の P-V 図とそのときフェイスオンで見た図

ガス領域では 12 CO の J=1-0、J=2-1 は十分励起すがそれぞれ図 5 と図 6 である。紫がアームで、青がるが、13 CO の J=1-0 遷移は完全には励起されない

nuclear ring、赤がバルジと bar で色分けした。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 図 4 の領域分けした速度で、積分強度の平均を求め、その後 12 CO/13 CO 比を求めた表。

12Southwest(K km/s) CO

nuclear and bar

fast arm

slow arm

24.9 ±2.338.4 ±1.3

19.6 ±1.1

small center

Southwest(K km/s) CO<1.3(上限値 )4.1 ±0.6<1.2(上限値 ∗ )Southwest12 CO/13 CO

19∗∗

+1.9
9.3−1.4

15∗∗

Northeast(K km/s)12 CO

21.7 ±2.3

28.2 ±1.231.0 ±1.1

Northeast(K km/s)13 CO<1.4(上限値 ∗ )2.5 ±0.6

2.3 ±0.6

11.2+4.1−2.5

13.7+5.4−3.2

32.8 ±1.224.9 ±1.156.6 ±1.859.6 ±1.5

3.2 ±0.6

1.3 ±0.6

6.1 ±0.7

7.7 ±0.7

10.1+2.7
−1.9

19+15
−6

9.3+1.5
−1.2

7.7+1
−0.8

13

12

13

∗

large center∗∗Northeast CO/ CO

17

全域 (K km/s)12 CO

23.2 ±2.3

13

全域 (K km/s) CO
全域

12

13

CO/ CO∗<1.3(上限値 )17∗∗*上限値はその領域のプロファイルを rms の 5σ としたときの積分強度とした。
**13CO の上限値を使い比を求めた。

ような状態にあることが考えられている。またその13

ほかにも、 CO の選択的光解離現象や12を持った結果であり、半径が大きくなるにつれて減CO 選択的 少し光学的に薄くなるが、中心部では予想される比核合成等も原因として考えられる。

よりも小さくなることが確認された。

P-V 図上の速度ごとに領域分けを行った結果、nu- (２) nuclear and bar とした中心部で、速度の速い成clear and bar とした中心部で、速度の速い成分は光 分は光学的に薄く、一方中心部でも速度の遅い成分
学的に薄く、一方中心部でも速度の遅い成分は光学

は光学的に厚い。

的に厚いことが分かった。また、ディスク成分では(３) P-V 図のディスクの速度成分では Northeast とNortheast と Southwest では左右で非対称であるこSouthwest では左右で非対称である。

とが分かる。特に slow arm とした成分で顕著であ(４) 銀河系のシミュレーション結果を barred galaxy

り、これはアームの向きや位置によるもではないかのモデル銀河として NGC891 と比較した結果、barと銀河系のシミュレーション結果の P-V 図から考えは我々に対して横向きであることが示唆された。

られる。

NGC891 の P-V 図と銀河系のシミュレーション結果の P-V 図を比較した結果、bar は我々に対して横Reference

向きになっていることが示唆された。また、fast arm

S. Sakamoto, T. Handa, Y. Sofue, M. Honma, K. Sorai,
1997 ApJ 475 134とした速度成分はアームと nuclear ring が合わさった成分であるのではないかと考えられる。

5
12

まとめ

S. Sakamoto, T. Hasegawa, T. Handa, M. Hayashi, T.
Oka, et.al. 1997 ApJ 486 276
T. Handa, Y. Sofue, S. Ikeuchi, S. Ishizuki, R. Kawabe,
1994 ASPC 59 361

本研究では COMING で観測された NGC891 のJunichi Baba, 2015 MNRAS 454, 2954-2964

CO(J = 1 − 0) と 13 CO(J = 1 − 0) 輝線を解析を

J. Baba, T. Saitoh, K. Wada 2010 PASJ 62 1413行った。得られた結果は以下である。

(１) 12 CO(J = 1 − 0) と 13 CO(J = 1 − 0) の volume
emissivity の比は、Sakamoto et.al. 1997 と同じ傾向

S. Garcı́a-Burillo, & M. Guélin, 1995 A&A 299 657
E.M. Xilouris, P.B. Alton, J.I. Davies, N.D. Kylafis, J.
Papamastorakis, M. Trewhella 1998, A&A, 331, 894

——–index

a3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校z ≤ 1.0 における銀河の軸比分布とその進化 (II)佐藤 佑樹 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
これまで我々は比星形成率別にサンプル天体を 0.2 ≤ z < 0.6 と 0.6 ≤ z ≤ 1.0 に分け、見かけの軸比分布進化を調べてきた。今回得られた結果を使用し Ryden（2004）の方法を用いて真の軸比を推定した。その結果

star-forming 銀河の真の軸比はほとんど進化を示さず < B/A >∼ 0.77 から ∼ 0.79 で < C/A > はどちらの赤方偏移範囲でも ∼ 0.30 だったのに対し、passive 銀河の < B/A > は ∼ 0.85 から ∼ 0.82 へと有意な変化を示さなかったが < C/A > は ∼ 0.41 から ∼ 0.31 へと有意な進化を示した。軸比が進化している星質量範囲を調べてみると star-forming 銀河はどの星質量範囲でも変化を示さず passive 銀河の Mstar ≥ 1011 M⊙
でも進化が見られなかったが、passive 銀河の 1010.5 M⊙ ≤ Mstar < 1011 M⊙ の範囲で < C/A > が ∼ 0.39から ∼ 0.26 へ、1010 M⊙ ≤ Mstar < 1010.5 M⊙ の範囲で < C/A > が ∼ 0.50 から ∼ 0.35 へ大きく変化していることが分かった。この結果はこの星質量範囲で扁平な形状を持つ銀河の割合が増えることを示唆している。さらに宇宙膨張による表面輝度減少や形態 K 補正の効果についても検証したが上記の結果に影響を与えるようなバイアスは確認できなかった。

1

Introduction
銀河の見かけ軸比（a ≥ b）を統計的に調べることで、銀河の三次元での形を推定することが出来る。

Ryden（2004）は得られた見かけの軸比分布を三軸不等の楕円体とみなし fitting することで真の軸比(A ≥ B ≥ C) を推定した。Padilla & Strauss（2008）

へ進化するような変化がみられた。またその変化は1010 M⊙ ≤ Mstar < 1011 M⊙ でより顕著であった。
以上の結果は、第 47 回天文・天体物理若手夏の学校で発表した。今回は以上の結果から Ryden （2004）の方法を用いて真の軸比 (A ≥ B ≥ C) を推定し、その進化を調べた。

は z ∼ 0 の銀河の軸比を調べ、円盤銀河の見かけの軸比分布は平坦な形をとり楕円体状の銀河の見かけの軸比分布は b/a ∼ 0.8 をピークとする山型をとることを示した。しかしこれまでの研究では z ≤ 1.0 における銀河の軸比分布の進化について詳しく調べられていなかった。また星形成活動や星質量別の軸比分布の進化についても同様であった。そこで我々は COSMOS
領域の、0.2 ≤ z ≤ 1.0 , MV ≤ −20, Mstar > 109 M⊙

図 1: これまでの研究で得た passive 銀河と star-の銀河（29528 天体）をサンプルとし、その軸比をforming 銀河の軸比分布。左図が passive 銀河, 右HST/ACS の IF814W バンドを用いて測定した。ま図が star-forming 銀河。縦軸が fraction[%], 横軸が] を star-forming 銀河、sSFR ELONGATION（b/a）。赤線が 0.6 ≤ z ≤ 1.0, 青線] を passive 銀河と定義しそれぞれにつ が 0.2 ≤ z < 0.6 。

た、sSFR > 10

< 10

−10

−1

[yr

−10

−1

[yr

いて 0.2 ≤ z < 0.6 と 0.6 ≤ z ≤ 1.0 で軸比分布を調べた。その結果、比星形成率別に進化を見てみると、star-forming 銀河の軸比分布はフラットでほとんど変化を示さないのに対して、passive 銀河ではb/a ≤ 0.8 をピークとする山型からフラットな分布2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

22(ϵ = 1 − B/A) は中央値が ln µϵ で分散が σln
ϵ の対

Data
本研究には COSMOS サーベイ（e.g., Scoville etal. 2007a) で得られたデータを利用した。COSMOS
プロジェクトは HST の基幹プログラムである。多波長で観測されており、COSMOS photometric catalogver.2012 に記載された SED fitting によって、赤方偏数正規分布を仮定し, edge-on での厚さ (C/A) は中
央値が µγ で分散が σγ2 の正規分布を仮定した. モン
テカルロ法を用いてそれぞれの parameter set でランダムな方向から 100000 回ずつ軸比測定した。得られた結果から X 2 検定を用いて best fit を導いた。

移 zphot , 絶対等級 MV , 星質量 Mstar , 星形成率 SFRが推定されている (Ilbert et al. 2013)。このカタログ
中の HST/ACS データの領域 (1.64 平方度) に含まれ4Results

る天体で、進化が詳しく調べられていない赤方偏移範

passive 銀河と star-forming 銀河の intrinsic な軸囲である 0.2 ≤ z ≤ 1.0 にあり、形態解析に必要な明比分布を 0.2 ≤ z < 0.6 と 0.6 ≤ z ≤ 1.0 でそれぞるさを確保するために MV < −20 で、かつ high-z 側での信頼性・完全性を確保するため Mstar ≥ 10 M⊙
9の天体をサンプル天体とした。

れ fitting を使って求め、結果を図 2 に示した。star-

forming 銀河の intrinsic な軸比分布は時間とともに< B/A >∼ 0.77 から ∼ 0.79 へ, < C/A > は ∼ 0.31

さらに sSFR > 10−10 [yr−1 ] を star-forming 銀河、 で一定とそれぞれ有意な進化がみられなかった。一
sSFR < 10−10 [yr−1 ] を passive 銀河と定義しそれぞ 方 passive 銀河の intrinsic な軸比分布については、れについて質量ごとに分けた。これらを 0.2 ≤ z < 0.6と 0.6 ≤ z ≤ 1.0 に分け軸比分布の進化をみた。
使用した ACS データは ver2.0 で、Pixel Scale は′′< B/A > は ∼ 0.85 から ∼ 0.82 へと有意な進化がみられなかったものの、 < C/A > は ∼ 0.41 から∼ 0.31 へと有意に変化した。

′′

0 .03, Resolution(FWHM) は 0 .09 である (Scovilleet al. 2007b)。

PS
SF

logM=

9-10

10-10.5

10.5-1111-z=.2-.6

98

950

1439

547

z=.6-1.0

275

1503

2519

1178

z=.2-.6

2191

1281

316

8

z=.6-1.0

11668

4066

1431

58

表 1: 星形成分類、赤方偏移、星質量で分けたサンプ
ル天体数。上表が passive 銀河, 下表が star-forming銀河。

図 2: fitting で求めた passive 銀河と star-forming 銀

3Analysis

河の intrinsic の軸比分布。上段が passive 銀河, 下段が star-forming 銀河。左側のパネルは B/A の軸

すばる望遠鏡（i′ バンド）と HST(IF 814W バンド)

比分布, 右側のパネルは C/A の軸比分布。赤線がで同一領域を撮像したデータを用いて軸比の解析を行

0.6 ≤ z ≤ 1.0 の best fit, 青線が 0.2 ≤ z < 0.6 のった。解析ソフトには SExtarctor を用いて、表面輝度

best fit 。影は 1σ 信頼区間をそれぞれ示す。

の二次モーメントで軸比を測定した。 Ryden(2004)の方法に従って、銀河の形を三軸不等の楕円体とみ

次に passive 銀河で質量別に軸比分布を調べた。

な見かけの軸比分布に fitting することで intrinsic な得られた結果を図 3 に示す。1010 M⊙ ≤ Mstar <三軸 (A ≥ B ≥ C) の比を求めた。face-on の楕円率

1011 M⊙ の範囲の intrinsic な edge-on(C/A) の軸比分

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
布は、1010.5 M⊙ ≤ Mstar < 1011 M⊙ で < C/A > が∼ 0.39 から ∼ 0.26 へ、10 M⊙ ≤ Mstar < 10
10

10.5

が少なく信頼性が低かったので結果から除いた。

M⊙の範囲で < C/A >∼ 0.50 から ∼ 0.35 へと時間とともに薄くなる進化をしていた。Mstar ≥ 1011 M⊙の銀河では intrinsic な軸比の有意な進化は見られなかった。

図 4: 質量別に分けた star-forming 銀河の intrinsic
な軸比分布。最上段から 109 M⊙ ≤ Mstar < 1010 M⊙ ,1010 M⊙ ≤ Mstar < 1010.5 M⊙ , 1010.5 M⊙ ≤ Mstar <1011 M⊙ 。左側のパネルは B/A の軸比分布, 右側のパネルは C/A の軸比分布。赤線が 0.6 ≤ z ≤ 1.0 のbest fit, 青線が 0.2 ≤ z < 0.6 の best fit 。影は 1σ
信頼区間をそれぞれ示す。
宇宙膨張による表面輝度減少の影響を検証するた
め low-z 側で限界表面輝度を 2 倍厳しく天体の検出
図 3: 質量別に分けた passive 銀河の intrinsic な軸比分布。最上段から 109 M⊙ ≤ Mstar < 1010 M⊙ ,1010 M⊙ ≤ Mstar < 1010.5 M⊙ , 1010.5 M⊙ ≤ Mstar <1011 M⊙ , Mstar ≥ 1011 M⊙ 。左側のパネルは B/A の軸比分布, 右側のパネルは C/A の軸比分布。赤線が0.6 ≤ z ≤ 1.0 の best fit, 青線が 0.2 ≤ z < 0.6 のbest fit 。影は 1σ 信頼区間をそれぞれ示す。
star-forming 銀河でも同様に質量別に軸比分布を調べ、得られた結果を図 4 に示した。図 4 からどの質量範囲でも軸比分布の進化は見られないことが分かった。また、軸比分布自体も星質量で有意な違いは見られなかった。 Mstar ≥ 1011 M⊙ はサンプル数

条件を変えたものと軸比を比較し、得られた結果を
図 5 に示した。図 5 から passive 銀河, star-forming
銀河の双方で分布に有意な違いは見られなかった。
形態 K 補正の効果が結果に及ぼす影響について検証するため IF814W と VF606W のバンドデータを用いて軸比を調べ、得られた結果を図 6 に示した。図 6から passive 銀河, star-forming 銀河の双方で VF606Wで解析した軸比と VF606W で解析した軸比は有意に違わなかった。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Discussion
本研究では銀河の形態進化と星形成史や星質量集積

史と銀河形状の関係を明らかにすることを目的に、星形成活動・星質量別に銀河の軸比分布を調べた。その結果、1010 M⊙ ≤ Mstar < 1011 M⊙ の質量帯で passive
銀河の intrinsic な face-on の軸比（C/A）が他の質
量帯より時間とともに薄くなるような有意な進化を示していたことや、star-forming 銀河は z ≤ 1.0 で

intrinsic な軸比分布が赤方偏移によって有意に進化しないことが分かった。1010 M⊙ ≤ Mstar < 1011 M⊙ の質量帯で passive 銀河の軸比分布が時間とともに薄く
図 5: 宇宙膨張による表面輝度減少の影響を検証する

進化したことについて、おそらく z ≤ 1.0 では star-

ため low-z 側で限界表面輝度を 2 倍厳しく天体の検出

forming 銀河でさえも円盤状のフラットな銀河が少ないことから（e.g., Takeuchi, Ohta, & Yabe, 2015）

条件を変えたものと軸比を比較した。上段が passive

0.6 ≤ z ≤ 1.0 の passive 銀河では楕円体状の銀河が銀河, 下段が star-forming 銀河。左側のパネルは B/A

支配的になっている。一方そこから 0.2 ≤ z < 0.6 まの軸比分布, 右側のパネルは C/A の軸比分布。青線で進化する間に、薄い円盤状の star-forming 銀河のが 0.2 ≤ z < 0.6 の best fit 。黒線が 0.2 ≤ z < 0.6

星形成が止まり、passive 銀河に加わったことによっで限界表面輝度を 2 倍厳しくした時の best fit 。影て intrinsic な face-on での軸比分布が薄くなるようは 1σ 信頼区間をそれぞれ示す。図から上記の結果にな進化を示したのではないかと考えられる。このシ影響を与えるようなバイアスは確認できなかった。

ナリオでは Mstar ≥ 1011 M⊙ での軸比分布進化がみられないことも、Mstar ≥ 1011 M⊙ で star-forming
銀河がそもそもすくないことで説明できる。

Reference
Chang, Y.-Y., et al. 2013a, ApJ, 762, 83
Chang, Y.-Y., et al. 2013b, ApJ, 773, 149
Holden et al. 2009, ApJ, 693, 617
Holden et al. 2012, ApJ, 749, 96

図 6: 形態 K 補正の効果が結果に及ぼす影響について検証するため IF814W と VF606W のバンドデータを用いて軸比を調べた。左図が passive 銀河, 右図がIlbert et al. 2009, ApJ, 690, 1236
Ilbert et al. 2013, A&A, 556, A55

star-forming 銀河。縦軸が VF606W での見かけの軸比 Kajisawa et al. 2011, PASJ, 63, S403[b/a], 横軸が VF606W での見かけの軸比 [b/a]。赤点が Padilla, & Strauss, 2008, MNRAS, 388, 1321
19 < V [mag] ≤ 22 の天体。黒点が 22 < V [mag] ≤ 25 Ryden 2004, ApJ 601, 214の天体。図から上記の結果に影響を与えるようなバ
イアスは確認できなかった。図から上記の結果に影響を与えるようなバイアスは確認できなかった。

Scoville et al. 2007a, ApJS, 172, 1
Scoville et al. 2007b, ApJS, 172, 38
Takeuchi, Ohta, & Yabe, 2015, ApJ, 801, 2
Yuma, Ohta, & Yabe, 2012, ApJ, 761, 19

——–index

a4

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ๮Ӕ‫ۜר‬Տ NGC253 ʹ͓͚Δ୸ૉಉҐମൺখ੢ ྒଠ࿕ (େࡕ෎ཱେֶେֶӃ ཧֶ‫ڀݚܥ‬Պ)

AbstractۜՏதͷ੕‫ܗ‬੒աఔΛৄ͘͠ཧղ͢ΔͨΊʹɺ12 CO ΍ 13 CO ෼ࢠͷଟًઢɺଟભҠ‫؍‬ଌʹ‫͍ͨͮج‬෼ࢠΨεͷԹ౓΍ີ౓౳ͷ෺ཧঢ়ଶΛಋग़͢Δ͜ͱ͸༗༻ͳख๏Ͱ͋Δɻ͜ͷ෺ཧঢ়ଶΛಋग़͢ΔͨΊʹ୸ૉಉҐମൺ (12 C/13 C ൺ) ͕ඞཁʹͳΔɻఱͷ઒ۜՏͷ 12 C/13 C ൺͷۭؒมԽͷ܏޲͸Α͘஌ΒΕ͍ͯΔͷʹରͯ͠ɺ‫ۜ֎ܥ‬Տͷ 12 C/13 C ൺͷใࠂ͸த৺ྖҬʹͱͲ·͓ͬͯΓɺԁ൫ྖҬͷ 12 C/13 C ൺͷଌఆ͸ߦΘΕ͍ͯͳ͍ɻΑͬͯ‫ۜ֎ܥ‬Տʹ͓͍ͯ 12 C/13 C ൺ͕ͲͷΑ͏ʹۭؒมԽ͢Δͷ͔͸෼͔͍ͬͯͳ͍ɻ
ຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺ‫ۜ֎ܥ‬Տʹ͓͍ͯ 12 C/13 C ൺΛத৺͔Βԁ൫ྖҬ·Ͱௐ΂ͨɻ‫؍‬ଌର৅ͱͯ͠ఱͷ઒ۜՏ͔Β໿ 3.5Mpc(໿ 1100 ສޫ೥) ཭Εͨ๮Ӕ‫ۜר‬Տ NGC253 ͷ 12 CN(N =1-0) ͱ 13 CN(N =1-0) ͷًઢΛ‫؍‬ଌͯͦ͠ΕͧΕͷੵ෼‫౓ڧ‬஋͔Β 12 C/13 C ൺΛ‫ٻ‬ΊͨɻALMA ʹΑΔ‫؍‬ଌͷ݁ՌɺNGC253 ͷத৺ίΞ͔Β

2.3-2.4kpc(7500-7800 ޫ೥) ཭Εͨԁ൫ྖҬͰॳͱͳΔ 12 CN(N =1-0) ͱ 13 CN(N =1-0) ًઢͷ‫ݕ‬ग़ʹ੒ޭ͠ɺͦͷ஍఺Ͱͷ 12 C/13 C ൺ͸ 25±11 ͱͳΓɺத৺ྖҬͰ͸ 29-45 ͱͳͬͨɻ͜Ε͸ NGC253 ͷԁ൫ྖҬ
ͷ 12 C/13 C ൺ͸ɺத৺ྖҬͷ 12 C/13 C ൺͱಉ͘͡Β͍Ͱ͋Γɺఱͷ઒ۜՏͷ 12 C/13 C ൺͷۭؒ෼෍ͱ͸ҟ
ͳΔ͜ͱΛҙຯ͢Δɻ

1IntroductionۜՏʹ͸߃੕͚ͩͰ͸ͳ͘੕ؒ෺࣭ͱ͍͏෼ࢠΨε͕ଘࡏ͠ɺۜՏதͷ੕‫ܗ‬੒աఔΛৄ͘͠ཧղ͢ΔͨΊʹɺ12 CO ΍ 13 CO ෼ࢠͷଟًઢɺଟભҠ‫؍‬ଌʹ‫ج‬͍ͮͨ෼ࢠΨεͷԹ౓΍ີ౓ͷ෺ཧঢ়ଶΛಋग़͢Δ
͜ͱ͸༗༻ͳख๏Ͱ͋Δɻ͜ͷΑ͏ͳղੳͰ͸֤෼ࢠͷًઢ‫ͱ౓ڧ‬ಉҐମൺ͕ඞཁʹͳΔ͕ɺಉҐମൺ͕ෆ໌ͳ৔߹ɺͦͷ஋ΛԾఆ͢Δඞཁ͕͋ΔɻԾఆͨ͠஋
ʹΑͬͯಋग़͞ΕΔ෺ཧঢ়ଶ͕มΘΔͷͰɺ෼ࢠΨεͷ෺ཧঢ়ଶͷܾఆਫ਼౓Λ޲্ͤ͞ΔͨΊʹ͸ਖ਼֬ͳಉҐମൺΛ஌Δ͜ͱ͕ඞཁෆՄܽͱͳΔɻಛʹ 12 C/13 Cൺ͸ॏཁͳ৘ใͰ͋Δɻۙ೥ɺ֤ۜՏͷ 12 C/13 C ൺͷ‫͕ڀݚ‬ଟ͘ͳ͞Ε͖ͯͨɻLanger & Penzias (1990)
ʹΑΔͱఱͷ઒ۜՏͷ 12 C/13 C ൺ͸ɺத৺ྖҬͰ͸

24 Ͱ͋Γɺ5kpc ͷ஍఺Ͱ͸ 30 ఔ౓ɺ12kpc ཭Εͨ஍఺Ͱ͸ 70 ఔ౓ͱɺத৺͔Β཭ΕΔ΄Ͳ 12 C/13 C ൺ͕૿Ճ͢Δ܏޲͕͋ΔɻҰํɺ‫ۜ֎ܥ‬Տͷ 12 C/13 Cൺ͸ɺNGC253 ͷத৺ྖҬͰ͸ 40±10(Henkel et al.

2014) ͰɺM82 ͷத৺͸ 50-75(Mao et al. 2000) ͱใࠂ͞Ε͍ͯΔɻ͜ΕΒͷ஋͸ఱͷ઒ۜՏͷத৺ྖҬͷ 24 ʹൺ΂ͯ 1.5-3 ഒେ͖͍ɻ·ͨɺ‫ۜ֎ܥ‬Տͷԁ൫ྖҬͷ 12 C/13 C ൺͷଌఆ͸ະͩͳ͞Ε͓ͯΒͣɺ‫ۜ֎ܥ‬Տʹ͓͍ͯ 12 C/13 C ൺ͕ͲͷΑ͏ʹۭؒมԽ͢Δͷ͔͸Θ͔͍ͬͯͳ͍ɻఱͷ઒ۜՏͷ 12 C/13 Cൺ͸த৺͔Βԕ͔͟Δ΄Ͳେ͖͘ͳΔ͕ɺ͜Ε͸Ψεմ͕த৺͔Β֎ଆʹ޲͔ͬͯ޿͕Δ͜ͱͰۜՏ͕
‫ܗ‬੒͞ΕΔ͜ͱ (e.g.Chiappini et al.2001) ͱ 12 C ͱ
13C ͷ‫ܗ‬੒աఔ͕ҟͳΔ͜ͱͰઆ໌Ͱ͖Δɻ12 C ͸τϦϓϧΞϧϑΝ൓ԠͰ‫ܗ‬੒͞ΕΔɻ͜ͷ൓Ԡ͸߃੕ͷ಺෦Ͱਐߦ͠ɺ12 C ͸੕ۭؒؒʹ์ग़͞ΕͯۜՏશମʹ޿͕ΔɻҰํ 13 C ͸ CNO αΠΫϧ൓ԠͰ
ൃੜ͢Δɻ13 C ΋߃੕ͷ಺෦Ͱ‫ܗ‬੒͞ΕΔ͕ɺCNO
αΠΫϧ͸ 12 C ͕ଘࡏ͢Δ߃੕ͷΈͰ‫͖ى‬Δɻ13 C΋΍͕ͯ੕ۭؒؒʹ์ग़͞ΕΔ͕ 12 C ΑΓ΋஗ΕͯۜՏશମʹ޿͕ΔɻͦͷͨΊۜՏͷ֎ଆ΄Ͳ 13 C ͕
12C ʹൺ΂ͯ૬ରతʹগͳ͘ͳΔͷͰ 12 C/13 C ͸େ͖͘ͳΓɺ12 C/13 C ൺͷۭؒతͳมԽ͕ੜ͡Δɻɹຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɺ‫ۜ֎ܥ‬Տʹ͓͚Δ 12 C/13 C ൺΛத৺ྖҬ͔Βԁ൫ྖҬ·Ͱௐ΂ͨɻ‫؍‬ଌର৅͸๮Ӕ‫ۜר‬Տ NGC253 ͱ͠ɺNGC253 ͷԁ൫ྖҬͱத৺ྖҬͷ 12 CN(N =1-0) ͱ 13 CN(N =1-0) ًઢΛ‫؍‬ଌͯ͠12

C/13 C ൺͷۭؒ෼෍Λௐ΂ͨɻCN ͸ CO ΑΓ΋ޫֶతʹബ͘ɺ·ͨඍࡉߏ଄ઢΛ࣋ͭͷͰɺੵ෼‫౓ڧ‬ൺΛΑΓਖ਼֬ʹଌఆͰ͖Δར఺͕͋Δɻͦͯ͠ɺಘ

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍΒΕͨ 12 C/13 C ൺͷۭؒ෼෍Λఱͷ઒ۜՏͷͦΕͱද 1: ‫؍‬ଌॾ‫( ݩ‬ԁ൫ྖҬ)
Project code
2016.1.00215.Sൺֱͨ͠ɻ‫؍‬ଌًઢ

2

Methods

ALMA ๬ԕ‫Ͱڸ‬

CN(N =1-0) ͱ

CN(J=1/2-1/2)ɿ113.17GHz

12

CN(J=3/2-1/2)ɿ113.49GHz
CN(J=1/2-1/2)ɿ108.65GHz

13ຊ‫Ͱڀݚ‬͸ NGC253 ͷ 12 C/13 C ൺΛ‫ٻ‬ΊΔͨΊʹ
12

12

13

13

CN(N =1-0) ً

CN(J=3/2-1/2)ɿ108.78GHz

֯౓෼ղೳ

1”.7*1”.3ઢͷप೾਺෇ۙΛ‫؍‬ଌ͞ΕͨσʔλΛ༻͍ͨɻALMAͱ͸νϦͷΞλΧϚ࠭യʹ͋Δి೾‫ׯ‬ব‫Ͱܭ‬ɺੈքද 2: ‫؍‬ଌॾ‫( ݩ‬த৺ྖҬ)
Project code
2012.1.00657.S࠷ߴͷ֯౓෼ղೳΛඋ͑Δɻԁ൫ྖҬ͸৽ͨʹ‫؍‬ଌ͞Εͨ΋ͷΛɺத৺ྖҬ͸ ALMA ͷΞʔΧΠϒσʔλ‫؍‬ଌًઢ

Λ༻͍ͨɻclean ͨ͠Ωϡʔϒσʔλ͔Βੵ෼‫౓ڧ‬ਤΛ࡞੒͠ɺ֤ྖҬͰ 12 CN(N =1-0) ‫ۃ͕౓ڧ‬େʹͳ

12

CN(J=1/2-1/2)ɿ113.17GHz

12

CN(J=3/2-1/2)ɿ113.49GHz

֯౓෼ղೳΔྖҬͰͷ 12 CN(N =1-0) ͱ 13 CN(N =1-0) εϖΫ1”.2*0”.75τϧΛௐ΂ɺͦΕΒͷεϖΫτϧ͔Βًઢ‫౓ڧ‬Λ‫ٻ‬

Project codeΊͨɻ͞Βʹඍࡉߏ଄ઢ͔ΒޫֶతްΈΛߟྀͨ͠ɻ

‫؍‬ଌًઢ

ޫֶతްΈͱ͸ి࣓೾ʹର͢Δ෼ࢠΨεͷෆಁ໌౓Λද͢ࢦඪͰ͋Δɻ෼ࢠΨεதΛ x ͚ͩਐΜͩి

2011.0.00061.S
13

CN(J=1/2-1/2)ɿ108.65GHz

13

CN(J=3/2-1/2)ɿ108.78GHz֯౓෼ղೳ࣓೾ͷ‫ ౓ڧ‬I(x) ͸‫ݯ‬ઘؔ਺ S Λ༻͍ͯ2”.1*1”.4

I(x)=I(0)exp(-τ )+S(1-exp(-τ ))Ͱද͞ΕΔɻ͜ͷ࣌ͷ τ ͸ޫֶతްΈͱ‫ݺ‬͹Εɺ͜ͷ஋͕େ͖͍΄Ͳ෼ࢠΨε͸ෆಁ໌ͱ͍͑Δɻɹ·ͨɺ‫؍‬ଌͰ༻͍ͨ CN ෼ࢠ͸ϥδΧϧͰ͋ΔͨΊෆରిࢠΛ࣋ͭɻCN(N =1-0) ͸ిࢠεϐϯʹΑΔભ
ҠΛߟྀ͢Δͱ CN(J=1/2-1/2) ͱ CN(J=3/2-1/2)
ͷ 2 ௨ΓͷભҠΛऔΓ͏Δɻ͜ΕΒͷભҠʹΑͬͯൃ͞ΕΔి࣓೾ͷप೾਺͸ҟͳΔͷͰɺCN(N =1-0)
ًઢ͸ 2 ͭʹ෼྾͢Δɻ2 ًઢͷਅͷًઢ‫౓ڧ‬ൺ͸ܾ·͍ͬͯΔͷͰɺ͋Δ஍఺ͷଌఆͰಋग़ͨ͠ 2 ًઢͷ‫౓ڧ‬ൺΛ‫ٻ‬ΊΕ͹ͦͷ஍఺ͰͷޫֶతްΈ͕Θ͔ΔɻͦͷޫֶతްΈΛ࢖ًͬͯઢ‫౓ڧ‬ͷิਖ਼Λߦ͍ɺ12 C/13 C ൺΛ‫ٻ‬Ίͨɻิਖ਼ͷৄࡉ͸ Discussionʹ‫ه‬ड़ͨ͠ɻ

ਤ 1: ੺֎ઢͰͷ NGC253(Kennicutt et al. 2008)ͱ‫؍‬ଌྖҬͷུ֓ਤ

4ResultsҎԼʹԁ൫ྖҬͷੵ෼‫౓ڧ‬ਤΛࣔͨ͠ɻ֤ਤͷࠨ

3

ObservationsҎԼʹ‫؍‬ଌॾ‫؍ͱݩ‬ଌྖҬͷུ֓ਤΛࣔͨ͠ɻԼͷପԁ͸ϏʔϜαΠζͰ͋Δɻ

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍਤ 5: த৺ 1 ͷ 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1ਤ 2: 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1-0)(ӈ) ͷੵ

0)(ӈ) ͷεϖΫτϧɻεϖΫτϧΛ‫ڬ‬Ή੨ͷ఺ઢ͸෼‫౓ڧ‬ਤ

ੵ෼ൣғɻԁͰࣔͨ͠ྖҬͰ CN ًઢͱΈΒΕΔϐʔΫ͕‫ݟ‬ΒΕͨͷͰͦͷྖҬΛԁ൫ 1 ͱఆٛͯ͠ɺͦͷྖҬʹ͍ͭͯεϖΫτϧΛௐ΂ͨɻਤ 6: த৺ 2 ͷ 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1-0)(ӈ) ͷεϖΫτϧɻ੨ͷ఺ઢ͸ੵ෼ൣғɻਤ 3: ԁ൫ 1 ͷ 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1-0)(ӈ) ͷεϖΫτϧɻ‫ۜ֎ܥ‬Տͷԁ൫ྖҬͰͷ CN෼ࢠͷ‫ݕ‬ग़ʹॳΊͯ੒ޭͨ͠ɻεϖΫτϧΛ‫ڬ‬Ή੨ͷ఺ઢ͸ੵ෼ൣғɻҎԼʹத৺ྖҬͷੵ෼‫౓ڧ‬ਤΛࣔͨ͠ɻ֤ਤͷࠨԼͷପԁ͸ϏʔϜαΠζͰ͋Δɻਤ 7: த৺ 3 ͷ 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1-0)(ӈ) ͷεϖΫτϧɻ੨ͷ఺ઢ͸ੵ෼ൣғɻಘΒΕͨԁ൫ 1ɺத৺ 1ɺத৺ 2ɺத৺ 3 ͷًઢ͔Β֤෼ࢠͷੵ෼‫౓ڧ‬஋Λ‫ٻ‬Ίͨɻද 3: ֤ྖҬͷੵ෼‫౓ڧ‬஋ɹ୯Ґ͸શͯ K km/s
12ྖҬCN(J=3/2-1/2) 12 CN(J=1/2-1/2)
ԁ൫ 1

24.2±6.6

26.561±14.1

த৺ 1

462.8±3.5251.0±3.9

ਤ 4: த৺ྖҬͷ 12 CN(N =1-0)(ࠨ) ͱ 13 CN(N =1-

த৺ 2

646.1±2.8446.3±3.10)(ӈ) ͷੵ෼‫౓ڧ‬ਤ

த৺ 3

736.3±3.3460.5±3.4ྖҬ13CN(J=3/2-1/2)

13

CN(J=1/2-1/2)

ԁͰࣔͨ͠ྖҬͰ CN ًઢϐʔΫ͕‫ݟ‬ΒΕͨͷͰͦԁ൫ 10.66±0.40

1.36±0.46

ΕΒͷྖҬΛࠨ্͔ΒͦΕͧΕத৺ 1 , த৺ 2 , த৺த৺ 1

11.6±1.4

14.7±0.46

3 ͱఆٛͯ͠ɺͦΕΒͷྖҬʹ͍ͭͯͦΕͧΕͷε

த৺ 228.0±1.830.2±1.8

ϖΫτϧΛௐ΂ͨɻ

த৺ 3

17.5±1.3

23.3±1.5

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

5

Discussionத৺ྖҬͷ 12 CN(N =1-0) ͷੵ෼‫౓ڧ‬஋ͷޫֶత ް Έ Λ ߟ ࡯ ͢ Δ ɻԁ ൫ ྖ Ҭ ͷ
13

CN(N =1-0) ͱத৺ྖҬͷ

13

12

CN(N =1-0)ɺ

CN(N =1-0) ͸ੵจ‫ڧ‬౓஋͔Β໌Β͔ʹޫֶతʹബ͍ͷͰߟྀ͠ͳ͍ɻิ
ਖ਼ʹ͸ҎԼͷࣜΛ࢖༻ͨ͠ɻ

I3/2 /I1/2 =[1-exp(-τ 3/2 )]/[1-exp(-τ 1/2 )]த৺ྖҬͷ 12 C/13 C ൺ͸ 29-45 ͱઌߦ‫ͱڀݚ‬େ͖ͳໃ६͸ͳ͘ɺԁ൫ྖҬͰͷ 12 C/13 C ൺ͸ 14-36 ͱத৺ྖҬͷͦΕͱେ͖ͳมԽ͸ͳ͔ͬͨɻ͜ͷ͜ͱ͔Βɺগͳ͘ͱ΋ NGC253 ͷ 12 C/13 C ൺͷۭؒมԽͷ܏޲͸ఱͷ઒ۜՏͷ܏޲ (த৺͔Β 5kpc ͷ஍఺ʹ
͔͚ͯɺ24 ͔Β 30 ·Ͱ૿Ճ) ͱ͸ҟͳΔ͜ͱ͕Θ͔ͬͨɻ

r=τ 3/2 /τ 1/2
fn =τ n /[1-exp(-τ n )]Itn =fn In

6

R=[It3/2 +It1/2 ]/I13CN

Conclusion‫ۜ֎ܥ‬Տʹ͓͚Δ 12 C/13 C ൺ͕ͲͷΑ͏ʹۭؒม

τ 1/2 : 12 CN(J=1/2-1/2) ͷޫֶతްΈԽ͢Δͷ͔͸Α͘஌ΒΕ͍ͯͳͷͰɺຊ‫ۜ֎ܥͰڀݚ‬τ 3/2 : 12 CN(J=3/2-1/2) ͷޫֶతްΈI1/2 : 12 CN(J=1/2-1/2) ͷੵ෼‫౓ڧ‬஋๮Ӕ‫ۜר‬Տ NGC253 ͷ 12 CN(N =1-0)ɺ13 CN(N =1-

I3/2 : 12 CN(J=3/2-1/2) ͷੵ෼‫౓ڧ‬஋
r : I3/2 /I1/2 ͷਅͷੵจ‫౓ڧ‬ൺ (͜͜Ͱ͸ r=2)
fn : In ʹ͔͚Δ܎਺ (n=1/2, 3/2)
Itn : In ͷਅͷੵ෼‫౓ڧ‬஋
I13CN : 13 CN(N =1-0) ͷੵ෼‫౓ڧ‬஋
R : 12 CN(N =1-0)/13 CN(N =1-0) ൺಋग़ً֤ͨ͠ઢͷޫֶతްΈͱิਖ਼‫ޙ‬ͷੵ෼‫౓ڧ‬஋ΛҎԼʹ·ͱΊͨɻՏͷ 12 C/13 C ൺΛத৺ྖҬ͔Βԁ൫ྖҬ·Ͱ‫ٻ‬Ίͨɻ0) ًઢΛ ALMA ๬ԕ‫؍Ͱڸ‬ଌ͠ɺͦΕΒͷًઢ‫ڧ‬౓͔ΒൺΛ‫ٻ‬Ίͨɻͦͷ݁ՌɺNGC253 ͷத৺ྖҬͰ 29-45 ͱͳΓɺத৺͔Β 2.3-2.4kpc ཭Εͨ஍఺Ͱ

14-36 ͱͳͬͨɻ͜ͷ݁Ռ͔Β NGC253 ͷ 12 C/13 CൺͷۭؒมԽͷ܏޲͸ఱͷ઒ۜՏͷͦΕͱ͸ҟͳΔ͜ͱ͕Θ͔ͬͨɻ

Reference
Langer & Penzias 1990, ApJ, 357, 477

ද 4: த৺ྖҬͷ

12

CN ͷޫֶతްΈͱิਖ਼‫ޙ‬ͷੵ෼ Henkel et al. 2014, A&A, 564, 3‫౓ڧ‬஋Mao et al. 2000, A&A, 358, 433

ྖҬ

τ 3/2

It3/2 [K km/s]

த৺ 1

0.34

545.7±4.2

Chiappini et al. 2001, ApJ, 554, 1044

த৺ 2

1.6

1298.1±5.6

Kennicutt et al. 2008, ApJS, 178, 247

த৺ 3

1.1

1176.9±5.2

ྖҬ

τ 1/2

It1/2 [K km/s]

த৺ 1

0.17

272.9±4.3

த৺ 2

0.80

649.1±n4.6

த৺ 3

0.57

588.5±4.4Α֤ͬͯྖҬͷ 12 CN(N =1-0)/13 CN(N =1-0) ൺ͸ԁ൫ 1 : 25.2±10.8
த৺ 1 : 31.1±2.4
த৺ 2 : 33.4±1.2
த৺ 3 : 43.2±2.1

——–index

a5

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

多輝線解析を用いた近傍棒渦巻銀河における分子ガスの物理状態と星形成
矢島 義之 (北海道大学 宇宙物理学研究室)

Abstract
棒渦巻銀河のバー領域では渦状腕と比較し、分子ガスが十分にあるにも関わらず星が生まれにくい, つまり星形成効率が低いことが知られている. これより, バーにおける分子ガスは渦状腕のものよりも密度が低く,
自己重力収縮が困難であることが示唆される. しかし, 分子ガスの密度を求めるためには複数の輝線を観測する必要があるため, 従来は研究対象が限定されていた. 本研究は新たな観測装置を使用し, 複数の銀河を12C16 O(J=1→0), 13 C16 O(J=1→0), 12 C18 O(J=1→0) の 3 輝線で同時マッピングを行った野辺山宇宙電波観測所レガシープロジェクト COMING で得られた近傍の棒渦巻銀河 NGC 3627 と NGC 4303 について,
銀河の領域ごとに分子ガスの密度を求め, 星形成と関連があるのか調べた. まず銀河を渦状腕, バーエンド,
バーというように構造に基づいて領域を分け, 各領域について 12 C16 O(J=1→0) 及び 13 C16 O(J=1→0) 輝
線と 12 C16 O(J=3→2) 輝線のアーカイブデータから積分強度比を求め, non-LTE 法に基づき分子ガスの数
密度と運動温度を求めた. その結果, 星形成効率と分子ガス密度の間には正の相関が確認できた. さらにバーで分子ガス密度が低下する原因を探るため, 分子雲間の速度分散と分子ガス密度の関係性を調べた. すると分子雲間の速度分散が適度な範囲にある渦状腕からバーエンドにかけては分子ガス密度は上昇する傾向にあるが, バーエンドからバーでは速度分散が大きく, 分子ガス密度は低下する関係が得られた. 以上より, 渦状腕やバーエンドでは適度な測度分散によって分子雲同士が衝突する確率が上昇し, 分子ガス密度は上がりやす
くなるが, 速度分散が大きすぎるバーでは分子雲からのガスの剥ぎ取りや速すぎる衝突速度のため, 分子雲は崩壊してしまい分子ガス密度が低下し, 結果としてバーでは星形成が抑制されていると結論づけられる。

1

Introduction
銀河を構成しているバリオンのうち, およそ 9 割は星である. 星は H2 分子を主成分とした低温の分子ガ

al. 2010). 星形成効率はSFE [yr−1 ] =ΣSFR [M⊙ yr−1 pc−2 ]Σgas [M⊙ pc−2 ](1)スが自己重力収縮を起こし誕生する. したがって銀で定義され, ΣSFR , Σgas はそれぞれ星形成率 (Star河を理解するためには, 星の原料となる分子ガスの物

Formation Rate; SFR) の面密度, ガス面密度である.

理状態, 例えば密度や温度, 運動状態を明らかにする

Sorai et al. (2012) ではバーにおいて分子雲間, 及ことが必要不可欠である.

び分子雲内部の運動が激しいことにより, 分子雲は重星形成の様子は銀河内で一様ではないことが知ら

力的に非束縛状態である可能性を示し, 自己重力収縮れている. その顕著な例が銀河中心部に棒状構造をが困難なために星が生まれにくいと結論づけている.

持つ棒渦巻銀河で報告されている. 近傍宇宙に存在す

これよりバーの分子雲は渦状腕のものよりも密度がる円盤銀河のうち, 天の川銀河を含む約 2/3 が棒渦巻

小さいと予想される. しかし分子ガスの密度を観測的銀河であり, これは特異な形態ではない. 棒渦巻銀河に求めるためには, 最低でも 3 つの輝線を解析する必のバーでは分子ガスが豊富にあるにも関わらず, 新た

要があるが, 12 C16 O(J=1→0) や 12 C16 O(J=2→1)に生まれてくる星は少ないことが知られている (e.g.,

輝線 (J は回転量子数) のような 12 C16 O 分子の低励

Sheth et al. 2002). 結果的に単位質量あたりの分子起線以外は基本的に放射が弱く, 分子ガス面密度を算

ガスからどれくらい星が生まれやすいかを表す星形

出するよりも困難である. そのため, 複数の輝線を用

成効率 (Star Formation Eﬃciency; SFE) は渦状腕

いた研究は一般的に弱い輝線の観測も容易となるス

領域と比べ, バーでは低下している (e.g., Momose et

ターバースト銀河や銀河中心領域のような限定され2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
た範囲で行われており, 棒渦巻銀河のバーに対して分子ガス密度を求めた研究はほとんどない.
そ こ で 我々は140個以上の系外銀河を

1216C O(J=1→0) 輝 線,

13

C16 O(J=1→0) 輝 線,

12

C18 O(J=1→0) 輝線で同時マッピング観測を行った野辺山宇宙電波観測所レガシープロジェクトの1 つ COMING (CO Multi-line Imaging of Nearby
Galaxies) の一環として, 棒渦巻銀河のバーでは分子ガス密度が渦状腕よりも低下しているのかどうか調べた. COMING プロジェクトで観測された銀河の中から NGC 3627 と NGC 4303 を研究の対象として選択した. この 2 銀河はバーが認識しやすいだけでなく, 過去の研究によりバーでは分子ガスが豊富に存在し, さらに星形成効率が低下していると報告されている (Watanabe et al. 2011, Momose et al.

2010). これらの点により, 星形成が抑制されている
バーの分子ガスがどのような性質であるのか, 議論が容易となる.

図 1: NGC 3627 における領域分け (水色: eastern arm,
青: western arm, 紫: southern arm, 緑: northern bar-end, 橙: oﬀset stream, 黄: southern bar-end, 赤: bar,2

白: center). Spitzer IRAC 3.4µm のグレースケールの上Observationsに 12 CO(J=1→0) の積分強度のコントアを引いている. 十

本 研 究 は COMING プ ロ ジェク ト と し て 野 辺
山 45m 電 波 望 遠 鏡 を 用 い て
13

12

C16 O(J=1→0), 12 C18 O(J=1→0) 輝線で同時マッピング観測を行った. データリダクションには COM-

ING プロジェクトで開発された自動リダクションシ
ステム (講演「観測 c12 あ」を参照) を用いた. 空間
分解能は 3 輝線のいずれも 17”であり, これは NGC

3627, NGC 4303 でそれぞれ 0.76 kpc, 1.6 kpc に相当する. 速度分解能は 10 km s−1 に設定している.
ま た 分 子 ガ ス の 密 度 を 求 め る た め,

JCMT(James Clerk Maxwell Telescope) で観測された
12

字のプロットは観測データの 6”グリッドに対応している.

C16 O(J=1→0),

C16 O(J=3→2) 輝線, 星形成率を求めるために

GALEX 衛星の遠紫外線線 (FUV) バンドと Spitzer
宇宙望遠鏡に搭載されている MIPS により観測された 24µm バンドのアーカイブデータを利用した.

3

Results & Discussion3.1

銀河の領域分けと星形成効率

バーや渦状腕など, 銀河の構造ごとに物理量を比較するため, まず図 1, 図 2 のように Spitzer IRAC

3.4µm のイメージや 12 C16 O(J=1→0) 輝線の積分強度のコントアを参考にして銀河を各領域に分割した.
12

C16 O(J=1→0) 輝線の積分強度から H2 分子の柱密度に変換できる係数 CO-to-H2 conversion factor

XCO は 2.0 × 1020 cm−2 (K km s−1 )−1 を採用した.
各領域について平均化した分子ガス面密度と GALEX

FUV, Spitzer MIPS 24µm により求めた星形成率面密度を求め, 式 (1) に基づき星形成効率を計算した
ところ, NGC 3627, NGC 4303 でそれぞれバーでは渦状腕全体よりも 28%, 39% 低下していることがわかった.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: NGC 4303 における領域分け (紫: northern arm,
シアン: eastern arm, 青: western arm, 緑: northern bar-

図 3: 各領域における星形成効率 (SFE) と分子ガス密度

end, 黄: southern bar-end, 赤: bar, 白: center). グレー(n(H2 )) の相関関係. 両者の間には正の相関が成立していスケール, コントアは図 1 と同じ.

る. 図中の点線は最小二乗フィットした直線を表す.

3.2

分子ガス密度の導出

分子ガスの密度を観測値から導出する方法の一つに non-LTE (Local Thermodynamic Equilibrium)法がある. これは分子の柱密度, 分子雲の線幅, 3 つ
以上の輝線による積分強度比に基づいて放射輸送と分子の準位分布を計算し, 分子ガスの密度, 運動温度, 励起温度, 光学的厚みが求められる. 本研究ではnon-LTE 法解析を行うため, オープンソースコード
RADEX (Van der Tak et al. 2007) を使用した.
13

C16 O(J=1→0), 12 C18 O(J=1→0) 輝線は S/Nが低いため, マップのままでは有意な積分強度比を計算できない. そこで平均速度場に基づいてスペクト
ルを速度方向にずらし, 平均化させることで S/N を上げることができるスタッキング解析を行った. そ図 4: 各領域における分子ガス密度 (n(H2 )) と分子雲間して各領域ごとにスタッキングしたスペクトルからの速度分散の指標となる量 (∆V / sin i) の関係性. 渦状腕

13C16 O(J=1→0) と 12 C16 O(J=1→0) の積分強度比 からバーエンドにかけては分子雲間の速度分散が大きくな
R12/13 , 12 C16 O(J=3→2) と 12 C16 O(J=1→0) の積 るにつれ密度は上昇する傾向にあるが, 速度分散が大きす
分強度比 R3/1 を求めた. スタッキング解析を経ても12ぎるバーでは密度は低下している.

18

C O(J=1→0) 輝線は有意に検出することができなかった. 各領域で求められた R12/13 , R3/1 に基づき, non-LTE 法解析を行ったところ, NGC 3627,

NGC 4303 それぞれでバーでは渦状腕よりも 37%,
36% 分子ガスの密度は低下していることがわかった.

3.3

星形成効率, 分子ガス密度, 分子雲間の速度分散の関係性

図 3 に各領域における星形成効率と non-LTE 法
により求めた分子ガス密度の相関図を示す. これを2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
見ると星形成効率が低下しているバーでは分子ガスよると考えられる.

の密度も低いことがわかる. 相関係数は NGC 3627

(2) 近傍の棒渦巻銀河 NGC 3627, NGC 4303 について,

のみで 0.64, NGC 4303 のみで 0.55 となり, 両銀河

銀河を構造に基づいて領域を定め, 各領域で平均化を合わせると 0.55 となった. これは分子ガス密度がした星形成効率を求めた. その結果, バーでは渦状

低ければ低い程, 星が生まれるタイムスケールが延び腕よりもそれぞれ 28%, 39%低下していることが確るために成立している関係であると考えられる.

認できた.

バーではなぜ分子ガスの密度が低下するのか, その理由を調べるため, 次はスタッキングしたスペクトルの半値全幅を求め, それを銀河の傾き角 i の正弦で割った値 ∆V / sin i と比較した. sin i で割る理由は速度の観測値を銀河面に投影した成分にするためである. 本研究の観測ではビームサイズが 1 kpc オー
ダーに相当し, これは典型的な分子雲の大きさ数 10

pc よりも遥かに大きい. したがって望遠鏡のビーム
内には分子雲が多数存在していると考えられる. また, 分子雲単体を観測した場合のスペクトル線幅は数km s−1 であることが知られているが, 一方で求められた ∆V は数 10-100 km s−1 にわたっている. よって ∆V / sin i という物理量は分子雲内部ではなく, 分
子雲間の運動を銀河面へ投影した時の速度分散を反映していると考えることができる.
分子ガス密度と ∆V / sin i 間の関係を図 4 に示す.

(3) 領 域 ご と に ス タッキ ン グ 解 析 を 行 い,
13

C16 O(J=1→0) 輝 線 と線 の 積 分 強 度 比,
1216

C O(J=1→0)

12

12

C16 O(J=1→0) 輝

C16 O(J=3→2)

輝線と輝 線 の 積 分 強 度 比 を 求 め,

non-LTE 法に基づき分子ガス密度を求めた.
(4) バーにおける分子ガス密度は渦状腕よりも NGC
3627 で 37%, NGC 4303 で 36%低くなり, 星形成

効率と分子ガス密度の間には正の相関が確認できた.
(5) 分子ガス密度と分子雲間の速度分散の関係を調べたところ, 速度分散が小さい範囲では密度は上がる傾向にあるが, 大きすぎると密度は低下することがわかった.
(6) 銀河の構造ごとに環境が異なり, その結果分子ガスの物理状態は変化し, 銀河内の星形成に差異を生み出していると考えられる.

この図により ∆V / sin i ≲ 100 km s−1 の場合では速度分散が大きくなるにつれて分子ガス密度は大きくなるが, 100 km s−1 を超えてくると密度は低下してReference

いることがわかる. この関係を解釈しようとすると,Athanassoula, E. 1992, MNRAS, 259, 345

分子雲間の運動が適度であれば分子雲同士の衝突がHirota, A., et al. 2014, PASJ, 66, 46起きる確率が上昇し, 密度は上がりやすくなる. 一方

Leroy, A. K., Walter, F., Brinks, E., Bigiel, F., de Blok,
W. J. G., Madore, B., & Thornley, M. D. 2008, AJ,
136, 2782で速度分散が大きい場合では, 分子雲からガスが剥ぎ取れられたり, 衝突の際に速い衝突速度のため分子雲が崩壊したり, 衝撃波が分子雲を通過すつ時間が短い
ため分子雲コアへガスが降着する時間が短いという

Momose, R., Okumura, S. K., Koda, J., & Sawada, T.
2010, ApJ, 721, 383

ことが考えられる. このように本研究によって銀河

Muraoka, K., et al. 2016, PASJ, 68, 89の構造ごとに環境が異なり, 分子ガスの物理状態は変Sheth, K., Vogel, S. N., Regan, M. W., Teuben, P. J.,
Harris, A. I., & Thornley, M. D. 2002, AJ, 124, 2581

化しているということがわかった.

Sorai, K., et al. 2012, PASJ, 64, 51

4Summary & Conclusions
本研究の結論は以下の通りである.

(1) 棒渦巻銀河のバーでは星形成効率が低いことが知られており, その原因は分子ガス密度が低いことに

Takahira, K., Tasker, E. J., & Habe, A. 2014, ApJ, 792,
63
Van der Tak, F. F. S., Black, J. H., Schöier, F. L.,
Jansen, D. J., & van Dishoeck, E. F. 2007, A&A,
468, 627
Watanabe, Y., Sorai, K., Kuno, N., & Habe, A. 2011,
MNRAS, 411, 1409

——–index

a6

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

シミュレーションにおける棒渦巻銀河の星形成
堀江 秀 (北海道大学大学院 理学院宇宙理学専攻)

Abstract銀河は形態分類がされており，その 1 つに棒渦巻銀河というものがある. 棒渦巻銀河とは銀河の中心を貫くように棒状構造が存在し，その両端から伸びるように渦状腕が見られる銀河であり，太陽系の存在する天の川銀河も棒渦巻銀河だと考えられている. 近年の棒渦巻銀河の観測から，棒部分における星形成効率は渦状腕よりも低いことが示されている. ここで星形成効率は単位ガス質量あたりの星形成率で定義される. 観
測やシミュレーションによって，棒部分における分子雲同士の衝突時の相対速度が渦状腕でのそれと比べて大きすぎるために，重い星が形成されない可能性が挙げられているものの，棒部分での星形成効率が低いという傾向のメカニズムはいまだよくわかっていない.
本研究で我々は分子雲同士の衝突などは考慮しない，宇宙論的シミュレーションで用いられる標準的な星形成の条件によって，棒渦巻銀河の星形成効率の傾向が得られるかどうかのシミュレーションを行った. この条件とは低温・高密度のガスが自己重力的であれば，そのガスから星を形成するというものである．データの解析においては，観測結果と比較しやすくするために，まず空間分解能を観測に合わせた．そして各スナップショッ
トで領域ごとにガスの表面密度と単位面積当たりの星形成率を計算し，その相関図（Kennicutt-Schmidt 図）を作った．
その結果，どの時刻においても棒部分の SFE は渦状腕と同程度であり，観測から得られているような棒渦巻銀河の傾向は得られなかった. これにより，このシミュレーションで考慮した星形成の条件などを変える必要があることを示している.

1

Introduction

ガスから星を形成するというものが用いられる．本研
究では，この条件を用いてシミュレーションを行い，棒渦巻銀河の棒部分や渦状腕には分子雲が存在し，その分子雲で星形成が起こる．しかし，近年の棒渦
巻銀河の観測によって，渦状腕と棒部分での分子ガスの密度は同程度にも関わらず，棒部分における星ガスの表面密度と単位面積当たりの星形成率（SFR）の相関図（Kennicutt-Schmidt 図）を描き，棒部分と渦状腕の SFE を比較する．この標準的な条件を用いたシミュレーションが，渦状腕よりも棒部分の SFE

形成効率（SFE）は渦状腕よりも低いことがわかっが低いという結果を示せば，棒部分で自己重力的なている (e.g. Momose et al. 2010)．これは棒部分とガス相の形成が妨げられることが棒渦巻銀河の傾向

渦状腕の分子雲の物理状態が異なることを示していの原因であると言える．

る．最近の研究では，渦状腕では分子雲同士の衝突によって重い星の形成が誘発されるが，棒部分では分子雲同士の相対速度が大きすぎるために重い星が形成されないことがシミュレーションによって示唆されている (e.g. Fujimoto et al. 2014)．しかしなが2

Method and Simulation
本研究では一般公開されているコード

ら，棒部分での SFE が低いという傾向のメカニズム GIZMO(Hopkins 2015) の Meshless Finite Mass
（MFM）法を用いてシミュレーションを行う．棒は未だよくわかっていない．
宇宙論的シミュレーションでは標準的な星形成の渦巻銀河を表すために，解析的なダークマターハ

条件として，低温・高密度のガスが自己重力的であれ

ロー，銀河円盤，バルジ，渦状腕，棒部分のポテン

ば，自由落下時間に比例するタイムスケールでそのシャルを用いる．ポテンシャルはそれぞれ Allen &2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Santillan (1991), Miyamoto & Nagai (1975), Plum- から計算され，これに加えて幅 5km/s の速度分散を
mer (1911), Cox & Gómez (2002), Wada & Koda

持っている．また，t = 0 でのガスの温度は 104 K と(2001) を用いる．

する．

渦状腕のポテンシャル Φsp は以下のように表される． 計算を安定化させるために，t = 0 Myr から()
100 Myr は等温で計算し，その後 cooling, stellarr − r0Φsp (r, ϕ, z, t) = 4πGhz ρ0 exp
feedback, 星形成の計算を開始する．
Rs
{
[
(
)]βn
3
∑
Cn
Kn z
×
sech
Kn Dn
βn
2.2 Star-formation criteria
n
(
[
])}
ln (r/r0 )このシミュレーションでは SFR は以下のようにし× cos nN ϕ − tΩsp +(1)tan(α)て計算される．
ここで

SFR = C∗Kn = nN/r sin(α)(2)

1 + Kn hz + 0.3(Kn hz )2Dn =
1 + 0.3Kn hz(3)βn = Kn hz (1 + 0.4Kn hz )

(4)

Mgas
tf f

ここで C∗ = 0.5, Mgas はガス粒子の質量，tf f は自由落下時間である．これはある瞬間の時刻の SFR を表す．
本研究では宇宙論的シミュレーションで用いられである．これらの式で hz = 0.18 kpc, Rs =る星形成の条件を採用する．この条件とは

7 kpc, r0 = 8 kpc, C = (8/3π, 1/2, 8/15π) であ

1. ガス粒子の温度が T < Tth であること

り，渦状腕の基準となる密度は ρ0 = 1 atom cm−3 ，(6)

ピッチ角は α = 13°としている．一方，棒部分のポ

2. ガス粒子の密度が ρ > ρth であること

テンシャル Φb は次のように表される．

3. ガス粒子が自己重力的，つまりヴィリアルパラ

メータ α が 1 未満であること(r/rc )
cos(2[ϕ − tΩb ]) (5)22((r/rc ) + 1)
である．本研究では Tth = 1000 K, ρth = 100 cm−3√2
この式で Φ0 = ϵV0 27/4, ϵ = 0.05, V0 = としている．また，ヴィリアルパラメータ α は以下
220 km/s, rc = 2 kpc としている．また渦状腕と のようにして定義される．
2

Φb (r, ϕ, t) = Φ0

棒部分のポテンシャルのパターンスピード（それぞα ≡ β′れ Ωsp とΩb ）は同じで 15 km/s/kpc としている．
中心の半径 1 kpc の円領域をバルジ，それを囲む
長軸 10 kpc, 短軸 4 kpc の楕円内部を棒部分，それら以外の Φsp < 0 となる領域を渦状腕とする．

ここでf (v) =

f (v)
Gρ

∑

2
vj,k

(7)

(8)

j,k

であり，β ′ = 1/8π としている．このヴィリアルパ

2.1

Initial Condition

ガスの全質量を 8 × 109 M⊙ として，ガス粒子の数は 106 個とする．つまりガス粒子一個あたりの質量は 8 × 103 M⊙ である．このガス粒子は半径 13 kpc,
高さ 0.4 kpc の円盤に一様に分布しており，初速度は

ラメータは強い shear に対してガスが重力的に束縛されなくなることを表している．
以上の条件を満たしたガス粒子が以下の確率 p で
そのガス粒子そのものが星粒子になるとしている．

p = 1 − exp(−p̃)

ダークマターハロー，銀河円盤，バルジのポテンシャdル Φh , Φd , Φb を用いて，v 2 = R dR
(Φh + Φd + Φb )

p̃ =

SFR
∆t
Mgas

であり，∆t は計算のタイムステップである．

(9)
(10)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: ガスの表面密度と単位面積当たりの SFR の相関図．観測的な方法を用いて得られる KS 図（左）と式 (6) を用いてシミュレーションから得られる KS 図（右）．緑，赤，紫のマーカーはそれぞれ棒部分，渦状腕，バルジの領域での値を示す．

3

さらに t = 500 Myr での式 (6) から得られる SFR

Results & Discussiont = 500 Myr のデータから Kennicutt-Schmidt 図（KS 図）を描く．この際，観測の結果と比較しやすくするために，空間分解能を 250 pc にする．さらに観測的な方法で SFR を見積もるために，100 Myr よりも若い星粒子を用いて，以下の式から SFR を計算する．

∑
SFRobs =i Mi (< δt)を用いた KS 図も描き，図 1 の右のようになる．こちらも棒部分と渦状腕での SFE は同程度であり，他の時刻についても同様である．また，KS 則については N ∼ 1.6 である．
以上のことから，渦状腕と棒部分での星形成の大きな差は見られない．つまり，棒部分で星形成の条

件 3 が働き，自己重力的なガス相の形成が妨げられ(11) た，とは言えない．しかしながら，KS 則は観測的なδt
ここで δt = 100 Myr であり，Mi (< δt) は δt よりも 方法を用いても，式 (6) を用いても，N = 1.4 に近い
年齢が若い i 番目の星粒子の質量である．これは OB 値を再現しているため，星形成の条件が全く間違っ星の寿命が 100 Myr 程度であることに基づいている． ているとまでも言えない．
その結果，図 1 の左のようになる．棒部分と渦状腕での SFE は同程度であり，実際の観測結果のような傾向は得られなかった．他の時刻についても同様で

4Conclusion

ある．観測事実として，Kennicutt-Schmidt 則（KS本研究では宇宙論的シミュレーションで用いられ則）がある (Schmidt 1959; Kennicutt 1998)．これる星形成の条件を用いて，棒渦巻銀河の棒部分ではは単位面積当たりの SFR (ΣSFR ) とガスの表面密度

SFE が渦状腕よりも低いという傾向が得られるかど(ΣH2 ) の相関関係で，ΣSFR ∝ ΣN
H2 である．ここでうかを調べた．その結果，以下のことがわかった．

N は銀河によってばらつきあるが，N = 1.4 程度である．この観測的な方法で得た SFR について，KS
則は N ∼ 1.2 である．

1. 棒部分で自己重力的なガス相の形成が妨げられているとは言えず，宇宙論的シミュレーション

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校で用いられる星形成の条件を用いても棒渦巻銀河の観測結果が示すような傾向は得られない．

2. KS 則は観測結果と近い値を示すため，星形成の条件はある程度正しいと言える．
したがって星形成の条件として，ヴィリアルパラメー
ターの他に，もしくはそれにプラスして，棒部分と渦状腕の分子雲の物理状態を考慮した条件を用いる必要がある．

Reference
Fujimoto Y., Tasker E. J., Habe A., 2014, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters, 445,
L65
Momose R., Okumura S. K., Koda J., Sawada T.,
2010,Astrophysical Journal, 721, 383
Hopkins P., 2015, MNRAS, 450, 53
Allen C., Santillan A., 1991, Rev. Mex. Astron. Astrofis., 22, 255
Miyamoto M., Nagai R., 1975, PASJ, 27, 533
Plummer H. C., 1911, MNRAS, 71, 460
Cox D. P., Gómez G. C., 2002, ApJS, 142, 261
Wada K., Koda J., 2001, PASJ, 53, 1163
Schmidt, M. 1959, ApJ, 129, 243
Kennicutt, R. C., Jr. 1998, ARA&A, 36, 189

——–index

a7

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河における空間分解した星形成則の統計的研究
依田 萌 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
K-S 則は Σgas と ΣSFR の間に成り立つ対数線形関係である. 本研究では近傍銀河の 1 kpc スケールの K-S
則を, 先行研究のサンプル数を大きく上回る 98 天体について調べた. その結果, Hi 面密度は 107 M⊙ kpc−2で飽和し, 分子ガスの空間分解した K-S 則のべきはおよそ N = 1 であることを確認した. この結果は,107 M⊙ kpc−2 付近で原子ガスが分子ガスに変換され, 分子ガスが星形成効率一定で星形成を行っていることを示唆する.

1

Introduction
銀河内ではガスが星に変換される, 星形成活動が行われている. これまで, 星形成活動を理解するためにガスと星形成率の関係はおよそ半世紀にわたり研究されてきた.

Schmidt (1959) はガスの体積密度と星形成率の体積密度との間に対数線形関係があることを示唆した.
後に Kennicutt (1998) は 61 の典型的な銀河と 36 の爆発的星形成銀河について, 銀河円盤で平均したガス
面密度 Σgas と星形成率面密度 ΣSFR との間に成り立
つ Schmidt 則を調べた. その結果, Schmidt 則のべきが N = 1.4 ± 0.15 であることを確かめた. この結果を用いると Schmidt 則は次のように記述される：

Leroy et al. (2008) などおよそ線形関係 (N ∼ 1) であるとする研究もある一方で, Kennicutt et al. (2007);

Liu et al. (2011) など非線形関係 (N > 1) を主張す
る研究もあり, 未だ傾きについての統一した見解は得られていない.

K-S 則の研究をめぐる課題点として, 原子ガス面
密度 ΣHI や分子ガス面密度 ΣH2 のトレーサーである

21 cm 輝線や CO 分子輝線の電波観測は非常に時間的コストが高く, マッピングデータが少ないという問題がある. このため空間分解した K-S 則の研究の多くは, わずかな天体を扱ったケーススタディである.
また, データのサンプリングやフィッティング方法がべきの大きさに影響を及ぼすため, それぞれのケー
ススタディを比較して議論できないという問題もあ(1) る (Bigiel et al. 2008; Calzetti et al. 2012; Rahmani
et al. 2016). したがって, 空間分解した K-S 則の統
この関係は Kennicutt-Schmidt 則（以下, K-S 則）と 計的研究を行う場合には, 電波の多天体マッピング観± 0.15ΣSFR ∝ Σ1.4.
gas

呼ばれている.

測を行い, 統一した手法で解析を行う必要がある.

K-S 則の物理的起源を明らかにするために, 様々

一方で K-S 則の統計的研究は銀河の星形成活動にな物理過程を仮定して K-S 則を再現しようとするついて多くの示唆を与える. Bigiel et al. (2008) は近理論的な研究も盛んに行われている：重力不安定性

傍銀河 18 天体を用いて 750 kpc スケールの K-S 則を(Kravtsov 2003; Li et al. 2005), 分子雲衝突 (Inut- 調べた. 彼らは低密度領域でべきが非常に大きくなる
suka et al. 2015), 乱流 (Krumholz & McKee 2005). ことと, 高密度領域で相関が強くなることを示した.
しかし, K-S 則の物理的起源は未だ明らかになっていただし, 彼らは ΣH2 を求める際に I(2 → 1)/I(1 → 0)ない.

を仮定して, CO(J = 2 − 1) を用いている点に注意

最近の観測的研究では空間分解した K-S 則が注目しなくてはいけない.

されている. 空間分解した研究は銀河円盤で平均し本研究では, COMING プロジェクトのデータを用た研究よりも直接的に物理的起源に迫ることができいることでデータの少なさを克服し, I(2 → 1)/I(1 →ると期待されている. しかしながら, これまで空間0) を仮定しない多天体の空間分解した K-S 則を調分解した K-S 則について複数の報告がされてきたが,2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
べた.

CO Multi-line Imaging of Nearby Galaxies(COMING, Sorai et al. in preparation) は野辺山
電波観測所 (以下, NRO) の 45 m 望遠鏡を用いて

2.2

Data

2.2.1

COMING CO data

分子ガス面密度 ΣH2 を計算するために, COMING

2013 年 1 月から 2018 年 4 月までの間におよそ 140 プロジェクトで取得された 12 CO(J = 1 − 0) データ
天体の CO 輝線 (12 CO(J = 1 − 0), 13 CO(J = 1 − 0), を用いた. ビームサイズは 17.0 arcsec である.
C18 O(J = 1 − 0)) をマッピング観測したプロジェク
トである.
本研究は, COMING プロジェクトで観測された銀2.2.2

VLA data

河について空間分解した K-S 則を調べ, K-S 則の物

原子ガス面密度 ΣHi を計算するために The HI

理的起源に迫ろうとする研究である. サンプル数がNearby Survey プロジェクト (THINGS, Walter et al.

多くなったことによって, 銀河スケールの K-S 則と(2008)) または VLA アーカイブの 21 cm 輝線のデー

空間分解した K-S 則を同時に取得できるようになっ タを用いた. 本研究のサンプルのうち THINGS のたことが, 本研究の大きな特徴である. 本集録では, サンプルに含まれている天体は 10 天体であった.

K-S 則を得るための詳細な手法, 得られた K-S 則の THINGS サンプルに含まれていない天体は VLA の概要と, 結果から考察される銀河の星形成活動につい アーカイブデータを解析し, 積分強度図を得た.
て述べる.

2.2.3

2

Method
本節では空間分解した K-S 則を得るために用いたサンプルとデータ, 解析方法について説明する.

WISE 22 µm data

ダストに隠された星形成率面密度 ΣSFR22 を計算するために Wide-field Infrared Survey Explorer(WISE) 22 µm を用いた. Wright et al. (2010) によ
ると WISE 22 µm の FWHM は 12.0 arcsec であるが, Spitzer 24 µm を FWHM = 12.0 arcsec にコンボ

2.1

Sampleリューションした画像に比べて強度が広がって分布していたため, 我々は FWHM として 17.0arcsec を採COMING プロジェクトで観測された天体のうち, 用した.
相互作用しておらず, WISE 22 µm, GALEX FUV で観測されている銀河を選んだ. COMING プロジェク
トではおよそ 140 天体が観測されており, 全ての天体

2.2.4

GALEX FUV data

が WISE によって観測されている. そのうち GALEX

ダストに隠されていない星形成率面密度 ΣSFRFUVFUV で観測されている天体は 98 天体, また, Hi の を 求 め る た め に, Galaxy Evolution Explorer
データがある天体は 46 天体であった. ただしこのと (GALEX) FUV バンドを用いた. GALEX の FUVき, WISE 22 µm が銀河中心部に置いて飽和していバンドは波長領域 1344 − 1786 Å をカバーしており,

る NGC 2146 はサンプルから外した. 本研究では, 98

有効波長 1538.6 Å における FWHM は 4.2 arcsec で天体を用いて分子ガスの K-S 則を調べ, Hi のデータ

ある (Morrissey et al. 2007).

がある 46 天体を用いてガス (Hi + H2 ) の K-S 則を調
べた.

2.3

Surface density maps

2.3.1

Gas surface density maps

ガス面密度 Σgas は分子ガス面密度 ΣH2 と原子ガ
ス面密度 ΣHi の合計である. 我々は, ΣH2 を CO の2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
積分強度 ICO から求めた. この際, 系内における

2.5

I(CO) − to − N (H2 ) のコンバージョンファクター
Galactic
XCO= 2.0 × 1020 [cm−2 (km s−1 )−1 ] (Strong

Non-correlation test

データ点が少ない天体を判別するために, Σgas または ΣH2 と ΣSFR の無相関検定を行った. p 値の有意

et al. 1987) を仮定した. 分子ガス面密度は
水準は 0.05 とし, p 値が 0.05 以下場合に有意な K-S
(
)(
)
ΣH2
XCO
ICO
= 2.88cos i. 則であるとした. p 値は相関係数の確率分布の広がり
GalacticM⊙ pc−2
K km s−1
XCOを表している.
(2)
ここで, i は銀河の傾斜角度 (inclination angle) を表
している.

2.6

原子ガス面密度は原子ガス質量を各ピクセルの面
積で割ることで求めた. 原子ガス質量は次の式から
求めた.

MHi
SHi
=
×
M⊙
Jy km s−1

(

D
Mpc

Hi saturation threshold(Bigiel et al. 2008) で Hi が飽和する面密度が存在することが報告されている. 我々は Hi 飽和面密度をHi の高密度領域 5%の平均値と定義して計算した.

)2× 2.356 × 105(3)

ここで, D は太陽系からの距離である. i, D は Sorai

3

Resultet al. in preparation の値を採用した.

3.1

Total gas K-S law

2.3.2

46 天体を解析した結果, 42 天体について有意な KS 則を得た（図 1）. 42 天体の平均した空間分解しSFR surface density maps

星形成率面密度 ΣSFR は Casasola et al. (2017) を

100

IΣSFRFUV=
cos i × 8.1
M⊙ yr−1 kpc−2
MJy sr−1(4)

ΣSFR22I=
cos i × 3.2−1−2
M⊙ yr kpc
MJy sr−1

SFR [M× 10−2 × 1.59

yr 1 kpc 2]

採用した.

(5)

× 10−3 × 1.59

10 1
10 2
10 3

100%

10 4

10%

5
10 10
4

1%

105

N : 1.51
A : 12.68: 0.01106gas [M

107

kpc 2]

108

109

それぞれの式にかかっている 1.59 は Salpeter (1954)
図 1: Stacked total gas K-S law. 黒丸は全ての天体

IMF に変換するための係数である.

のデータ点を, 赤点は各天体の平均をプロットしている. 垂直に伸びる黒い点線は Hi 飽和面密度の平均,

2.4

Fitting the correlation

青い実線はグローバルな K-S 則のベストフィット. 斜プロットには 1 ピクセルが 1kpc となるようにグリッ
ドを切り直したデータを用いた. Σgas , ΣH2 , ΣSFR 共に 3σ 以上のデータ点をフィッティングに用いた. フィッティングには ordinary least-squares(OLS, Isobeet al. (1990)) bisector を採用した. フィッティングには以下の式を用いた.

log (ΣSFR ) = A + N × log (Σgas ).

めの点線は星形成効率一定の線で, 星形成のタイムスケールを 108 yr としたときに, 星形成効率 1%, 10%,

100%に相当する.
たガスの K-S 則のべきは N = 1.4 ± 0.1 であり, Hi
飽和面密度は (7.8 ± 0.6) × 106 M⊙ kpc−2 であった.
グローバルなガスの K-S 則についても調べたところ,(6) べきは N = 1.51 であった.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

分子ガスが 10 Myr のときおよそ 1%の効率で星を形

Molecular gas K-S law

98 天体を解析した結果, 63 天体について有意な K-成していることが考えられる.

S 則を得た（図 2）. 63 天体の平均した空間分解した
K-S 則のべきは N = 1.1 ± 0.1 であった. グローバル
な K-S 則は N = 1.23 であった.

SFR [Myr 1 kpc 2]

100

Bigiel, F., Leroy, A., Walter, F., et al. 2008, The Astronomical Journal, 136, 2846
Calzetti, D., Liu, G., & Koda, J. 2012, AstrophysicalJournal, 752, doi:10.1088/0004-637X/752/2/98

10 1
10 2
10 3

100%

10 4

10%

5
10 10
4

Reference

1%

105

Casasola, V., Cassara, L. P., Bianchi, S., et al. 2017, 18,
doi:10.1051/0004-6361/201731020

N : 1.23
A : 10.58: 0.01
106

H2 [M

107

kpc 2]

108

Inutsuka, S.-i., Inoue, T., Iwasaki, K., & Hosokawa, T.
2015, 49, 1
109

図 2: Stacked molecular gas K-S law.

Isobe, T., Fiegelson, Akritas, M., & Babu, G. 1990,
Astrophysical Journal, 363, 104
Kennicutt, R. C., Calzetti, D., Walter, F., et al. 2007,
5194, doi:10.1086/522300
Kennicutt, Jr., R. C. 1998, The Astrophysical Journal,
498, 541

4

Discussion

4.1

Compare with previous studies

Bigiel et al. (2008) で示された分子ガスの K-S 則のべきや ΣHi の飽和密度と同様の結果を得た. CO の回転遷移に依らず N ∼ 1 が得られることを示した.

4.2

Global and local K-S law

本研究では空間分解した K-S 則だけでなく, 銀河
スケールの K-S 則も得ることができた. 結果で述べた通り, ガス, 分子ガス共に空間分解した K-S 則と銀河スケールの K-S 則のべきは誤差の範囲で一致した.
これは銀河スケールの K-S 則の起源が空間分解した

K-S 則であることを示唆している.

Kravtsov, A. V. 2003, The Astrophysical Journal, 590,
L1
Krumholz, M. R., & McKee, C. F. 2005, 250
Leroy, A. K., Walter, F., Brinks, E., et al. 2008, 2782
Li, Y., Mac Low, M., & Klessen, R. S. 2005, The Astrophysical Journal, 626, 823
Liu, G., Koda, J., Calzetti, D., Fukuhara, M.,& Momose, R. 2011, Astrophysical Journal, 735,
doi:10.1088/0004-637X/735/1/63
Morrissey, P., Conrow, T., Barlow, T. A., et al. 2007,
The Astrophysical Journal Supplement Series, 173,
682
Rahmani, S., Lianou, S., & Barmby, P. 2016, Monthly
Notices of the Royal Astronomical Society, 456, 4128
Salpeter, E. E. 1954, The Astrophysical Journal, 121,
161
Schmidt, M. 1959, The Astrophysical Journal, 129, 243

4.3

Star formation activity

我々の結果は星形成タイムスケール 100 Myr のときおよそ 10%, 10 Myr のときおよそ 1%の効率で星が形成されることを示唆する. 今回の結果からは, 原子ガスが 107 M⊙ kpc−2 付近で分子ガスに変換され,Strong, A. W., Bloemen, J. B. G. M., Dame, T. M.,
et al. 1987, Proceedings of the 20th International Cosmic Ray Conference Moscow, 1, 125
Walter, F., Brinks, E., De Blok, W. J., et al. 2008,
Astronomical Journal, 136, 2563
Wright, E. L., Eisenhardt, P. R. M., Mainzer, A. K.,
et al. 2010, The Astronomical Journal, 140, 1868

——–index

a8

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河の CO-H2 質量変換係数 XCO の観測的研究
保田 敦司 (筑波大学 宇宙観測研究室)

Abstract
本研究では、野辺山 45m 鏡を用いた近傍銀河 CO 複数輝線サーベイプロジェクトである COMING で取得された近傍銀河の 12 CO(J=1-0) データを用いて CO-H2 質量変換係数 XCO 測定を行った。本研究ではXCO を質量面密度に単位変換した αCO として扱った。αCO 測定には、kpc スケールの空間分解能で XCO 測定が可能な、ダスト面密度と中性水素 HI・12 CO(J=1-0) から算出したガス面密度の比であるダスト-ガス比

DGR を用いた手法で測定を行った。ダスト面密度分布には KINGFISH の観測データを、HI 面密度分布には VLA のアーカイブデータおよび THINGS の観測データをそれぞれ用いた。COMING 銀河である NGC

2976、NGC 3938、NGC 4579 について測定を行い、NGC 3938 は Milky Way(MW) で報告されている値よりも大きく、NGC 2976 と NGC 4579 は MW よりも小さいことが分かった。

1

背景

度に単位変換した CO-H2 質量変換係数 αCO 測定を行った。しかし、測定には 12 CO(J=2-1) を用いてい水素分子 H2 は分子雲の中で最も存在量が多い分子であり、系外銀河内における H2 量を求めることは銀たため、銀河内の H2 分布を十分にトレースしていたとは言い難い。そこで本研究では、野辺山 45m 鏡を河形成や星形成過程の解明に不可欠である。しかし、 用いた近傍銀河 CO 複数輝線サーベイプロジェクトで極低温環境下 (数十 K) にある分子雲中の H2 は電波放 ある COMING(CO Multi-line Imaging of Nearby
射ができないため、直接観測は困難である。そこで、 Galaxies) で取得された多数の近傍銀河の 12 CO(J=1-

H2 に次いで存在量が多い分子であり、分子雲中の H20) データを用いて、Sasdstrom et al. (2013) の手法

を広くトレースする一酸化炭素 12 CO(J=1-0) が H2から αCO 測定を行った。ダスト質量面密度は赤外線量の測定に用いられる。CO 積分強度と H2 柱密度

観測データから Spectral Energy Distribution (SED)の間に比例関係が知られており、比例係数を CO-H2

fitting を行い、ダスト温度分布を導き、ダスト温度分

質量変換係数 XCO と呼ぶ。系外銀河の XCO の値を布からダスト質量面密度分布を算出した。HI はアー知ることができれば、CO 積分強度から H2 柱密度をカイブデータを用いて HI 質量面密度を算出した。

推定することが可能となる。しかし、XCO は分子雲の環境や性質に依存するため、銀河ごとで XCO が異観測データなる。従って、多くの系外銀河の XCO 測定を行い、 2

XCO の傾向やその他の要因に対する依存性を議論する必要がある。
これまで XCO 測定は主に巨大分子雲 (GMC) スケー

本研究では近傍銀河の CO 積分強度、HI 質量面密度、ダスト質量面密度分布を必要とする。CO は

COMING の観測データを用いた。HI は干渉計 VLAのアーカイブデータおよび”The HI Nearby Galaxル平衡を仮定した分子雲のビリアル質量から XCO を
ies Survey” (THINGS)(Walter et al. (2008)) の導出していた。Sandstrom et al. (2013) は数 kpc ス

ルで空間分解した分子雲の CO 観測を行い、ビリア

ケールの空間分解能で XCO 測定が可能な、ダスト質

観測データを用いた。ダストは”Key Insights into

量面密度と中性水素 HI・CO から算出したガス質量

Nearby Galaxies: A Far-Infrared Survey with Her-

面密度の比であるダスト-ガス比 (Dust-to-Gas ratio:

schel(KINGFISH)(Kennicutt et al. (2011)) の観

DGR) を用いた手法で 26 個の近傍銀河での質量面密 測データを用いた。本発表では COMING 銀河であ

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
る NGC2976、NGC3938、NGC4579 について報告(2005) より HI 柱密度 NHI に変換し (式 (3))、質量する。

面密度 MHI [M⊙ pc−2 ] に変換した。HI 質量面密度のエラー分布は式 (2) から HI 積分強度エラーを求め、

2.1

式 (3) を用いて質量面密度に変換した。HI 質量面密CO 積分強度

CO は COMING で観測された

度分布およびエラー分布を図 2 に示す。
12

CO(J=1-0) のデータを用いた。CO 積分強度は空間 2 次元+速度

NHI = 1.823 × 1018 ×(周波数)1 次元の 3 次元情報を持つ CO スペクトル∑Ti ∆v [cm−2 ](3)iを速度方向に積分した物理量であり、式 (1) で定義される。T は CO スペクトル強度を表し、∆v は 1ch
あたりの速度幅 (COMING 銀河は 10km/s) を示す。

COMING 銀河の一つである NGC 3938 の CO 積分
強度を図 1 に示す。本研究では全速度範囲で積分を行った。また、Sage (1993) の CO 積分強度エラーの計算式 (2) を用いて図 1 の CO エラー分布を作成した。Trms は CO スペクトルが無い速度範囲で計算された R.M.S、vint は CO スペクトルの積分速度範囲、

vch は 1ch あたりの速度幅 (=10km/s) である。

ICO

=

∑

Ti ∆v [K km/s](1)√= Trms vint × vch [K km/s]

(2)

i

∆ICO

図 2: NGC 3938 の HI 質量面密度 MHI (左) およびHI 質量面密度エラー分布 ∆MHI (右)。

2.3ダスト質量面密度

ダ ス ト 質 量 面 密 度 は SED fitting (Casey, C.

M.(2012)) を用いてピクセルごとに導出した。観測から得られた赤外線スペクトル強度に理論的に求めた SED とフィッティングすることで、物理量としてダスト温度を得る。本研究では Casey, C. M.(2012)の SED model である式 (4) を用いた。

(1 − e−(λ0 /λ) )( λc )32+ Npl λα e−(λ/λc )hc/λkTe−1(4)β

図 1: NGC 3938 の CO 積分強度図 ICO (左) およびS(λ) = Nbb

CO 積分強度エラー分布 ∆ICO (右)。

(1 − e−(λ0 /λ) )λc −3
(5)
= Nbb
ehc/λc kT − 1
3
=
(6)
−2
4((b1 + b2 α) + (b3 + b4 α) × T )−1β2.2

HI 質量面密度

HI は質量面密度に変換する必要があるため、式(1) を用いて HI 積分強度を求めた後に Walter et al.

Npl
λc2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校(b1 = 26.68, b2 = 6.246, b3 = 1.905 × 10−4 , b4 = とピクセルごとの座標を揃えた。CASA 処理後の銀河毎の空間分解能を表 1 に示す。
7.243 × 10−5 , α = 2.0, β = 1.6, λ0 = 200µm)
観測量は λ であり、T はダスト温度である。Nbb とT を free parameter として fitting を行い、T をピク

表 1: 各銀河における空間分解能。
targetgrid size
beam sizepa

セルごとに導出する。T と Nbb の初期値はそれぞれ30、1×10−35 に設定して SED fitting を行った。得らNGC 2976

1.5”

17.6” × 17.6”

0◦

れたダスト温度分布を式 (7) に代入することでダスト

NGC 39383”18.8” × 18.2”83◦

質量面密度分布を得る。DL は luminosity distance、

NGC 4579

3”

17.6” × 17.6”

0◦κν はダスト吸収係数、Bν は Planck 関数、z は赤方偏移である。ダスト質量には用いた赤外線データの中で最も空間分解能が大きい 250µm の観測データを用いた。NGC 3938 のダスト質量面密度分布を図 3

3

方法

に示す。

Mdust =√
∆Mdust =

(
∆T

Sν DL
κν Bν (T )(1 + z)

∂Mdust
∂T

)2

(7)

(
+∆S250µm)2∂Mdust∂Sν
(8)

図 4: αCO 測定フローチャート。
図 3: NGC 3938 のダスト質量面密度 Mdust (左) およびダスト質量面密度エラー分布 ∆Mdust (右)。

Sandstrom et al. (2013) では、銀河内のダスト、ガスの間にある線形関係 dust-to-gas ratio(DGR)(9)および、「DGR は銀河全体で一定である」という仮定を立てている。

2.4

空間分解能

CO、HI、Dust マップは全て空間分解能が異なる。
本研究では CASA(Common Astronomy Software

DGR =

Σdust
ΣHI + ΣH2 (= αCO ICO )(9)Σdust 、ΣHI 、ΣH2 はダスト質量面密度、HI 質量面

Applications) を用いて 3 つのマップの空間分解能 密度、H2 質量面密度を表し、αCO 、ICO はそれぞれ質(grid size, beam size, and beam position angle (pa)) 量面密度に単位変換した CO-H2 質量変換係数 (Milky2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Way: αCO = 4.35 M⊙ pc−2 (K km/s)−1 )、CO 積分
強度を表す。また、H2 質量面密度と CO 積分強度の間には ΣH2 = αCO ICO の関係がある。ここで観測量は Σdust 、ΣHI 、ICO であり、未知数は DGR と αCOである。この手法では任意の αCO で銀河全体の DGRを計算し、「DGR は銀河全体で一定である」という仮定が最も成立する、DGR のばらつきが最も小さい

αCO をその銀河における best αCO とする。
本研究における αCO 測定のフローチャートを図 4に示す。フロー中の ∆(log10 (DGR)) は log10 (DGR)の標準偏差を計算している。上記のフローに従って、
図 1, 2, 3 を用いて αCO 測定を行った。

図 6: NGC 3938 における best αCO = 4.75 での

DGR 分布図。

4

結果
NGC3938 における αCO 測定結果および best αCO

5

議論時における DGR 分布を図 5、6 に示す。同様の測定

表 2 より、NGC 3938 は Milky Way(MW) で報告を NGC 2976、NGC 4579 についても行い、それぞされている値よりも大きく、NGC 2976、NGC 4579

れの αCO 測定結果を表 2 に示す。

は MW よりも小さいことが分かった。Sandstrom etal. (2013) では NGC 2976、NGC 3938 について測定し、MW の値と比べた大小関係の傾向は本研究と同様の結果であった。一方で、本研究では best αCOのエラー評価を行っていない。エラー要因として、図

1, 2, 3 のエラー分布や、SED fitting の際に Casey,
C. M. (2012) では α, β も free parameter として考慮しているが、本研究では固定値としている点が挙げられる。今後はこれらの要因を考慮して best αCOのエラー評価を行う必要がある。また、Sandstrom

et al. (2013) は αCO と金属量との相関について議論している。COMING 銀河の中には Sandstrom etal. (2013) の対象と重複している銀河が複数あるた
図 5: NGC 3938 における αCO 測定結果。赤線はめ、今後はサンプル数を増やして金属量との相関を∆(log10 (DGR)) が最小となる αCO の位置を表す。

行う他、Sandstrom et al. (2013) との比較も行う。

表 2: 本研究における αCO 測定結果。
targetbest αCO Ave.DGR (best αCO )NGC 2976

2.30

0.001

NGC 3938

4.75

0.038

NGC 4579

2.90

0.110

Milky Way

4.35-

Reference
Sandstrom, K. M. et al., 2013, ApJ 777:5.
Walter, F. et al., 2008, ApJ 136.
Kennicutt, R. C. et al., 2011, PASP 123.
Sage, L. J., 1993, A&AS 100.
Casey, C. M., 2012, MNRAS, 425.

——–index

a9

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河の金属量を考慮した CO-H2 変換係数と星形成効率
柴田 修吾 (北海道大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract
低金属量な銀河は、星形成率面密度と H2 ガス面密度の関係 (Schmidt-Kennicutt 関係) から外れて星形成効率が大きくなっている。CO の観測から H2 ガスの面密度を導出する際に用いられる CO-H2 変換係数は金属量に依存し、晩期型銀河のような低金属量の銀河では CO-H2 変換係数が大きくなることが知られている。そのため、低金属量の銀河に対して天の川銀河と同じ CO-H2 変換係数を使用すると、H2 ガス面密度を過小評価して、星形成効率を過大評価してしまう可能性がある。本研究では、CO 輝線によるマッピング
観測サーベイの COMING プロジェクトで得られた 90 個の近傍銀河のデータを用いて、金属量を考慮した

CO-H2 変換係数を使用した場合の星形成率面密度と H2 ガス面密度の関係を調査した。その結果、全ての銀河に天の川での CO-H2 変換係数を使用した場合には先行研究と同様に、低金属量な銀河で星形成効率が高くなる傾向が得られた。一方金属量を考慮した CO-H2 変換係数を使用した場合、低金属量な銀河では星形
成効率が小さくなり、CO-H2 変換係数が一定の場合と逆の傾向が得られた。

1の輝線が分子雲での H2 ガスのトレーサーとして用Introduction
銀河の星形成率面密度 (ΣSFR ) と H2 ガス面密度 (ΣH2 ) の 間 に は べ き 乗 の 相 関 関 係 (Schmidt-

いられている。観測される CO の積分強度 (ICO ) とH2 ガスの柱密度 (N (H2 )) には、

Kennicutt 関係 ; K-S 則) が存在することが知られており、近年では高分解能の観測により空間分解された

N (H2 )
XCO
ICO
=
cm−2
cm−2 (K km s−1 )−1 K km s−1

Schmidt-Kennicutt 関係の研究も進んでいる。そのの関係がある。ここで、天の川での CO-H2 変換係数

一方で低金属量の矮小銀河では Schmidt-Kennicutt

は XCO (MW) = 2.0 × 1020 cm−2 (K km s−1 )−1 と関係から外れて星形成効率 (SFE) が大きくなることする。CO-H2 変換係数はその環境の物理状態によっが知られている。ここで星形成効率は以下で定義さて変化することが考えられていて、その一つの要因れる。

が金属量である。矮小銀河のように低金属量な環境

SFE (yr−1 ) =SFR (M⊙ yr−1 )MH2 (M⊙ )(2)では CO-H2 変換係数が大きくなることが知られてい(1) る (e.g., Wilson 1995, Arimoto et al. 1996)。これ

例えば、Leroy et al. (2006) は不規則銀河 IC 10 では
他の銀河の観測によって得られた Schmidt-Kennicutt
関係から大きく外れ、星形成効率が大きくなっていることを報告している。しかし、彼らの研究では COの観測から H2 ガス面密度を導出する際に用いる CO-

H2 変換係数 (XCO ) が天の川のものと変わらないと仮定している点に注意する必要がある。
星形成は主に低温の分子雲で行われるが、このような環境では分子雲の主成分である H2 ガスからの放射が期待できない。そこで比較的存在量が多く、低温でも強い放射をする 12 C16 O(J = 1 − 0)(以降 CO)

は低金属量な銀河ではダスト量が少ないことに起因する。ダストが少ない環境では高エネルギーな宇宙線や紫外線が分子雲内部まで侵入しやすくなる。COは H2 に比べ光解離しやすいためこれらの存在比が変化する、すなわち CO-H2 変換係数が金属量に依存すると考えられている。
低金属量な銀河で天の川と同じ CO-H2 変換係数を用いて Schmidt-Kennicutt 関係を見た場合、H2 ガス
面密度を過小評価して、星形成効率を過大評価してしまう可能性があることに注意しなければならない。
例えば、Leroy et al. (2013) は Hα と 24 µm から求めた星形成率と HERACLES(Leroy et al. 2009) の2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
C16 O(J = 2 − 1) から求めた H2 ガス面密度の関

星形成率の導出には、GALEX の FUV と WISE

係を示した (図 1)。その結果、全ての銀河で一律のの 22 µm のアーカイブデータを使用した。これらの

12

CO-H2 変換係数を使用した場合、低金属量な銀河の データを COMING のデータと比較するため空間分
解能 17 arcsec に convolution したものを使用する。
星形成効率が大きくなると報告している。

3

Methods3.1

銀河の金属量の導出

銀河の金属量 (12 + log(O/H)) は B バンドの絶対等級 (MB ) から求めた。(Melbourne & Salzer 2002)

12 + log(O/H) = 4.059 − 0.240MB(3)

ここで、B バンドの絶対等級 (MB ) は見かけの等級(SIMBAD を参照) と系内減光量 (NED を参照) を使用して求めた。本研究で使用した 90 個の近傍銀河の金属量の分布を図 2 に示す。

図 1: Leroy et al. (2013) Figure 1 を引用・編集。各点は銀河の空間分解した点を表す。ΣSFR と Σmol の関係を見ると低金属量な銀河で星形成効率が大きくなっている。

2

Observations and Data
本研究は国立天文台野辺山宇宙電波観測所(NRO)45-m 電波望遠鏡のレガシープロジェクト
COMING(CO Multi-line Imaging of Nearby Galaxies) で得られた 90 個の近傍銀河の CO のデータを使用している。COMING は NRO45-m 電波望遠鏡に搭載されている FOREST 受信機を用いて、近傍

図 2: 本研究に用いた 90 個の銀河の金属量のヒストグラム。銀河の金属量は式 (3) を使用し B バンドの絶対等級から求めた。

銀河を 12 C16 O(J = 1 − 0)、13 C16 O(J = 1 − 0)、
12

C18 O(J = 1 − 0) の 3 輝線でマッピング観測するプ

ロジェクトである。COMING プロジェクトは 2018
年 4 月までに 140 個を超える近傍銀河の CO マッピ
ング観測を完了していて、そのサンプル数は同様のサーベイ観測と比べて最大である。観測データの解3.2

金属量と CO-H2 変換係数

Arimoto et al. (1996) は金属量依存した CO-H2
変換係数 (XCO (metal)) と金属量の関係は、

析には COMING チームが開発した自動データリダ

XCO (metal) = 109.30−1.0(12+log O/H) × 1020

クションシステム (講演 [観測 c12 あ] を参照) が使

cm−2 (K km s−1 )−1

用されている。

(4)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校で表されることを報告している (図 3)。
本研究では天の川の CO-H2 変換係数 (XCO (MW))と金属量依存させた CO-H2 変換係数 (XCO (metal))

SFE(yr-1)の両者を式 (2) に代入することにより、金属量依存の有無による Schmidt-Kennicutt 関係の変化を調べた。
10-7

10-8
10-9

図 4: XCO (MW) を使用した場合の ΣSFR と ΣH2 の関係。各点の色は銀河の金属量 (12 + log O/H) に対応している。図 1 の結果と同じように低金属量な銀河の星形成効率が大きくなっている。

SFE(yr-1)

図 3: CO-H2 変換係数と金属量 (12 + log(O/H)) の関係。低金属量な銀河では CO-H2 変換係数が大きくなることが確認できる。(Arimoto et al. 1996 より
引用)

10-7

10-8
10-9

4

Results & Discussion

4.1

XCO (MW) の場合

全ての銀河に天の川の CO-H2 変換係数を使用した
場合の結果を図 4 に示す。銀河の金属量に応じてプ

図 5: XCO (metal) を使用した場合の ΣSFR と ΣH2 の関係。低金属量な銀河で星形成効率が小さくなる傾向が見られる。

ロットの色を変化させていて、低金属量な銀河では星形成効率が大きくなっていることが分かる。これ

銀河 (12 + log O/H = 8.06) で XCO (metal) = 18 ×は Leroy et al. (2013)(図 1) で得られた結果と同様

1020 cm−2 (K km s−1 )−1 となった。CO-H2 変換係の傾向を示している。

数を変化させることで XCO (MW) の場合とは反対に、低金属量な銀河の星形成効率が小さくなる傾向

4.2

XCO (metal) の場合銀河の金属量に依存させた CO-H2 変換係数を使用した場合の結果を図 5 に示す。最も金属量の小さいが見られた。確認のため、Wilson. (1995) で示されている金属量依存の CO-H2 変換係数を使用してもArimoto et al. (1996) の XCO (metal) と同様の結果が得られた。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
しかし、この結果の扱いには注意しなければならない。本研究は銀河の金属量が銀河全面で一様であるという仮定のもと行なっているが、銀河内での金
属量は一様でないことが分かっている。例えば、動径方向の金属量勾配があることが知られている (e.g.,

Arimoto et al. 1996)。そのため、銀河内の金属量の分布を考慮した、詳細な CO-H2 変換係数の変化と星形成効率の関係を調べる研究が必要と考えられる。

5

Conclusion
本研究では金属量による CO-H2 変換係数の変化が星形成効率に与える影響を近傍銀河で調査した。金属量依存させなかった (全ての銀河で XCO (MW) を使用した) 場合、低金属量な銀河での星形成効率が大きくなることが確認できた。一方、銀河内の金属量が全体で一様という仮定のもとで、B バンドの絶対等級から得られた金属量とそれによって決められる

CO-H2 変換係数 (XCO (metal)) を使用した場合には星形成効率が低金属量な銀河で小さくなる傾向が見られた。

Reference
Arimoto, N., Sofue, Y., & Tsujimoto, T., 1996, PASJ,48, 275
Bolatto, A. D., Wolfire, M., & Leroy, A. K., 2013,
ARA&A, 41, 207
Leroy, A. K., Bolatto, A., Walter, F. & Blitz L., 2006,
ApJ, 643, 825
Leroy, A. K., et al., 2009, AJ, 137, 4670
Leroy, A. K. et al., 2013, AJ, 146, 19
Melbourne, J., & Salzer, J. J., 2002 AJ, 123, 2302
Wilson, C. D., 1995, ApJ, 448, 97

——–index

a10

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

COSMOS 領域のバースト的な星形成を起こしている銀河の定量的指標による形態解析
樋本一晴 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙の階層的構造形成において、銀河は重力相互作用により合体を繰り返して進化してきた。銀河の合体が起こると、形態に大きな変化を生じさせると共に、バースト的な星形成活動を誘発すると考えられている。
これまでに我々は、比較的古い星の多い銀河においてバースト的な星形成が起こると、静止系 B-V カラーがある程度赤く、U-B カラーが青くなることを利用して、COSMOS 領域の z = 0.2 − 1.0, MV < −20(mag)の銀河に対して、 静止系 3400, 4200, 5200Å の 2 色図上で、バースト的な星形成を起こしている銀河を選出し、その存在割合が赤方偏移が現在から 1 に近づくにつれ、急激に増加することを発見した。しかし、このバースト的な星形成活動が何に起因しているのかについては明らかにされていない。本研究では、バースト
的な星形成活動の原因として銀河どうしの相互作用/合体がどの程度寄与しているのかを調べるために、上記の 2 色図上で分類された銀河のうち、ハッブル宇宙望遠鏡の IF 814W バンドデータが静止系 B バンド帯に相当する z = 0.7 − 0.9 の 8,231 天体に対して、我々が考案した中心表面輝度比の指標と既存の指標を組み合わせた形態解析を行った。その結果、バースト的な星形成を起こしている銀河は、通常の星形成銀河と比べて、非対称で複数部分に分かれた形態の銀河の割合が有意に高く、これらのバースト的な星形成活動の多くには銀河の相互作用/合体が寄与していることが示唆された。一方で、強いバルマーブレークを利用して同じ２色上で分類された星形成活動が急激に止まりつつある状態の銀河は、通常の星形成銀河の形態と区別がつかないことから、その多くは相互作用/合体によるバースト的星形成を起こした後の状態ではなく、通常の星形成銀河が急に星形成を止めた状態である可能性がある。

バンドの絶対等級 MV < −20(mag) の銀河に対して、 静止系 3400, 4200, 5200Å の 2 色図 (図 2) から宇宙の星形成率密度は z ≃ 2 をピークに時間に対異なる星形成史をもつ銀河を分類した。
して滑らかに変化する (Madau & Dickinson 2014)。
• Old + Bursty SF 銀河：比較的古い星の多い銀
しかし、個々の銀河の星形成史について考えると、河においてバースト的な星形成が起こった銀河(1) 銀河へのガスの降着が滑らかに起こっているとは→ 新しく作られた O, B 型星の放射により、静限らない、(2) SuperNova フィードバックや Active
止系 B-V カラーがある程度赤く、U-B カラーがGalactic Nuclei フィードバックなどによる星形成活動
青くなる。
の抑制、(3) 銀河合体や銀河団との遭遇による星形成• Continuous SF 銀河：継続的に星形成活動を行
活動の誘発、などにより個々の銀河は様々な星形成史なっている銀河をもつと考えられる。銀河の星形成史の情報はスペク→ 静止系 B-V カラー、U-B カラー共にある程
トルエネルギー分布 (Spectral Energy Distribution：
度赤い。
SED) によく反映されるが、1 つの銀河について古い• Passive 銀河：星形成活動をあまりしていない銀時代の星形成史の情報を短いタイムスケールで詳細
河に得ることは難しい。これは、観測時からあまり遡→ 星形成活動をしている銀河に比べ、静止系
らない時代の銀河の星形成史の情報は SED によくB-V カラー、U-B カラー共に赤い。
反映されるが、観測時から時間を大きく遡った時代

1

Introduction• Post-starburst 銀河：星形成活動が急激に止まの銀河の星形成史の情報は SED にあまり反映されりつつある状態の銀河ないためである。そこで、観測時に近い銀河の星形→ 強いバルマーブレークを示す A 型星からの成史を、それぞれの赤方偏移で個々に調べることで、放射が支配的になることで、静止系 B-V カラー
統計的に銀河の星形成史の赤方偏移進化を知ることがある程度赤く、U-B カラーが赤くなる。
ができる。
我々の研究室では、以下の星形成史をもつ銀河の分類した異なる星形成史をもつ銀河に対して、その特徴 (図 1) を用いて、COSMic evOlution Survey 存在割合の赤方偏移進化を調べた結果、Old + Bursty(COSMOS) 領域の測光赤方偏移 z = 0.2 − 1.0, V SF 銀河と Post-starburst 銀河は赤方偏移が現在か

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 異なる星形成史をもつ銀河の SED行っている。解析に用いたのは、すばる望遠鏡 i′ バン
ドデータ (中心波長 7641Å, 3σ 限界等級=25.3(ABmag), pixel scale と PSF はそれぞれ 0” .202 pixel−1と 1” .15)(Taniguchi et al. 2007) と HST/ACS のIF 814W バンドデータ (5σ 限界等級=27.2(ABmag),pixel scale と PSF はそれぞれ 0” .03 pixel−1 と0” .09)(Scoville et al. 2007; Koekemoer et al. 2007)の画像である。測光赤方偏移 z 、V バンドの 絶対等級
MV は、31 バンド測光データの SED fitting によって推定された (Ilbert et al. 2009) データを用いた。
上記の 2 色図で選択した天体のうち、形態解析に使用する天体は以下の条件を満たすものを選択した。

• 測光赤方偏移 z = 0.7 − 0.9 の範囲内の天体→ 形態解析は HST/ACS の IF 814W を用いるので、静止系波長を概ね B バンド帯に揃えるため• MV < −20(mag) の天体→ 形態解析に必要な程度の明るさをもつ• 解析の対象天体に影響を与えるような明るい天体が近くに存在しない

図 2: 2 色図上での分類
ら 1 に近くにつれて、存在割合が上昇することがわかった。(図 3)

図 3: 各赤方偏移における Old + Bursty SF 銀河とPost-starburst 銀河の存在割合
しかし、これらの銀河の星形成活動の起源については明らかにされていない。本研究では、バースト的な星形成活動の原因として、銀河どうしの相互作用/
合体がどの程度寄与しているのかを調べるために、定量的指標を用いて形態解析を行い、銀河の形態と星形成活動の関係について調べた。

結果として、8,231 天体を解析に使用した。異なる星形成史をもつ銀河のそれぞれの天体数を表 1 に示す。

3

Analysis

SExtractor を用いてすばる望遠鏡 i’ バンドデータ
における解析範囲を設定し、その解析範囲を対応させた HST/ACS I バンドデータに対して、以下の 2つの形態指標の値を求めた。

3.1

非対称度 (Asymmetry：A)

非対称度 (Abraham et al. 1996; Conselice 2003)
は銀河の回転対称性を定量化した指標である。銀河用いたデータは、 COSMOS プロジェクトで得られ のある座標に対して、180 度回転した銀河の画像と、たデータ (COSMOS photometric catalog ver.2012) もとの画像との差の絶対値を全フラックスで割り、そである (Scoville et al. 2007)。COSMOS プロジェ れを 1/2 倍したもので定義される。
R
クトでは、2 平方度の天域を、ハッブル宇宙望遠鏡|−b
1 Σ|Iij − Iij(1)
A≡(Hubble Space Telescope : HST) の掃天観測用高性2
ΣIij
能カメラ (Advanced Camera for Surveys : ACS)
や、すばる望遠鏡の主焦点広視野カメラ Suprime- b はバックグラウンドの揺らぎによる見かけ上の非対Cam などを用いて、可視光帯全域に及ぶ撮像観測を 称性を補正する項で、

2

Data

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校b ≡ Σ|bij − bR
ij |

(2)

非対称度の値は、最もその値が低い座標で導出された値を採用し、その時の座標を中心とする合体している銀河は、合体していない銀河と比べて、非対称で乱れた形態をしている (Mihos & Hernquist 1996; Conselice 2003)。そのため非常に高い非対称性を示す銀河は相互作用/合体している銀河であると推定される。

3.2

4

Results

4.1

logA - log(CSB) 上に分布する銀河の形態

A と CSB の値を計算し対応する銀河の形態と分布図を図 5 に示した。

中心表面輝度比 (Central Surface
Brightness raito : CSB)

銀河の合体は、2 つ以上の銀河が 1 つの銀河にまとまる現象のため、相互作用/合体中の銀河は表面輝度の明るい部分が 2 つ以上に分かれた形態をしている可能性が高い。これまで、1 つの銀河内で、銀河の明
るい部分が 1 つにまとまっているのか 2 つ以上に分かれているのかを区別する方法は存在したが、2 つ以上の銀河が相互作用/合体している銀河に対して、明るい部分が 1 つにまとまっているのか 2 つ以上に分かれているのかを直接的に区別する方法はあまり提案されてこなかった。そこで、我々は合体銀河をより精度よく判別するために、中心表面輝度比 (Central
Serface Brightness raito; CSB) を導入した。CSB の
定義は、輝度分布重心の表面輝度の値 IG と、上位20%の表面輝度の平均値 < I20% > との比をとったものであり、次式で表される。

CSB ≡ ⟨∑

IG
20%
Ii
i

⟩

(3)

図 4: CSB が示す特徴
銀河の明るい部分が一つにまとまった銀河の場合(図 4 上)、輝度分布重心の明るさ IG は上位 20%の明るさの平均値 < I20% > と同程度の明るさのため
CSB ≃ 1 となるが、銀河の明るい部分が複数からなる銀河の場合では (図 4 下)、I20% に比べて IG は小さいため CSB の値は小さくなる。これにより銀河の明るい部分が一つにまとまった銀河なのか複数からなる銀河なのかを区別することができ、合体銀河を選出できると期待できる。

図 5: それぞれの logA,log(CSB) の値を持つ代表的な銀河の形態の画像
低い CSB, 高い A の値をもつ銀河は、非対称で表面輝度の明るい部分が 2 つ以上に分かれている形態をした銀河が多い。一方、高い CSB をの値をもつ銀河は、明るい部分が 1 つにまとまった形態をした銀河が多いことがわかった。

4.2

logA - log(CSB) 上に分布する銀河の形態

異なる星形成史をもつ銀河ごとに logA-log(CSB)の分布を調べ、相互作用/合体している銀河と Hubble
系列にのるような銀河の区別を、直線 log(CSB) =5.0 × logA + 3.5 で行なった (図 6)。この直線よりも右下に分布した銀河を相互作用/合体銀河とし、左上に分布した銀河を Hubble 系列銀河とした。
その結果、Old + Bursty SF 銀河において、低いCSB, 高い A の値をもつ銀河の割合が有意に高く、相互作用/合体している銀河と判定される銀河が、他の星形成史をもつ銀河よりも多いことがわかった。一方、Post-starburst 銀河は Continuous SF 銀河に比べて低い CSB, 高い A の値をもつ銀河の割合が少し高いが、分布は似た分布をとることから、その多くは Hubble 系列にのるような銀河であることがわかった。また、Passive 銀河は高い CSB, 低い A の値をもつ銀河の割合が高く、Hubble 系列にのるような銀河の中でもより対称性の高い銀河の割合が高いことがわかった。

5

Discussion

Old + Bursty SF 銀河は、その半分が相互作用/
合体している銀河と判定され、他の星形成史をもつ

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
しかし、Old + Bursty SF 銀河の中でも Hubble
系列にのるような銀河が存在する。これらの銀河は、バースト的な星形成活動をしているが、相互作用/合体銀河ではないことから、(1) バースト的な星形成活動は相互作用/合体以外の別のメカニズムによって引き起こされている。(2) 本当は相互作用/合体している銀河であるが、表面輝度の明るい部分がそれぞれ重なり合っていて 1 つに見え、相互作用/合体銀河として判定されなかった。(3) バースト的は星形成活動
は相互作用/合体で引き起こされたが、バースト的な星形成活動が収束する前に、形態の乱れが落ち着いた。などの可能性がある。
一方で、ほとんどの Post-starburst 銀河が Hubble
系列にのるような形態の銀河であることから、Poststarburst 銀河は、(1) 通常の星形成銀河が突然星形成活動をやめた状態の銀河である。(2) 相互作用/合体で引き起こされた星形成活動が急激に減衰する前に、形態の乱れが落ち着いた銀河である。などの可能性がある。

6

Future Work

筆者は銀河の合体現象が銀河進化に与える影響を解明するために、合体銀河の進行段階における星形成
活動の推移を調べることを考えている。そこで、様々な合体のパラメータを持つ銀河合体のシミュレーショ
ンデータを疑似観測し、それぞれの合体の進行段階において、これまでに開発した CSB などの指標の値がどのように変化するのかを調べる。これにより合体の進行段階とその指標の値との関係を見出し、実際の観測データから合体銀河のサンプル構築を目指す。

Reference
Abraham et al. 1996, MNRAS, 279, L47
Conselice et al. 2003, ApJS, 147, 1Ilbert et al. 2009, ApJ, 690, 1236
Koekemoer et al. 2007, ApJS, 172, 196
Lotz et al. 2004, ApJ, 128, 163
Madau & Dickinson 2014, ARA&A 52, 415
Mihos & Hernquist 1996, ApJ, 464, 641
Scoville et al. 2007, ApJS, 172, 1
Taniguchi et al. 2007, ApJS, 172, 9

図 6: 異なる星形成史をもつ銀河の logA-log(CSB)
図上の分布。直線は log(CSB) = 5.0 × logA + 3.5。
銀河と比べて、相互作用/合体している銀河の割合が高かった。このことから、Old + Bursty SF 銀河のバースト的な星形成活動には銀河の相互作用/合体が大きく寄与していることが示唆される。

——–index

a11

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

10 万個の SDSS スペクトルで探るアウトフロー・銀河関係
菅原悠馬 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
活発な星形成銀河では、恒星風や超新星爆発からのエネルギーや運動量により星間ガスが加速され、銀河ス
ケールのアウトフローが生じる。アウトフローは星形成を抑制し、銀河の進化を制御する役割を果たすと考えられている。過去の観測的研究において、中性ガスや電離ガスの金属吸収線から推定されたアウトフロー
速度は、星形成率 (SF R)、星質量 (M∗ )、星形成率面密度 (ΣSF R ) と正の相関があることが示されている。
しかし、アウトフローの駆動に本質的に必要な銀河の物理量については未だ議論が分かれる。私たちは Sloan

Digital Sky Survey (SDSS) で得られた 10 万個以上の星形成銀河のスペクトルを用いて、アウトフローと銀河の物理量の相関を調べた。まず SF R、M∗ 、u バンド有効半径 (rexp )、傾斜角、ダスト減光量の五つのパラメータに基づきスペクトルをビンに分け、信号雑音比が ∼ 150 となるように合成スペクトルを作成した。このスペクトル中の Na i D 吸収線をガウス関数でフィッティングし、Na i D の青方偏移量 ∆v を測定した。∆v
を ΣSF R に対してプロットしたところ、log(ΣSF R [M⊙ yr−1 kpc−2 ]) > −1.75 となる多くのスペクトルが∆v > 0 を示した。∆v の大きさは、星形成銀河がアウトフローを駆動できるかどうかを示す質的な指標である。そのため、この結果はアウトフローを駆動するためのしきい値が log(ΣSF R [M⊙ yr−1 kpc−2 ]) > −1.75であることを意味する。この値は古典的なしきい値 log(ΣSF R [M⊙ yr−1 kpc−2 ]) > −1 よりも 5 倍以上小さな値でアウトフローが駆動されることを示しており、星形成率面密度がより小さな銀河でもアウトフローが観測された過去の結果とも矛盾しない。また、ΣSF R に対する ∆v の分布は大きな分散を持っていた。そこ
δで、この分散を説明するパラメータを探すため、∆v を 10α SF Rβ M∗γ rexpというモデルでフィッティングし−0.5
たところ、ベストフィットモデルとして ∆v ∝ SF R0.3 M ∗0.4 rexpが得られた。このことから、アウトフローの駆動には星形成率面密度だけでなく、星質量も強い影響を持つといえる。

1

導入料である原子雲や分子雲などの冷たいガスが欠乏した星形成領域では、星の形成が抑制されることにな

激しい星形成活動を行なう銀河では、超新星爆発る。このようなネガティブフィードバックを通じて、や活動銀河核 (AGN) からエネルギーと運動量を与えアウトフローは銀河内部の星形成を制御する働きをられた星間物質が銀河の外へ吹き出し、銀河スケー持つと考えられている (Somerville & Davé 2015)。

ルのアウトフローとなる。アウトフローは分子雲か

また、アウトフローは銀河間物質の重元素量進化

ら高温 (∼ 108 K) ガスまで幅広い性質を持つガスでとも密接に関係している。遠方のクェーサーの吸収構成され、それぞれのガスは電波から X 線にわたる

線観測から、銀河間物質には多量の重元素が含まれ広い波長域で観測されている。(e.g., Veilleux et al.

ていることが分かった (Cowie & Songaila 1998)。重2005)。

元素は恒星内で生成されるので、銀河内部の恒星に超新星爆発により駆動される星形成銀河のアウトより作られた重元素が、アウトフローを通じて銀河

フローは、銀河の形成・進化を制御する重要な役割を間物質を汚染していると考えられる。このように銀担っていると考えられている。銀河内部で大規模な河スケールのアウトフローは銀河やその周辺環境に星形成が起きて数 Myr 経つと、大質量星の超新星爆

大きな影響を与えるため、それらの進化を解き明か発により星形成領域に存在する冷たいガスはアウト

す鍵となっている。

フローとして銀河の外へ吹き飛ばされる。星の原材

アウトフローの重要な物理量に、アウトフロー速度

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校と mass loading factor がある。アウトフロー速度は吸収線である NaID が強く生じるから、2. 近傍の爆

アウトフローガスが銀河の外に吹き出す速度であり、 発的星形成銀河は遠方の星形成銀河に性質が近いとアウトフローが銀河ハローの重力ポテンシャルを脱考えられ、赤方偏移進化を議論するのに有用だから、出できるかどうかに関わる量である。近年の観測での 2 点が挙げられる。近年ではハッブル宇宙望遠鏡

は、大質量銀河 (≳ 1010M⊙ ) のアウトフロー速度はハ に搭載された Cosmic Origin Spectrograph (COS) のローの脱出速度に比べて遅く、アウトフローガスはハ

観測により近傍銀河の 1000 Å から 2000 Å までのス

ローを脱出することなく再び銀河へと落ちていく可能ペクトルが得られ、紫外域の吸収線を用いたアウト性が指摘されている (e.g., Rubin et al. 2014)。mass

フローの観測結果が得られた (Heckman et al. 2015;

loading factor はアウトフローの質量放出率と星形成 Chisholm et al. 2015, 2016)。
率の比をとった量であり、銀河が単位星形成率、単位
このような観測から、アウトフロー速度と銀河の時間あたりに放出できるガスの質量、つまり銀河が星質量 (M∗ ) や星形成率 (SF R)、星形成率面密度

アウトフローを駆動する効率を表す。mass loading(ΣSF R ) の間に正の相関関係があることが明らかに

factor が大きいほど、アウトフローによるフィード
バックがよく効くと考えられる。これら二つの物理量はアウトフローをモデル化する際のパラメータとなった。しかし、銀河のどの物理量がどのようにアして使用されている (Somerville & Davé 2015)。しさいために、アウトフロー速度と一つの銀河の物理

かしアウトフロー速度と比較すると、mass loading

量の関係しか調べられていない。Chen et al. (2010)

ウトフロー速度に寄与するのかは未だ明らかではない。これまでの多くの研究ではサンプルサイズが小factor は観測量から導出ことが難しく (Heckman & は Sloan Digital Sky Survey (SDSS) の大規模な星形
Thompson 2017)、高分解能なスペクトルや高い信号 成銀河の分光データからサイズの大きなサンプルを雑音比 (S/N 比) が要求される。
構築してアウトフローを調べたが、アウトフロー速原子ガスや電離ガスのアウトフローは紫外域や可度と一つの銀河の物理量の関係を調べるに留まって視域において分光観測される。特に銀河自体の金属いる。本研究では 10 万個に及ぶ SDSS の星形成銀河

吸収線からアウトフローの物理量を導出する観測手のスペクトルを用いて、アウトフロー速度と複数の法は down the barrel と呼ばれ、数多くの文献で利用

銀河の物理量の関係を求めることを目指す。

されている (e.g., Heckman et al. 2000; Martin 2005;

Rupke et al. 2005a,b; Tremonti et al. 2007; Weiner
et al. 2009; Chen et al. 2010; Chisholm et al. 2015)。 2
銀河から観測者に向けてアウトフローが吹いている
とき、観測されるスペクトルにはアウトフローガスによる吸収が生じる。このとき、吸収線はドップラー効果によりアウトフロー速度に応じて青方偏移する。
双円錐状のアウトフローモデルを考えた場合には観測者と反対の向きにも銀河からアウトフローが放出されるが、そのガスは銀河の背景に回ってしまうた
めスペクトル中に吸収を生まない。よってアウトフ
ローガスによる吸収は青方偏移した成分のみとなる
ので、この成分を銀河の金属吸収線から抜き出すことでアウトフローの情報を得ることができる。
これまで down the barrel では爆発的星形成銀河 (starburst 銀河) のアウトフローがよく調べられてきた。その理由として、1. 超高光度赤外線銀河(ULIRG) はダスト吸収が大きいため、可視域の金属サンプル
星形成銀河のスペクトルは、SDSS DR7 (Abazajian

et al. 2009) の main galaxy sample (Strauss et al.
2002) から取得した。銀河の物理量 (M∗ や SF R など) は MPA-JHU カタログ 1 から引用した。星形成
2率面密度は ΣSF R = SF R/2πqrexp
で与えた。このとき、rexp は指数関数フィッティングにより求めた

u バンド長軸有効半径、q はそのときの楕円率である。ダスト減光 AV は Hα と Hβ の比から求め、傾斜角 i は r バンドの q と等級から Padilla & Strauss(2008) の結果に基づいて求めた。これらの物理量を用いて、[1] 0.05 < z < 0.18 の赤方偏移をもつ、[2]星形成をしている (Dn (4000) < 1.5)、[3] 円盤成分を持つ (f racDev < 0.8)、[4] BPT 診断図で星形成銀1 http://wwwmpa.mpa-garching.mpg.de/SDSS/DR7/

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
河の領域に属する、星形成銀河を選んだ。これらのを ∆v と定義する。Na i D 吸収線には、恒星による選択条件は Chen et al. (2010) に基づいている。最吸収成分、銀河中の星間物質による吸収成分、アウト

終的なサンプルサイズは 102,556 個となった。

フローによる吸収成分、共鳴散乱による輝線成分などが含まれている。これらの成分の中で吸収線が青方偏移する成分を生むのはアウトフローによる吸収

3

解析手法

成分のみである。また、赤方偏移した吸収を生み出個々の SDSS スペクトルは S/N 比が小さく吸収線解析ができない。そこで性質の似た銀河のスペクト
ルを足し合わせることで、S/N 比の高い合成スペク
トルを作成し解析する。サンプルを i、AV 、rexp 、M∗す要因としてインフローがあるが、インフローによる吸収の観測例は限られている (Rubin et al. 2014;

Chisholm et al. 2015)。よって、∆v は銀河がアウト
フローを持つかどうかを示す質的な指標となる。

ごとにビン分けし、S/N 比が 150 となるまで SF R
が小さな方からスペクトルを足し合わせた。得られた合成スペクトルの数は 1,251 個である。

4

結果と議論

z ∼ 0 では、アウトフローは銀河円盤に垂直な向き
Blázquez et al. 2006) を使って、pPXF (Cappellari に双円錐状に放出されており、その開口角は約 60◦ で次に 144 個の MILES 星種族合成モデル (Sánchez-2017) により合成スペクトルの連続光モデルを得た ある (Chen et al. 2010)。そのため、down the barrel
あと、連続光モデルで合成スペクトルを規格化した。 を使用すると edge-on 銀河よりも face-on 銀河でよ
だたし、MILES モデルの Na i D の恒星吸収成分は りアウトフローが観測されやすい。ここでは傾斜角
Voigt プロファイルでフィッティングして取り除いて i < 40◦ となる銀河を face-on 銀河と呼ぶ。
ある。つまり、ここで求めた連続光成分には Na i D
face-on 銀河の ∆v を ΣSF R の関数として図 1 に示
吸収線は含まれていない。

した。ΣSF R はアウトフローを駆動する条件としてよ銀河の吸収線をフィッティングする際のモデルにく使われる物理量である。図 1 は ∆v と ΣSF R の間のは、単純な Gauss 関数を使用する場合と、物理に基正の相関を示す。これは ΣSF R が大きくなるほど銀河づいたプロファイル (Rupke et al. 2005a) を使用すがアウトフローを持つ傾向が強いことを表す。図 1 でる場合がある。波長 λ における物理に基づいたプロ

は、log ΣSF R を 0.25 dex ごとのビンで区切ったときファイル Iout (λ) はの ∆v の平均値を丸で示した。log ΣSF R > −1.75 でIout (λ) = 1 − Cf + Cf exp (−τ (λ))
τ (λ) = τ0 exp{((λ − λout )c/λout b)2 }は ∆v の平均値は大きく増加する一方、log ΣSF R <(1) −1.75 では傾きが平坦となり、1σ の分散が ∆v =(2) 0 [km s−1 ] に触れている。このことより、log ΣSF R >と表され、このとき Cf は被覆率、τ は光学的厚さ、

τ0 は吸収線中心における光学的厚さ、λout は吸収線の中心波長、c は光速、b は Doppler 幅である。このとき自由なパラメータは λout , Cf , τ0 , b の四つであり、Gauss 関数よりも一つ多くなっている。また、このプロファイルを複数組み合わせて一つの吸収線をフィッティングすることもあるが (Chen et al. 2010;

Rubin et al. 2014)、自由パラメータが増えるので結果は不安定となる。
本研究では物理に基づくプロファイルは用いず、−1.75 のとき、84%以上の銀河が ∆v > 0 となる。∆v
が銀河がアウトフローを持つかどうかを示す質的な指標であることを考慮すると、この結果は銀河がアウ
トフローを駆動する条件が log ΣSF R > −1.75 であることを意味する。この条件はこれまで古典的に使用されてきた条件 log ΣSF R > −1 (Heckman 2002)
よりも 5 倍以上小さな値となっており、より小さなΣSF R でアウトフローが駆動できることを示す。
ΣSF R に対する ∆v は観測誤差より大きな分散を持つ (図 1)。これは ∆v を説明するパラメータとして ΣSF R 以外の物理量が存在する可能性を示唆する。

Gauss 関数で Na i D λλ5890,5896 吸収線をフィッテ
この分散を説明するパラメータを探すため、スペクィングし、吸収線中心の静止波長からの青方偏移量

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

0.2

log(rexp [kpc])
0.4
0.6

Reference
0.8

1.0

Cappellari, M. 2017, MNRAS, 466, 798

80

Chen, Y.-M., Tremonti, C. A., Heckman, T. M., et al.
2010, AJ, 140, 445

60∆v [km s−1]

Abazajian, K. N., Adelman-McCarthy, J. K., Agüeros,
M. A., et al. 2009, ApJS, 182, 543

Chisholm, J., Tremonti, C. A., Leitherer, C., Chen, Y.,& Woﬀord, A. 2016, MNRAS, 457, 3133

40

Chisholm, J., Tremonti, C. A., Leitherer, C., et al. 2015,
ApJ, 811, 149

20

Cowie, L. L., & Songaila, A. 1998, Natur., 394, 44

0Heckman, T. M. 2002, in Astronomical Society of the
Pacific Conference Series, Vol. 254, Extragalactic Gas
at Low Redshift, ed. J. S. Mulchaey & J. T. Stocke,292−20−2.0 −1.5 −1.0 −0.5 0.0log(ΣSFR [MO· yr−1 kpc−2])

Heckman, T. M., Alexandroﬀ, R. M., Borthakur, S.,
Overzier, R., & Leitherer, C. 2015, ApJ, 809, 147

図 1: ΣSF R の関数として表した face-on 銀河の ∆v 。
菱形は合成スペクトルの値、色の濃淡は rexp の大小をHeckman, T. M., Lehnert, M. D., Strickland, D. K., &Armus, L. 2000, ApJS, 129, 493
Heckman, T. M., & Thompson, T. A. 2017, ArXiv eprints, arXiv:1701.09062

示す。エラーは 1σ の不定性を表す。丸は横軸を 0.25
dex のビンで区切ったときの平均値であり、1σ の分散 Martin, C. L. 2005, ApJ, 621, 227
をエラーで表現した。丸のエラーが ∆v = 0 [km s−1 ]Padilla, N. D., & Strauss, M. A. 2008, MNRAS, 388,に触れる ΣSF R = 10−1.75 [M⊙ yr−1 kpc−2 ] に黒実
1321
線を引いた。
Rubin, K. H. R., Prochaska, J. X., Koo, D. C., et al.
2014, ApJ, 794, 156

トル合成に使用した物理量のうち SF R, M∗ , rexp をδ
用いて、∆v = 10α SF Rβ M∗γ rexpというモデルを用いてフィッティングした。得られたベストフィット
モデルは−0.46±0.09∆v ∝ SF R0.26±0.08 M ∗0.43±0.11 rexp

(3)2である。ΣSF R は SF R/2πqrexp
で計算されることを考えると、式 3 はアウトフローの駆動には ΣSF R に加えて M∗ の影響が大きいことを示す。
これまで ∆v を用いてアウトフローを調べてきたが、∆v はアウトフローを示す質的な指標に留まる。
今後はアウトフローの最大速度 vmax を求め、銀河の物理量との重回帰分析を行い、vmax を制御する銀河の物理量を求める。

Rupke, D. S., Veilleux, S., & Sanders, D. B. 2005a,
ApJS, 160, 87—. 2005b, ApJS, 160, 115Sánchez-Blázquez, P., Peletier, R. F., Jiménez-Vicente,J., et al. 2006, MNRAS, 371, 703
Somerville, R. S., & Davé, R. 2015, ARA&A, 53, 51
Strauss, M. A., Weinberg, D. H., Lupton, R. H., et al.
2002, AJ, 124, 1810
Tremonti, C. A., Moustakas, J., & Diamond-Stanic,
A. M. 2007, ApJL, 663, L77
Veilleux, S., Cecil, G., & Bland-Hawthorn, J. 2005,
ARA&A, 43, 769
Weiner, B. J., Coil, A. L., Prochaska, J. X., et al. 2009,
ApJ, 692, 187

——–index

a12

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

クランピートーラスからの X 線スペクトルモデルのSeyfert 1 銀河 IC 4329A への適用
小川 翔司 (京都大学大学院 宇宙物理学教室)

Abstract
銀河中心には超巨大ブラックホール (SuperMassive Black Hole: SMBH) が普遍的に存在し、SMBH と銀河は互いに影響を与え合いながら共進化してきたと考えられている。銀河進化という究極の課題を解明する上で、SMBH の進化を理解することが重要である。SMBH の進化の鍵を握るのが活動銀河核 (Active Galactic

Nucleus: AGN) である。AGN とは SMBH へ質量が降着することにより、莫大な重力エネルギーが放射エ
ネルギーへと変換され、銀河中心が明るく輝く現象である。AGN の構造は SMBH と降着円盤、それらを取り囲むダストトーラスから成る。このトーラスは銀河と SMBH をつないでおり、共進化の鍵となる。様々な観測結果からトーラスは多数のガスの塊から成る密度が非一様な構造 (クランピートーラス) であることが示
唆されている。赤外線ではクランピートーラスからのスペクトルモデルが既に作成されている。赤外線はダストの構造のみを反映する一方、X 線ではガスを含めた全物質の構造を知ることができる。しかし、X 線ス
ペクトルに適用可能なモデルは発展途上である。我々の研究室は X 線でのクランピートーラスモデルを作成しており、赤外線の結果と比較することができる。そこで我々は、近傍の Seyfart 1 銀河 IC 4329A に着目した。なぜなら、この天体は赤外線からトーラスの構造が調べられているからである。私達はこの天体にクランピートーラスからの X 線スペクトルモデルを適用することで、トーラスの赤道面での水素柱密度を推定した。さらに、銀河系の星間物質におけるダスト減光量と水素柱密度の比を仮定して、赤外線の結果と比較を行った。その結果、赤外線よりも X 線で求めた水素柱密度の値が 1 桁ほど小さく、トーラスでは銀河系星間物質よりガスに対するダストの比が大きいことが示唆された。

1

Introduction

間に存在し、SMBH への質量供給の役割を担っていると考えられる。すなわち、共進化を理解する上で、銀河中心には超巨大ブラックホール (SuperMassive

Black Hole: SMBH) が普遍的に存在し、SMBH と銀河は互いに影響を与え合いながら共進化してきたと考えられている (e.g., Magorrian et al. 1998)。銀河進化という究極の課題を解明する上で、SMBH の進化を理解することが重要である。SMBH の進化の鍵を握るのが活動銀河核 (Active Galactic Nucleus:

この構造を解明するのは重要である。
トーラスを調べるために我々は AGN を X 線で観測する。AGN を X 線で観測すると図 2 のような X 線ス
ペクトルが得られる。6.4keV のあたりに鉄の K α輝線が見られる。この鉄の輝線からトーラス内部の物理状態を推定することができる。トーラスから鉄輝線がどれだけ出るか知るためには、輻射輸送計算が必要でAGN) である。AGN とは SMBH へ質量が降着するある。X 線の分野では密度が一様なスムーストーラス
ことにより、莫大な重力エネルギーが放射エネルギーモデルが用いられてきた (Murphy & Yaqoob 2009、へと変換され、銀河中心が明るく輝く現象である。こIkeda et al. 2009)。しかし、スムーストーラスモデの現象を観測することによって、SMBH 成長の歴史
ルでは観測スペクトルが正確に再現できないなど問を調べることができる。
題があった (Tanimoto et al. 2018)。また様々な観測
図 1 は AGN の構造である。AGN は SMBH と降着結果から、トーラスは多数のガスの塊から成る密度
円盤、それらを取り囲むダストトーラス (以下、トーが非一様な構造 (クランピートーラス) であることがラス) から成る。このトーラスは、銀河と SMBH の示唆されている。赤外線ではクランピートーラスから

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: クランピートーラスモデルのパラメータ
パラメータ
パラメータ

NHEq

赤道面の水素柱密度σトーラスの厚みi

観測者の見込み角のスペクトルモデルが既に作成されている (Nenkova

et al. 2008a,b)。赤外線はダストの構造のみを反映する一方、X 線ではガスを含めた全物質の構造を知ることができる。しかし、X 線スペクトルに適用可能なモデルは発展途上である。
図 1: AGN の構造

2

Methods
私達の研究室ではモンテカルロ輻射輸送計算フレー

ムワーク MONACO(Odaka et al. 2011) を用いたモ
ンテカルロシミュレーションによりクランピートーラスからの X 線スペクトルを作成している (Tanimoto

et al. in prep.)。このモデルは赤外線 (Nenkova et
al. 2008) と同じ構造をしており、クランプの分布は赤道面を中心とした正規分布である。モデルの幾何構造は図 2 に、パラメータは表 1 に示した。

図 2: AGN の X 線スペクトル。横軸はエネルギー、
縦軸は強度を表す。青線が直接成分、赤線がトーラ
スからの反射成分、黒線が成分のトータルである。

図 3: クランピートーラスモデルの幾何構造2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 4: フィッティングの結果。横軸はエネルギー、縦軸は強度を表す。また点は観測されたスペクトル、線はモデルのスペクトルである。図の下側はモデルと観測値の誤差を示している。

3

Spectral Analysis
私達は、作成したモデルを近傍の Seyfart 1 銀河 IC

図 5: スペクトルモデル。横軸はエネルギー、縦軸は強度を表す。また青線は直接成分、赤線はトーラスからの反射成分、黒線は成分のトータルである。
減光量 A(V ) と水素柱密度 NH の比を仮定すると(NH /A(V ) ≈ 1.9 × 1021 atomscm−2 mag−1 ; Draine
2003) 赤外線の結果からは赤道面の水素柱密度はNHEq ≈ 3.7 × 1024 cm−2 と推定された。我々が X 線
Eqから求めた NHは 4.0 × 1023 cm−2 だったので、X

4329A へ適用した。何故なら、この天体は赤外線からトーラスの構造が調べられている (Ichikawa et al. 線の方が 1 桁ほど小さいという結果になった。この2015)。データには X 線天文衛「すざく」と NuSTAR ことは IC4329A のトーラスでは銀河系の星間物質よによる 2012 年の広帯域同時観測データを用いた。先 りガスに対するダストの比が大きいということを示
行研究 (Miyake et al. 2016) により直接成分と反射 唆する。トーラス領域でダスト生成が優位となる状
成分を入れてスペクトルフィッティングを行った。反 況が存在すると考えられる。
射成分は先行研究では一様な平面からの反射を考えているが、我々はクランピートーラスモデルを適用した。フィット結果を図 4、スペクトルモデルを図 5に示す。トーラスの厚み σ と観測者の見込み角 i は赤外線の結果よりそれぞれ σ = 40°、i = 4°と固定

5Conclusion

Seyfart 1 銀河 IC 4329A の観測スペクトルにクランピートーラスからの X 線スペクトルモデルを適用

してフィッティングを行い、トーラスの赤道面での水した。その結果赤道面の水素柱密度は赤外線から推Eq
素柱密度 NHを推定した。フィッティングの結果、 定される値より、今回 X 線から求めた値の方が小さ
赤道面の水素柱密度は NHEq ≈ 4.0 × 1023 [cm−2 ] と求いという結果になった。このことは IC 4329A のトー

まった。

ラスでは銀河系星間物質よりもガスに対するダストの比が大きいということを示唆する。

4

Discussion
赤道面の水素柱密度について、赤外線の結果から推定される値と X 線から求めた値で比較を行う。赤外線の結果からはダストによる減光量 A(V ) しかEq
求まらないので A(V ) と NHの比を仮定する必要がある。そこで、銀河系の星間物質におけるダスト

Reference
Magorrian, J., Tremaine, S., Richstone, D., et al. 1998,, 115, 2285
Nenkova, M., Sirocky, M. M., Ivezić, Ž., & Elitzur, M.
2008, , 685, 147

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Nenkova, M., Sirocky, M. M., Nikutta, R., Ivezić, Ž., &Elitzur, M. 2008, , 685, 160
Murphy, K. D., & Yaqoob, T. 2009, , 397, 1549
Ikeda, S., Awaki, H., & Terashima, Y. 2009, , 692, 608
Tanimoto, A., Ueda, Y., Kawamuro, T., et al. 2018, ,853, 146
Odaka, H., Tanaka, Y., Watanabe, S., et al. 2011, The
X-ray Universe 2011, 115
Ichikawa, K., Packham, C., Ramos Almeida, C., et al.
2015, , 803, 57
Miyake, K., Noda, H., Yamada, S., Makishima, K., &Nakazawa, K. 2016, , 68, S28

——–index

a13

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校吸収を受けた狭輝線セイファート１型銀河の研究
岩切 駿 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
宇宙に存在するほとんどの銀河の中心には超大質量ブラックホール (Supermassive Black Hole; SMBH) が存在すると考えられているが、その形成・成長といった進化過程についてはまだ分かっていない。SMBH の進化過程に迫るために、我々は狭輝線セイファイート１型 (Narrow-line Seyfert 1; NLS1) 銀河に着目した。

NLS1 は中心核に存在する SMBH が比較的小質量で極めて高い質量降着率を示す傾向にあることから、中心核に存在する SMBH は成長途上にあると言える。また、その中心核周辺には降着源となる物質が存在するはずであり、X 線で観測した場合スペクトルには吸収の兆候を示すことが期待されるが、そのような吸収を受けた NLS1 の観測例は少数である。そこで、本研究では、吸収を受けた NLS1 の観測例を増やすために、広帯域観測が可能な X 線天文衛星 Suzaku で観測された活動銀河核の中から、以下の特徴を示す天体を解析した。

(i) 可視光で明るいにも関わらず X 線で暗い NLS1 2 天体、(ii) 硬 X 線領域 (10−150 keV) のサーベイ発見
された FWHM(Hβ) < 2000 km s−1 の輝線幅を持つ 3 天体。これら 5 天体の、0.5−40 keV の帯域の X 線
スペクトル解析を行った。その結果、NLS1 のスペクトル解析でよく用いられるモデルに NH ∼ 1024 cm−2と言う強い吸収を受けた連続成分を加えることでスペクトルを再現できることが分かった。今後は、このス
ペクトル解析で得られた結果から、各成分の放射起源を明らかにすることにより、中心核構造を解明する。

1

Introduction
宇宙に存在するほとんどの銀河の中心核には、質量が 105−10 M⊙ にもなる超巨大ブラックホール (Super

massive black hole; SMBH) が存在すると考えられている。しかし、SMBH がどのように形成され成長してきたか、といった進化過程についてはまだ解明されていない。近年、SMBH の質量と母銀河のバルジの質量との間には強い相関が見つかり (Magorrian etal. 1998, Marconi & Hunt 2003)、母銀河と SMBHとは互いに影響を及ぼし合いながら共進化してきたと考えるに至った。しかし、その物理過程についても未解決問題となっており、SMBH の進化過程の解
明は、銀河-SMBH の共進化問題を明らかにする上でも非常に重要な課題であると言える。

SMBH の進化過程に迫るためには、現在成長途上にある SMBH を有する銀河を観測する必要がある。
そこで、我々が着目したのが狭輝線セイファート１型 (Narrow-line Seyfert 1; NLS1) 銀河である。NLS1
は、可視光スペクトルに (1)FWHM(Hβ) < 2000 km

s−1 、(2)[O III]/Hβ < 3、(3)[Fe II] 輝線が顕著に見られる、といった特徴を持った銀河として定義されている (Osterbrock & Pogge 1985)。また、X 線観測により、その強度は速い時間変動を示し (Leighly1999)、スペクトルの軟 X 線領域には超過成分 (softexcess) が見られる (Boller et al. 1996)。これらの観測的特徴から、NLS1 は中心に存在する SMBH の質
量が比較的小さく、質量降着率が極めて高い傾向にあると考えられる (MBH ∼ 106−7 M⊙ , λEdd ∼ 0.1 − 1;

Rakshit et al. 2017)。すなわち、NLS1 に存在する
SMBH は成長途上にあると言える。
NLS1 が高質量降着率を示すことから、その中心核周辺には降着源となりうる物質が存在するはずである。しかし、NLS1 の中心核を X 線で観測した場
合、多くの NLS1 で吸収の兆候は見られず、吸収を受けた NLS1 の観測例はごく少数である。そこで、高質量降着率を持つ NLS1 の物質分布を解明するために、吸収を受けていると想定される天体を選出し解析した。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Observations

3

Analysis & Results

1 で述べたように、NLS1 には質量降着源となる物

2 で選出した天体に対してスペクトル解析を行った。

質の存在が予想されることから、NLS1 の中心核か

データは DARTS1 で公開されているものを用い、スペらの放射光は、吸収に加えて反射も受けながら観測

クトルは HEAsoft 6.21 を使って、XIS と HXD/PIN

者の元に届くことになる。そのため、中心核周辺のの 2 つの検出器によるデータから 0.5−40 keV のエ物質の存在は、観測スペクトルに吸収・反射成分がネルギー帯域で作成した (SWIFT J0544.4−4328 は見られるか否かで確かめることができる。また、吸HXD での観測は行っていない)。スペクトル解析は

収成分は X 線領域の低エネルギー側で、反射成分はXSPEC 12.9 を用いて行い、スペクトルに対してモ高エネルギー側で見られるため、両成分を同時に観

デルをフィッティングし、χ2 検定でスペクトルの再測する広帯域での X 線観測が必要不可欠となる。

現性を評価した。フィッティングの手順としては、ま

そこで、本研究の観測装置として採用したのが、X

ず NLS1 のスペクトルによく用いられるモデルを基

線天文衛星 Suzaku である。Suzaku は、XIS と HXD

本モデルとし、5 天体のスペクトルに適用した。基本の 2 種類の検出器を搭載しており、それぞれ 0.2−12モデルは (吸収を受けた) べき関数成分と soft exesskeV、10−600 keV のエネルギー帯域で観測可能で の 2 成分で構成されている。soft excess に関してはある。本研究では、Suzaku の観測データリストから 放射起源は分かっておらず、黒体放射成分や吸収を受
Osterbrock & Pogge (1985) の定義に従って NLS1 を けていないべき関数成分がよく用いられる (Leighly
抽出し、以下の基準により、吸収を受けた NLS1(サ1999, Boller et al. 1996)。また、6.4 keV 付近に残差ンプル) を選出した。(i)X 線天文衛星 ROSAT で観が見られた場合は、Fe Kα 輝線を仮定した輝線成分

測した NLS1 64 天体 (Véron-Cetty et al. 2001) の可と Fe Kα 輝線が発生する物質による反射成分を追加

視光等級-X 線フラックス関係から、可視光で明るいした。反射成分に関しては、べき関数成分との強度比にも関わらず X 線で暗い天体、(ii) ガンマ線バースが分からないため、両成分を同じ比で表したモデル

ト観測衛星 Swift に搭載された検出器 BAT で観測し(pexrav, relrefl = 1; Magdziarz & Zdziarski 1995)

た天体のうち、10 keV 以下で詳細な解析が行われてを使用した。その結果、SWIFT J0544.4−4328 に関いない天体。(i) は、Véron-Cetty et al. (2001) のサ

しては、基本モデルのみでスペクトルを再現するこ

ンプルの可視光-X 線関係に正の相関が見られたこととができたが、残りの 4 天体は硬 X 線領域に残差がと、ROSAT の観測エネルギー帯域が 0.1−2 keV で見られた。そこでこれら 4 天体に対して、基本モデルあったことから、可視光で明るく X 線で暗い天体はとは異なる吸収量の連続成分を追加した。この時、Fe

低エネルギー側で吸収を受けていると判断した。(ii)Kα 輝線が見られた Mrk 1239、IRAS 05262+4432、は、Swift/BAT の観測エネルギー帯域 10−150 keV

2MASX J15115979−2119 には吸収を受けた (べき関の硬 X 線領域で検出されるほど明るいにも関わらず、 数＋反射) 成分 (pexrav, relrefl = 1) を、そうでない

10 keV 以下では未検出もしくは詳細に解析されてい SWIFT J2248.8+1725 には吸収を受けたべき関数成ない天体はやはり吸収を受けているものと判断した。 分を使用した (べき関数成分の光子指数 Γ は基本モ(i), (ii) の選出基準と Suzaku で観測した NLS1 デルと同じ値にした)。最後に、Mrk 1239 と IRASとを照合した結果、(i) では Mrk 1239 と IRAS 05262+4432 では低エネルギー側に輝線成分を複数追
05262+4432、(ii) で は 2MASX J15115979−2119 加した。その結果、いずれの天体も χ2ν < 1.25 でスペが 選 出 さ れ た 。ま た 、Swift/BAT で 観 測 さ れ た クトルを再現できた。サンプルのベストフィットモデ
SWIFT J0544.4−4328、SWIFT J2248.8+1725 は ルでのフィッティング結果を図 1 に示す。黒、赤、青
FWHM(Hβ) < 2000 km s−1 、[O III]/Hβ > 3 と、 はそれぞれ XIS/FI、XIS/BI、HXD/PIN に対応す
NLS1 ではないが NLS1 と似た性質を持っていたたる。上段の＋字点、実線、点線はそれぞれ観測データ、

め、これら 2 天体も加えて合計 5 天体をサンプルとデータにフィッティングしたモデル、モデルの成分を、した (表 1)。

1 https://darts.isas.jaxa.jp/astro/suzaku//public list/public seq7.html

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: サンプル

Name

Obs ID

z

(1)

(2)

(3)

(

NH, Gal
10

20

cm

(4)

−2

)

FWHM(Hβ)()
km s−2[O III]/Hβ

Reference

(5)

(6)

(7)

SWIFT J0544.4−4328

709005010

0.045

3.76

1000

4.50

1

SWIFT J2248.8+1725

709004010

0.086

6.78

1000

6.35

1

Mrk 1239

702031010

0.020

3.47

1075

1.29

2

IRAS 05262+4432

703019010

0.033

31.9

740

0.35

2

2MASX J15115979−2119

706010010

0.045

8.34

1480

1.00

3

Notes. (1): 天体名; (2): 観測 ID; (3) 赤方偏移; (4): 銀河系内の水素柱密度; (5): Hβ 輝線の半値幅; (6): [O III]λ5007 と Hβ 輝線とのフラックス比; (7): (5), (6) の参考文献.
References. (1): Parisi et al. (2014); (2): Véron-Cetty et al. (2001); (3): Panessa et al. (2011).

下段はデータとモデルとの残差を示す。また、ベスト
フィットモデルでのフィッティングパラメータを表 2に示す。図 1, 表 2 より、本研究で解析した天体の X
線スペクトルには、(I) 吸収を受けた連続成分と (II)
黒体放射成分が含まれていた。(I) は Γ = 1.69 − 2.79と NLS1 で見られる典型的な値 (Γ ∼ 2.2) を得たが、NH = 1021.3−22.7 cm−2 と低エネルギー側で吸収を受けていることが確認された。(II) は温度 kT = 0.08 −0.20 keV とこちらも典型的な値 (kT ∼ 0.1 keV) をとった。また、SWIFT J0544.4−4328 を除いた 4 天体に関しては、(I), (II) の成分に加えて、(III) 強い吸収を受けた連続成分が含まれていることが分かった。

(III) は、NH = 1023.2−24.2 cm−2 の吸収を受けており、この成分によって 10 keV 以上の高エネルギー側のスペクトルは再現できている。

4

Discussion
3 より、本研究のサンプルの X 線スペクトルは、低

図 1: X 線スペクトル

エネルギー側で吸収を受けており、高エネルギー側には反射成分やべき関数成分といった連続成分が見を受けた直接成分＋散乱成分や、2 種類の吸収 (部分られた。低エネルギー側と高エネルギー側で上記の吸収) を受けた連続成分が想定される。中心核周辺に成分が確認されたことから、本研究で解析した天体

物質が存在することは明らかになったので、今後は、の中心核周辺には SMBH への質量降着源となりうる

その物質がどのように分布すれば今回のようなスペ物質が存在すると言える。また、5 天体中 4 天体に関クトルが得られるのか、といった各成分の放射起源

しては、NH ∼ 1022 cm−2 と NH ∼ 1024 cm−2 の 2を明らかにする。さらに、本研究のサンプルを含む

種類の吸収を受けた連続成分が含まれていることが分かった。これら 2 成分の放射起源としては、吸収吸収を受けた NLS1 の中心核構造の解明も行う。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: フィッティングパラメータ

Name

Γ

kT

log NH1

log NH2log FX

log LX

(5)

(6)

(7)

···

−12.05+0.02−0.02−11.57+0.01−0.01−12.07+0.02−0.01−11.88+0.02
−0.01
+0.01
−10.94−0.01

43.49+0.01
−0.01

(keV)
(1)
SWIFT J0544.4−4328
SWIFT J2248.8+1725
Mrk 1239
IRAS 05262+4432
2MASX J15115979−2119

(2)

(3)

(4)

+0.18
1.69−0.20+0.15
1.97−0.14+0.4
2.8−0.5
2.40+0.23−0.16
1.73+0.05−0.04

0.13+0.06
−0.04
+0.56
0.20−0.07
0.138+0.011−0.013+0.12
0.13−0.11
0.075+0.022−0.01722.72+0.07−0.06
22.28+0.12−0.10
22.00+0.15−0.22

23.62+0.04−0.04

21.3(< 21.8)

23.89+0.22−0.19

21.34+0.02−0.04

24.18+0.11−0.07

23.15+0.11−0.15

43.70+0.08−0.09
42.67+0.05−0.04
42.9+0.5−0.4
43.78+0.16−0.17

Notes. (1): 天体名; (2): 光子指数; (3): 黒体温度; (4) 基本モデルに対する水素柱密度, (5): 追加成分に対する水素柱密度; (6): 観測フ
ラックス (2-10 keV); (7): 吸収を補正した光度 (2-10 keV).

5

Conclusion
本研究では、SMBH の進化過程を探ることを目的として、成長途上の SMBH を有するとされる NLS1の X 線スペクトル解析を行った。NLS1 の示す性質から、NLS1 は X 線領域で吸収を受けているはずであり、そのような吸収を受けた NLS1 の存在を確かめるためには、広帯域での X 線観測が必要であった。
そこで、本研究では、Suzaku で観測した天体の中から、5 天体を選出して 0.5-40 keV の広帯域でスペク
トル解析を行った。その結果、解析天体のスペクト
ルは、典型的な NLS1 が持つ特徴が見られた一方で、
低エネルギー側で吸収を受けていた。また、高エネ
ルギー側には反射成分が見られたものもあったことから、吸収や反射を受けるための物質が存在することが明らかになり、この物質によって高い質量降着率を示していると考えられた。また、高エネルギー側のスペクトルは 2 種類の吸収を受けた連続成分で構成されており、複雑なスペクトルであることも分かった。今後は、これらの成分の放射起源を解明するとともに、中心核構造を明らかにする。

Reference
Boller, T., Brandt, W. N., & Fink, H. 1996, A&A, 305,
53
Leighly, K. M. 1999, ApJS, 125, 317
Magorrian, J., Tremaine, S., Richstone, D., et al. 1998,
AJ, 115, 2285
Marconi, A., & Hunt, L. K. 2003, ApJL, 589, L21

Magdziarz P., & Zdziarski A. A. 1995, MNRAS, 273,
837
Osterbrock, D. E., & Pogge, R. W. 1985, ApJ, 297, 166
Panessa, F., de Rosa, A., Bassani, L., et al. 2011, MNRAS, 417, 2426
Parisi, P., Masetti, N., Rojas, A. F., et al. 2014, A&A,
561, A67
Rakshit, S., Stalin, C. S., Chand, H., & Zhang, X.-G.
2017, ApJS, 229, 39
Véron-Cetty, M.-P., Véron, P., & Gonçalves, A. 2001,
A&A, 372, 730

——–index

a14

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

高光度赤外線銀河 NGC 5135 が持つ隠された活動銀河核の広帯域 X 線観測山田 智史 (京都大学大学院 宇宙物理学教室)

Abstract
高光度赤外線銀河 (LIR(8−1000µm) > 1011 L⊙ ) はガスを豊富に持ち、星形成が活発であることから、進化段階の銀河として注目されてきた。中心領域に存在する活動銀河核 (Active Galactic Nucleus; AGN) の性質を調べることは、銀河とその中心の巨大ブラックホールの共進化を解明する上で重要である。しかし、これらの中心核構造はガスやダストに深く埋もれているため、AGN の観測が困難である。そこで鍵を握るのが透過力の高い硬 X 線 (> 10 keV) である。本研究では、近年に X 線天文衛星 NuSTAR (3–79 keV) によって観測された、合体由来でない高光度赤外線銀河 NGC 5135 (z = 0.014) に着目した。この天体は Compton-thickAGN (水素柱密度が > 1024 cm−2 ) を持つことが知られている (Singh et al. 2012)。そこで我々は、X 線衛
星 NuSTAR 、Chandra 、Suzaku のデータを用いて、広帯域 X 線スペクトル解析 (0.5–50 keV) を行った。ク
ランピートーラスモデル (Tanimoto et al. in prep.) を適用することで、非常に埋もれた AGN を持つことが分かった（水素柱密度 NH ∼ 6 × 1024 cm−2 )。さらに、AGN の X 線光度 (L2−10keV ≈ 6.7 × 1042 erg s−1 )(int)は中間赤外線の結果と一致しており、得られたエディントン比 λEdd ∼ 0.06 は、合体由来の Compton-thick

AGN を持つ超/高光度赤外線銀河 (e.g., UGC 5135, Mrk 463) ほど大きくないことが分かった。

1

Introduction

原因となって星形成や AGN の活動が決まるのかが分かっていない。従って、宇宙の歴史における銀河

超/高光度赤外線銀河 (Ultra-Luminous/Luminous

Infrared Galaxies; U/LIRGs) は、莫大な赤外線光度 (LIR(8−1000µm) > 1012 L⊙ 、及び、LIR = 1011 −

1012 L⊙ ) を持ち、近傍宇宙において最も明るい天体である。赤方偏移が z < 1 では珍しい天体であるが、z ∼ 2−3 では星形成活動のほとんどを担っており、銀河進化を理解する上で重要な天体である。U/LIRGsのエネルギー源は、活発な星形成や、SMBH への質
量降着によって非常に明るく輝く活動銀河核 (Active

Galactic Nucleus; AGN) である。
U/LIRGs の多くは、ガスが豊富な銀河同士の合体によって生じる (Hopkins et al. 2008)。なぜなら、合体ではガスやダストが高密度となり、角運動量を損失することで星形成や SMBH への急激な質量降着が促されるからである。合体由来の U/LIRGs は、銀
河間距離が小さくなるにつれて、星形成や AGN が活性化されることが解明されつつある (e.g., Ricci etal. 2017)。一方、合体由来ではない U/LIRGs も同様に多く存在する。しかし、これらの天体では何が進化を理解するためにも、近傍にある合体由来でな
い U/LIRGs を個々に調べていくことは重要である。

U/LIRGs の中でも最も星形成や AGN が活発な銀河では、中心領域がガスやダストに深く埋もれた Compton-thick AGN (水素柱密度が NH >1024 cm−2 ) を持つものが多くなる。そのため、AGN
からの放射、つまり可視光や紫外線はガスやダスト
によってほとんど吸収されてしまう (図 1)。そこで鍵を握るのが、透過力の高い X 線を用いた観測である。特に、硬 X 線 (> 10 keV) は吸収を受けにくく、

AGN からの放射を直接的に観測できるため、非常に有用である。そこで我々は、2012 年に打ち上げられた X 線天文衛星 NuSTAR (3–79 keV) による高精度なスペクトルを用いて、合体由来でない U/LIRGsが持つ AGN について調査を行なった。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: U/LIRGs の模式図。中心領域の星形成 (Star-

burst; SB) や AGN は、高密度なガスやダストに全体を覆われており、多くの光が赤外線で再放射されるため、赤外線で非常に明るい。

2

X-ray Observations
本研究では、近年に X 線衛星 NuSTAR によって

図 2: Chandra 衛星によって得られた、NGC 5135の X 線イメージ (0.4–8 keV)。中心領域には、北側にAGN、南側に激しい星形成が存在する。図は Levenson et al.(2004) を改変した。
成分、トーラスによる反射成分に分ける。直接成分
はトーラスを通過して届く成分で、吸収を掛けたべ観測された、近傍の LIRG である NGC 5135 (z =き関数で近似する。散乱成分は、ダストトーラスの0.014) に着目した。この天体は合体由来ではない棒 上下を取り囲む狭軌線領域で散乱して届く成分であ渦巻銀河 (SBab 型) であり、赤外線光度は LIR = り、吸収を受けないべき関数で近似する。反射成分

2.1 × 1011 L⊙ である (Colina et al. 2015)。X 線衛星 はトーラスで反射して届く成分で、計算は複雑であChandra を用いた先行研究からは、中心核領域に激し り、トーラスの形状によるため、クランピートーラ
い星形成と、非常に深く埋もれた Comton-tihck AGN

スモデル (Tanimoto et al. in prep.) を適用した。この存在が確認されている (Levenson et al. 2004; 図のモデルは、ガスのクランプが赤道面を中心とした2)。さらに X 線衛星 Suzaku による追観測から、硬 X 正規分布に従って配置されており、密度が非一様な線を含めたスペクトル解析により AGN の物理量 (水 モデルである (Tanimoto 銀河-c4 の講演を参照）。さ
素柱密度、X 線光度) に制限が与えられた (Singh et

らに、星形成成分として、高温プラズマの熱放射を

al. 2012)。しかし、Suzaku/HXD-PIN で得られた硬 加えている。以上の 4 つの成分で、NGC 5135 全体
X 線のフラックス (15–50 keV) は検出限界ぎりぎり から放射される X 線スペクトルとした。
であり、不定性が非常に大きかった。そこで、今回は、フィット結果を図 3 に示す。スペクトル解析から、より優れた感度を持つ NuSTAR を用いた。以上より、 トーラスの厚み（標準偏差角度）は σ ∼ 30◦ であ
今回の解析には、NuSTAR/FPMs、Chandra/ACIS、 り、視線方向の水素柱密度は ∼ 6 × 1024 cm−2 であSuzaku/FI-XISs、Suzaku/BI-XIS による広帯域 X 線 ることが分かった。これは、NGC 5135 は非常に深スペクトルを用いた (0.5–50 keV)。
く隠された Compton-thick AGN を持つが、トーラ
スは全体を覆うほどには発達していないことを示唆

3

X-ray Spectral Analysis
AGN の構造を明らかにするために、次のような

AGN モデルを用いてスペクトルフィッティングを行なった。まず、1 つの AGN 成分を、直接成分、散乱する。さらに、吸収補正した 2–10 keV の X 線光度
は L2−10keV ≈ 6.7 × 1042 erg s−1 であることが分
(int)

かった。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校測定されているので、Satyapal et al.(2007) の変換式
(AGN)を用いて、AGN による bolometric 光度 Lbol∼

1.2 × 1044 erg s−1 が求まる。さらに、SMBH 質量
MBH ∼ 1.7 × 107 M⊙ (Izumi et al. 2016) を用いて、エディントン比を λEdd ∼ 0.06 と見積もることができる。一方、bolometric 光度と X 線光度の比 (2–10 keV bolometric correction) は ∼ 18 と求まる。これは Vasudevan et al.(2007) から期待される値とも良く一致している (図 4)。以上の議論から、今回求めた X 線光度は他の波長による結果ともよく一致していることが分かった。
図 3: NGC 5135 の X 線スペクトルとベストフ

最後に、合体由来の Compton-thick AGN を持ィットモデルの結果。黒、赤、緑、青の線はそれぞ

つ U/LIRGs (e.g., UGC 5101 - Oda et al. 2017;

れ、 NuSTAR/FPMs、Chandra/ACIS、Suzaku/FI-

Mrk 463 - Yamada et al. 2018) と比較すると、エディ

XISs、Suzaku/BI-XIS のデータを示している。

ントン比は大きくないことが分かった。これは、ガスやダストの角運動量損失が、銀河同士の合体によって4

Discussion
前章では、NGC 5135 の水素柱密度と X 線光度を求めた。NuSTAR による硬 X 線スペクトルを新たに加えたことで、水素柱密度は先行研究よりも数倍大
きく、非常に深く埋もれた Compton-thick AGN を

効率的に行われることと矛盾しない結果である。今後は、NuSTAR 衛星によって観測された U/LIRGs
を系統的に調査することで、銀河の合体による影響
や、U/LIRGs における銀河と SMBH 進化の相関関係を探る。

持つことが示唆された。さらに、X 線光度は先行研
究よりも 1/3 ほど小さい値を得られた。

NuSTAR のスペクトルを加えた今回の結果が、先行研究の値よりも改善されているのかを確かめるた
め、まずは AGN トレーサーである 12 µm の光度を用いた。12 µm はトーラスから放射され、AGN 由来の X 線光度と相関がある。また、中間赤外線はダス
トによる吸収を受けにくいため、母銀河の星間物質による減光がほぼ無視できる。そこで、NGC 5135 では

L12µm = 1.1 × 1043 erg s−1 (Garcı́a-González et al.
2017) が測定されているので、Asmus et al.(2014)と Gandhi et al.(2009) が与える変換式を用いて、

L2−10keV ∼ (5 − 7) × 1042 erg s−1 が得られる。こ(int)の結果は本解析の X 線光度ともよく一致している。 図 4: AGN における 2–10 keV bolometric correction
さらに、X 線光度を中間赤外線の狭軌線 [Ne V] とエディントン比の相関図。NGC 5135 の結果は赤14 µm の光度とも比較する。[Ne V] 輝線は、SMBH のダイヤモンドで示している。図は Vasudevan et al.
近傍の降着円盤から出る紫外線が、狭軌線領域にあ (2007) を改変した。
るネオンを電離することで生じる。そのため、[Ne V]
輝線は AGN の紫外線光度を反映する。NGC 5135
については、Lamassa et al.(2012) で [Ne V] 光度が

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
我々は Compton-thick AGN を持ち、合体由来でない LIRG である NGC 5135 について、広帯域 X 線
スペクトル解析を行なった。X 線解析には NuSTAR 、

Chandra 、Suzaku 衛星のデータを用いた。その結果、過去最高精度で視線方向の水素柱密度と X 線光度を見積もることができ、先行研究よりもさらに深く埋もれた Compton-thick AGN を持つことが分かった。これらの結果は中間赤外線 12 µm や [Ne V] 14 µm の結果とも一致している。さらに、合体由来で Compton-

thick AGN を持つ U/LIRGs (e.g., UGC 5101, Mrk463) と比べるとエディントン比が大きくないことが分かった。今後は、NuSTAR によって観測された

U/LIRGs を系統的に調査することで、銀河の合体による影響、U/LIRGs における銀河と SMBH の進化の相関関係を探る。

Acknowledgement
本研究にあたってご指導頂いている京都大学の上田佳宏先生、谷本敦先輩に心から感謝申し上げます。
また、谷本先輩、東京大学の小高裕和様、尾道市立大学の川口俊宏様、広島大学の深沢泰司様には、クランピートーラスモデルの提供等多くのお力添えを頂きました。ありがとうございました。

Reference
Asmus, D., Hönig, S. F., Gandhi, P., Smette, A., &Duschl, W. J. 2014, MNRAS, 439, 1648
Colina, L., Piqueras López, J., Arribas, S., et al. 2015,
A&A, 578, A48
Gandhi, P., Horst, H., Smette, A., et al. 2009, A&A,
502, 457
Garcı́a-González, J., Alonso-Herrero, A., Hönig, S. F.,
et al. 2017, MNRAS, 470, 2578
Hopkins, P. F., Hernquist, L., Cox, T. J., & Kereš, D.
2008, ApJS, 175, 356
LaMassa, S. M., Heckman, T. M., Ptak, A., et al. 2012,
ApJ, 758, 1

Levenson, N. A., Weaver, K. A., Heckman, T. M.,
Awaki, H., & Terashima, Y. 2004, ApJ, 602, 135
Oda, S., Tanimoto, A., Ueda, Y., et al. 2017, ApJ, 835,
179
Ricci, C., Bauer, F. E., Treister, E., et al. 2017, MNRAS, 468, 1273
Satyapal, S., Vega, D., Heckman, T., O’Halloran, B., &Dudik, R. 2007, ApJL, 663, L9
Singh, V., Risaliti, G., Braito, V., & Shastri, P. 2012,
MNRAS, 419, 2089
Vasudevan, R. V., & Fabian, A. C. 2007, MNRAS, 381,
1235
Yamada, S., Ueda, Y., Oda, S., et al. 2018, ApJ, 858,106

——–indexa15

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam を用いた塵に覆われた銀河の可視光線における統計的性質
登口 暁 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
Dust-obscured galaxies (DOGs) は可視光線に比べて中間赤外線が 1000 倍以上明るい銀河である。この天体の形成を説明するシナリオとして、ガスを多く含んだ銀河同士の合体シナリオがある。このシナリオにおいて、 DOGs はクエーサーへ進化する前の塵に覆われた星形成段階と塵に覆われた AGN 段階に対応していると考えられている。即ち、 DOGs はクエーサーの形成と進化を研究する上で重要な天体である。そこ
で、本研究ではすばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam で得られたデータをもとに、近赤外線や中間赤外線のデータと組み合わせることで大規模な DOGs サンプルを構築し、DOGs の可視光線帯の統計的性質の調査をした。その結果、 53 平方度の天域中に 427 天体の DOGs を発見した。選出された DOGs を、 SED 情報により星形成活動が支配的な天体と AGN 活動が支配的な天体に分類し、それぞれの可視光線における性質を調査したところ、星形成段階にある DOGs は観測者系の可視光線帯の SED では赤く、それに比べるとAGN 段階にある DOGs の可視光線帯の SED が相対的に青いことが解った。これは塵の減光量で DOGsの色が決まると仮定すると、前述のガスを多く含んだ銀河同士の合体シナリオに合致する結果である。また、

AGN 活動が支配的な DOGs の中に可視光線帯で極めて青い DOGs (Blue-excess DOGs; BluDOGs) が複数存在することを発見した。この特異的な天体の解釈として、こうした BluDOGs では中心の AGN からの光が塵の間から漏れ出していると考えられる。

1

Introduction
銀河進化を理解する上で注目されている観測事実として、超巨大ブラックホール (super massive black-

AGN 活動によりを覆っていた塵が吹き飛ばされて、塵の晴れた AGN (=クエーサー) へ進化すると考えられている (Hopkins et al.

2008)。即ち、クエーサーの形成と進化を研究する上で塵に覆われた SF

hole; SMBH) の質量とその SMBH を持つ母銀河の段階と AGN 段階は重要な段階である。
星質量の間に見られた相関関係がある (e.g., Magor塵に覆われた SF 段階と AGN 段階を研究するた
rian et al. 1998)。この関係から、 SMBH とそのめに、先行研究では dust-obscured galaxies (DOGs:
母銀河はお互いに影響を及ぼしあいながら成長して
Dey et al. 2008) と呼ばれる、可視光線の R バン
きた可能性が示唆されている (SMBH と母銀河の共ドのフラックスよりも中間赤外線の 24 µm バンド
進化; e.g., Kormendy & Ho 2013)。しかし、こののフラックスが 1000 倍以上も明るい天体に着目す
共進化がどのような物理プロセスで生じているのか、ることで、効率よく塵に覆われた SF 段階や AGN
その実態は未だに理解されていない。この問題を解段階の天体を発見した。また、すばる望遠鏡の可視決する一つのシナリオとして、ガスを多く含む銀河
光線超広視野主焦点カメラ (Hyper Suprime-Cam;
同士の合体シナリオがある。ガスや塵を多く含んだ
HSC: Miyazaki et al. 2018) を用いたすばる戦略枠
銀河同士の合体が生じると、合体した銀河は塵に覆観測 (Subaru Strategic Program; SSP) によるサー
われた活発な星形成 (star-formation; SF) の段階を
ベイの初期データと中間赤外線の全天探査衛星 Wide経験し、その後で銀河中心に降着する物質によってfield Infrared Survey Explorer (WISE; Wright et al.
SMBH 周りが明るく輝く、塵に覆われた活動銀河核
2010) のデータを用いて、 Toba et al. (2015) では(active galactic nucleus; AGN) 段階になる。そして、
DOGs を効率良く広範囲で選出した。しかし、 HSC-

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
SSP の初期データでは観測領域が ∼ 10 deg2 と狭 れぞれの 5 σ 限界等級は観測領域によって異なるが、
く、観測された広帯域フィルターが 2 バンドしかな 19.6, 19.3, 16.4, 14.5 AB mag より良い。
かった事から、可視光線の統計的性質の議論ができなかった。
本研究では、 HSC-SSP データと WISE データを

2.2

Clean samples

用いて、 DOGs の可視光線の統計的性質を調査し、各カタログのクロスマッチを行う前に、明るい天体
DOGs の持つ塵の統計的性質からガスを多く含んだ の近くで天体内のピクセルが影響を受けているもの
同質量程度の銀河同士の合体シナリオにおける天体 や、宇宙線の影響を受けているものなどをそれぞれの変遷について考察する。
のカタログデータから除外した “クリーンサンプル”と呼ばれるサンプルを作成する。HSC-SSP S16A カ

2

Sample selection

2.1

Catalogs

本研究の広範囲 DOGs 探査には可視光線と中間赤
外線のカタログデータとして、 HSC-SSP と WISE

タログデータ (294,392,329 天体) のクリーンサンプ
ルは 12,275,212 天体になる。VIKING DR2 カタロ
グデータ (46,270,162 天体) のクリーンサンプルは

13,455,180 天体になる。ALLWISE カタログデータ(747,634,026 天体) のクリーンサンプルは 9,439,990
天体になる。

のカタログデータを用いた。しかし、 HSC と WISEには空間分解能に大きな差がある (それぞれ、 0.6” と12”) 。そこで、 Toba et al. (2015) で採用された、 2.3

Cross-matches and selection

近赤外線の広域サーベイである VISTA Kilo-degree

まず、 HSC クリーンサンプルと VIKING クリー
Infrared Galaxy survey (VIKING; Arnaboldi et al. ンサンプルでサーチ半径 1” でクロスマッチを行っ
2007) のカタログデータ (空間分解能が 1”) より、可 た。ここでのクロスマッチではサーチ半径内にある視光線から近赤外線にかけて赤い天体だけをまず選 天体の中で最も位置が近いもの同士でのマッチング
ぶことで DOGs 候補天体を絞り込む方法を本研究に を行った。その結果、 1,082,644 天体をマッチングも使用する。

した。

可視光線のカタログデータとして可視光線大規模

次に、可視光線から近赤外線にかけて赤いスペク

サーベイデータである、 HSC-SSP S16A カタログ

トルを示す天体を選出するために (i − Ks)AB ≥ 1.2

データを使用した。このカタログには、 g, r, i, z, y

(Toba et al.

バンドの 5 つの広帯域フィルターの測光情報が掲載

果、 521,432 天体が選出された (HSC-VIKING サ

されており、それぞれの 5 σ 限界等級は 26.5, 26.1,

ンプル)。

2015) という条件を課す。その結25.9, 25.1, 24.4 AB mag である。
近赤外線のカタログデータとして近赤外線大規模

リーンサンプルでサーチ半径 3” でクロスマッチをサーベイデータである、 VIKING DR2 カタログデー

行った。その結果、 1,435 天体をマッチングした。

タを使用した。このカタログには Z, Y , J, H, Ks

最後に、DOGs の定義である (i−[22 µm])AB ≥ 7.0

バンドの 5 つの広帯域フィルターの測光情報が掲載(Toba et al. 2015) を満たす天体を選出する。その結果、 427 天体が DOGs として選出された。

されており、それぞれの 5 σ 限界等級は 23.1, 22.3,

その後、 HSC-VIKING サンプルと ALLWISE ク

22.1, 21.5, 21.2 AB mag である。
中間赤外線のカタログデータとして中間赤外線
全天サーベイデータである、 ALLWISE カタログ
データを使用した。このカタログには W 1(3.4µm),

2.4Classification of DOGs

塵に覆われた SF 段階と塵に覆われた AGN 段階
W 2(4.6µm), W 3(12µm), W 4(22µm) バンドの 4 つの DOGs はそれぞれ、 bump DOGs、 PL DOGs との広帯域フィルターの測光情報が掲載されている。そ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校よばれている。これは、それぞれの DOGs の近赤外線-中間赤外線の spectral energy distribution (SED)☞の形に着目したものだ。観測された Ks バンドのフ
✧
✦✤
✣
✢

✠✡☛
✙

✝✞✟

ラックス (fKs ) と観測された W 2, W 3, W 4 バン✜✛✚

ドフラックスを用いた指数関数フィットより予想さ✘f it
れる Ks フラックス (fKs
) の比を用いて分類する。

✗

比が大きいものは SED 上で、古い星の放射によっ✖

て Ks バンドにおいて山 (bump) が見られるため、

P

✄☎✆
✕

bump DOGs に分類される。比が小さいものは SED

✁✂
✥
✲✌

上で、 AGN の放射によって近赤外線-中間赤外線の

SED が指数関数的に見られるため、 PL DOGs に分類される。本研究では、 bump DOGs と PL DOGsの分類におけるフラックス比の閾値として、 Toba et✳✴ ✵✶✷✸ ✹ ✺✻✼✽✾✿❀ ❁❂❃❄ ❅ ❆❇❈ ❉ ❊❋●❍ ■❏❑▲▼

✍

✎

✏
✑
✒
✭❣★③✮ ✩✪✫ ✬✯✰✱✓✔

図 2: (g−z)AB ごとの PL DOGs が占める割合。赤がDOGs 全体に対して占める割合で、緑が PL DOGsal.
+bump DOGs に対して占める割合。
DOGs に、満たさないものを PL DOGs に分類した。
f it(2015) の fKs /fKs
> 3 を満たすものを bump

その結果、 bump DOGs が 40 天体、 PL DOGs が184 天体、 W 2 または W 3 バンドで非検出のため分 いて、 DOGs は一般的な天体 (HSC クリーンサンプル) に比べて赤い天体である事がわかる。一方で、類不可能であった DOGs が 203 天体であった。

3

Results

DOGs は (g − z)AB において、大きい分散を持つように見られる。そこで、 (g − z)AB ごとの PL DOGs
が DOGs 全体に対して占める割合と PL DOGs +3.1

The optical color of the DOGs

bump DOGs に対して占める割合を求めた (図 2)。
その結果、 PL DOGs の割合が (g − z)AB に対して

normalized number count

負の相関がある事がわかった。
HSC clean sample (12,275,212)
DOGs (427)
1

3.2

0.8

図 1 に見られるように、DOGs の全てが必ずしも可視光線で赤いカラーを示す訳ではなく、可視光線

0.6において極めて青いカラーを示す DOGs も僅かな0.4

がら存在する事がわかる。そこで、可視光線 5 バン
ド (g, r, i, z, y) に対して指数関数フィッテイングを

0.2
0
-1

The blue excess DOGs

行い、極めて青い DOGs の定量的な選出を行った。
0

1

2

3

4

5

6

(g-z) [AB mag]

図 1: ピーク値で規格化された HSC クリーンサンプ
ルと DOGs の (g −z)AB のカラー分布。青が HSC ク
リーンサンプルで、赤が DOGs。丸括弧内は天体数。
可視光線-中間赤外線で赤い DOGs が可視光線の波長域においても赤いのかを調べるために、 (g − z)ABのカラーを調べた (図 1)。(g − z)AB のカラーにお

この時、フィッテイングには f ∝ λαopt の式を用いた。また、 αopt の分布を理解するためにヒストグ
ラムも作図した (図 3)。この時の αopt の値が 0.4 以
下のものを極めて青い DOGs (Blue-excess DOGs;

BluDOGs: Noboriguchi et al. 2018) とした。この条件を満たす BluDOGs は、我々の DOGs サンプルの中に合計 8 天体存在した。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

40

論文においては、その短波長側の超過の原因を中心

PL DOGs (184)Bump DOGs (40)αopt = 0.4

3530にある AGN からの光が塵の覆いから漏れ出しているのではないかと示唆している。本研究で見つかった BluDOGs も同じような事が起きているとすると、

25
count

BluDOGs という天体は今まさに PL DOGs からク
エーサーへ進化しようとしている天体である事が示唆される。故に、 AGN からのアウトフローによっ20
15て塵が吹き飛ばされいる瞬間を捉える事ができる可10

査によって明らかにする必要が有る。

能性があり、分光観測や面分光観測による詳細な調

5
0−1

0

1

2
3
4
α opt (g, r, i, z, and y)56

図 3: αopt のヒストグラム。シアンの線が PL DOGs
を、マゼンタの線が Bump DOGs を表す。赤の破線が αopt = 0.4 の破線。丸括弧内は天体数。

5

Conclusion
今回、 HSC, VIKING, ALLWISE のデータを用いて、 DOGs を 427 天体発見した。塵の減光の影
響を受けるとされる可視光線波長帯の統計的性質を見るために、 (g − z)AB のヒストグラムを調べると

PL DOGs は BluDOGs に比べて青い事がわかった。
DOGs の SED 上において可視光線波長帯を指数関4Discussion

4.1

Why do PL DOGs show a bluer 出する事が出来た。これは DOGs がクエーサーへ進化する上で、塵の覆いが晴れつつあるためであるとcolor?

数フィットを行うと、極めて青い DOGs を 8 天体選示唆される。

DOGs は塵に覆われた銀河であるため、塵の減光によって可視光線のカラーが決まるとすると、より赤い天体ほど塵による減光が大きく効いており、より青Reference

い天体ほど塵による減光があまり効いていない。する

Arnaboldi et al. 2007, The Messenger, 127と、より青かった PL DOGs はより赤かった bumpAssef et al. 2016, ApJ, 819, 111

DOGs に比べて塵の覆いが薄くなっていると考えられる。この結果は、 Hopkins et al. (2008) におい Dey et al. 2008, ApJ, 677, 943て示された、ガスを豊富に含んだ銀河同士の合体シ Hopkins et al. 2008, ApJS, 175, 356
ナリオの中における塵に覆われた SF 段階が塵に覆Kormendy & Ho 2013, ARA&A, 51, 511

われた AGN 段階へ進化し、そしてクエーサーへ進化するストーリーと一致する結果である。

Magorrian et al. 1998, AJ, 115, 2285
Miyazaki et al. 2018, PASJ, 70, S1

4.2

What is the origin of the blue excess of the BluDOGs

Noboriguchi
etal.
arXiv:1803.09951

2018,

Toba et al. 2015, PASJ, 67, 86

Assef et al. (2016) では、 DOGs の持つ塵の温度 Wright et al. 2010, AJ, 140, 1868
よりも高い温度を持つ天体サンプルにおいて、可視光線の短波長側に超過が見られる天体がいた。このarXiv

e-prints,

——–index

a16

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍渦巻銀河 M 83 における渦巻腕を横切る際の巨大分子雲の化学進化の観測的研究
杉内 拓 (大阪府立大学大学院 理学系研究科)

Abstract銀河には様々な形を示すものがあり, その多様性は銀河進化段階を反映していると考えられている. それゆえに銀河進化の素過程である分子雲の進化や星形成を理解することが重要である. はっきりとした渦巻腕を持
つ渦巻銀河は, 分子雲の進化において渦巻腕が大きな役割を果たすことが知られている.
最近の研究にて, 渦巻銀河において分子雲が渦巻腕を横切る際に質量を蓄えて大質量になっていくことがわかってきた (Egusa et al. (2011), Hirota et al. (2011)). また, 渦巻銀河 NGC 1068 の 13 CO (1-0),

C18 O(1-0), CS(2-1), CH3 OH(2-1) の 4 輝線の観測により巨大な分子雲 (〜100 pc) での化学進化過程が明らかになった (Tosaki et al. (2017)).
そこで本研究では渦巻銀河 M 83 の東側の渦巻腕において, 巨大分子雲 (〜40 pc) の化学進化について知るために,ALMA 望遠鏡を用いて 13 CO (1-0), C18 O(1-0), CS(2-1), CH3 OH(2-1) の 4 輝線を高分解能で観測し空間分布を調べた. 輝線強度を比較することで, 下流ほど高密度で星形成が活発である傾向があることがわかった. この結果は,「渦巻腕を横切る際に分子雲が進化し, 高密度ガス形成と星形成が起こる」ことを先行研究 (〜100 pc) に比べて, より細かいスケール (〜40 pc) で詳細に明らかにしたということである.

1

Introduction
宇宙のもっとも基礎的な構成単位である銀河を理解することは宇宙そのものの理解につながる. また,銀河の進化を理解するためには, 分子雲の進化および星形成の理解が欠かせない. 特に銀河中の分子雲の進化において渦巻腕が重要な役割を果たしていると考えられる.
また, 銀河の中では星が作られ, 輝き, そして死を迎えるたびに, 銀河には水素とヘリウム以外の重元素が蓄積されて行く. このために, 銀河の重元素量は時間の経過とともに徐々に増えて行く. これが銀河の化学進化である. 高分解能の電波望遠鏡の登場により, 近傍銀河において CO 分子輝線を用いた観測以外にも様々な分子輝線を用いた観測が行われるようになってきたことで, 銀河内でも化学進化の様子がより詳細に明らかになりつつある.
これを示す重要な例として,GMC(Giant Molucular

Cloud; 〜40 pc) よりも大きい 100 pc ほどの空間スケールで, 近傍棒渦巻銀河 NGC 1068 の中心の直径〜1 を対象とした観測があった.13 CO(1-0),C18 O(1-0),CS(2-1),CH3 OH(2-1) を含む分子輝線の観測を行うことで, 渦巻腕での化学変化を読み取ることができることがわかった (Tosaki et al. (2017)).
本研究の観測対象である M 83 は南の空に上がる近傍棒渦巻銀河であり, 棒構造, 渦巻腕, 腕間領域がはっきり見られる. 天体までの距離は 4.5 Mpc であり, こ
れは NGC1068 の約 1/3 の距離に相当する. 角度に直すと 1= 22 pc である (Thim et al. (2003)).

ALMA Cycle-012 CO(1-0) 輝線の観測により, 多数の GMC が棒構造, 渦巻腕周辺に同定されていた. さらに, 明るい H 領域 (LHα ≥ 1037.6 erg s−1 ) が付随した GMC は下流に位置する傾向があることがわかった. また, 先行研究 (Hirota et al. (2014)) より共回転
半径が棒構造の中心から一端までの 1.7 倍の大きさであることも知られていた. 図 1 にその概略図を示す.
これらの結果は今回の観測が場所が非常に観測した領域は,Cycle-0 で観測した領域の中でも GMC が多数見られる東側の渦巻腕周辺である. 図 2 は ALMA

Cycle-0 の観測領域に本観測領域を示した図である.
衝撃波の分子雲への影響を考える際には, 分子雲が影響を受ける力のうち自己重力と外圧のどちらが2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
次に, 水素分子の柱密度を用いて光度質量 MLT Eを導出する方程式を式 (2) に示す.
ここで水素分子の平均分子量を µ = 2.8 kg, 本観測におけるピクセルサイズを pix = 1.6 × 1019 cm, 太陽質量を M⊙ , 水素分子の原子量を MH2 で示した.

MLT E = NH2 × µ × pix2 × M⊙ /MH2

(2)

[M⊙ ] [cm−1 ] [kg] [cm] [M⊙ ・kg−1 ]ビリアル質量とは, 磁場や回転の効果を無視した球
図 1: 可視光で見た M 83
黄線で囲んだ円が M 83 の共回転半径である.
赤の長方形で囲んだ範囲の観測を図 2 に示す.

対称の分子雲の流体方程式から, 分子雲内部が 10 K
で一定で, 分子雲表面の圧力を無視できるほど弱いと仮定した際に得られる近似質量である. 式 (3) のようにガス粒子の分布関数の半値幅 (以下線幅と呼ぶ) と分子雲の半径によって簡単な式で記述される.

DECLINATION (J2000)-29 50 30

51 00

MV IR = 210R(∆v)230[M⊙ ] [pc] [km・s−1 ]

52 00

(3)

高密度の分子雲において光度質量とビリアル質量は同程度であるとされる. ビリアル比が小さいほど外30圧が支配的であり, ビリアル比が大きいほど自己重力が支配的であると考えられる.

53 00

13 37 12

10

08

06
04
02
RIGHT ASCENSION (J2000)

00

36 58

図 2: ALMA cycle-0 12 CO(1-0) 輝線強度図
四角で囲んだ範囲が本観測の領域である.

2

Observations and Reduction
使用した望遠鏡は, 電波干渉計 ALMA(Atacama

支配的かを判断することが重要である. 本研究では光 Large Millimeter/submillimeter Array) である. 受
信機は Band3(84-119 GHz) を用い,4 輝線 13 CO(1度質量とビリアル質量との比較で考える.
光学的に薄い 13 CO(1-0) の強度を用いて, 質量換
算したものを以下光度質量として扱う. 式 (1) に示す

0),C18 O(1-0),CS(2-1),CH3 OH(2-1) を観測した. 表 1に観測諸元をまとめた.

のは, 局所熱力学的平衡にあり, 光学的に薄い輝線とリダクションには主には CASA(Common Astron-

いう条件下で用いられる水素分子の柱密度 NH2 導出

omy Software Applications) を用いた. 干渉計観測の方程式である.Tex は励起温度として 20 K を採用で得られるデータは真の強度分布に合成ビームを畳した, I13 CO は GMC ごとの 13 CO(1-0) の輝線強度をみ込んだ dirty map である. 合成ビームの影響を取り示す. [H2 ]/[ CO] は典型的な値 5.0 × 10 を引用し13

5

た.(Dickman et al.(1978))除いて真の強度分布を推定するには, 畳み込みをほどく操作が必要である. その方法の 1 つとして clean が存在する.clean とは,dirty map の強度のピークを中心に合成ビームサイズを差し引いてゆく反復法を用[H2 ]e5.29/Tex
13 CO
NH2 = 2.41 × 105 × 13
×I
いたアルゴリズムである.
[ CO] e5.29/Tex − 1(1)[cm−1 ]

[K・km s−1 ]2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
表 1: 観測諸元

輝線/遷移

周波数

角度分解能

Position angle

RMS

(GHz)

(arcsec)(degree)(K km/s(dv = 4km/s))

CO(1-0)110.2014

2.11 × 1.72

-88.741.40 ×10−2

C18 O(1-0)

109.7822

2.12 × 1.62

-89.241.40 ×10−2

CS(2-1)97.98095

2.38 × 1.81

-89.16

1.11 ×10−2

CH3 OH(2-1)

96.74138

2.42 × 1.82

-89.691.13 ×10−2

13

5

10

Intensity (K km/s)
15

20

25

30

0

-29°50'30.0"-29°50'30.0"

51'00.0"

51'00.0"
Dec (J2000)

Dec (J2000)

0

30.0"

52'00.0"

1

Intensity (K km/s)
3
4

2

5

6

-29°50'30.0"

52'00.0"500 pc30.0"
12.00s10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s12.00s(a) 13 CO(1-0)
0.0

0.5

1.0

Intensity (K km/s)
1.5
2.0

2.5

51'

500 pc30.0"

13h37m04.00s

10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s13h37m04.00s(b) C18 O(1-0)

3.0

3.5

0.0

0.2

0.4

Intensity (K km/s)
0.6
0.8

1.0

1.2

-29°50'30.0"-29°50'30.0"

51'00.0"

51'00.0"
Dec (J2000)

30.0"

52'00.0"53'
13h37m12s

30.0"

06s

03s

52'00.0"500 pc30.0"
12.00s10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s(c) CS(2-1)

13h37m04.00s

500 pc30.0"
12.00s10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s13h37m04.00s(d) CH3 OH(2-1)

図 4: dendrogram map
13
CO(1-0) の積分強度カラーマップに, 同定した
trunk を橙色で leaves を赤色で囲んで示した.

図 3: 各輝線の積分強度図
各輝線強度をカラーマップで示し,13 CO(1-0) を等高線として他輝線にかけている. ピクセルサイズは0 .5 である.

108

102

σv ∝ R 0.5
M 83
NGC 1068

107
106

σv(km s −1)309s

Mvir(M⊙)

Dec (J2000)

52'

101

105

Results
得られた積分強度図を図 3 に示す. 図 3 の上端にあるカラーバーは輝線強度であり, 右下の白線はスケー
ルバーであり, 図の縮尺となっている.
13

また, CO の輝線を GMC に分解して物理特性を測定するために,13 CO3 次元データに dendrogram というアルゴリズム (Rosolowsky et al.(2008)) を用いた.147 個の GMC を同定し, それぞれオレンジ色で囲んで図 4 に示した. それら GMC に対して得られた
サイズ線幅関係, 光度質量ビリアル質量関係を図 5 に
示した.

104

100
100

103
101

R(pc)

102

(a) サイズ線幅関係

103

M⊙83
NGC⊙1068
104

106

MLTE(M⊙)108(b) 光度質量ビリアル質量関係

図 5: GMC ごとのパラメータプロット(a) 横軸は分子雲の半径, 縦軸は分子雲の線幅を示している. 直線は σv ∝ R0.5 (Larson et al. (1981))(b)
横軸は光度質量, 縦軸はビリアル質量を示している. 実線は MLT E = MV IR , 点線は MLT E =1/3MV IR , 3MV IR をそれぞれ示した.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

また, 図 5(b) より, 光度質量とビリアル質量との差

Discussion
図 3 に示した積分強度図を大局的にみると,13 CO(1-0) が 4 輝線の中で最も渦巻腕全体の構造をとらえているため, ガス量全体のトレーサーとしての役割を果たしていることが確認できた. 高密度ガス分布をトは 3 倍以内に収まるものがほとんどであった. これは高密度化する要因をおおむね満たしているということである. さらに位置情報など他のパラメータとの相関を調べ, 多角的に解析を進めている段階である.

レースする C18 O(1-0) および CS(2-1) が全分子ガス
分布をトレースする 13 CO(1-0) に比べて下流側に存在することから, 腕の下流ほど, より分子ガスが高密度だと言える.CH3 OH(2-1) については, 強度が微弱で存在範囲が非常に限定されていることがわかった.

5

Conclusion
銀河進化を理解するためには, その素過程である分子雲の進化と星形成の理解が欠かせない. 本研究では ALMA 望遠鏡を使って, 近傍棒渦巻銀河 M 83

5000

100

4000

CH3 OH(2-1) の各輝線を観測し, 渦巻腕を横切る際の3000-29°50'30.0"-29°50'30.0"

80

2000

51'00.0"

30.0"

30.0"

52'00.0"

52'00.0"

分子雲の化学進化を研究した.

60

flux (A.U.)
Dec (J2000)

Dec (J2000)

1000

flux (mJy/Sr)

51'00.0"の東側の渦巻腕の 13 CO(1-0), C18 O(1-0), CS(2-1),40

1. 高密度領域をトレースする C18 O(1-0),CS(2-1)
20500 pc30.0"
12.00s10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s12.00s(a) Hαは銀河中の分子ガスの渦巻腕をトレースする

500 pc30.0"

13h37m04.00s

10.00s08.00sRA (J2000)

06.00s13h37m04.00s(b) 8µn

図 6: 他波長輝線との比較(a) Hα のカラーマップに C18 O の等高線を 15, 50,
100, 160σ で引いた.(1 σ = 16 mK) (b) 8 µm のカ
ラーマップに 13 CO の等高線を 60, 200, 400, 700 σで引いた.(1 σ = 14 mK)

13

CO(1-0) に比べて下流側に集中することがわ

かった.

2. 星形成領域をトレースする Hα 輝線の光度は
C18 O(1-0) に比べて下流側に集中することが分かった.

3. これらの結果から,GMC が渦巻腕を横切る際にまた, 観測した 4 輝線と Hα や 8 µm との比較も行っ

高密度化し, そして星形成へと進化している様子

た.(図 6) 星形成領域をトレースする Hα 輝線が高密を GMC の空間スケールで初めて明らかにした.

18

度領域をトレースする C O(1-0) および CS(2-1) と比べて下流側に存在していることから, 星形成は下流で集中して起きているといえる. 8 µm はダストのトレーサーとしてよく知られている. 分子雲全体の構造

Reference

をトレースする 13 CO(1-0) との相関を見ると, 分子

Egusa et al. 2011, Apj, 726, 85

雲全体の構造とダストは良い相関がとれることがわ

Hirota et al. 2011, Apj, 737, 40

かった.

Tosaki et al. 2017, PASJ, 69, 18

一般にサイズと線幅は Larson’s Law とよばれる,線幅がサイズの 0.5 乗に比例する関係があることがThim et al. 2003, Apj, 590, 256

知られている (Larson et al. (1981)). この関係が本観

Hirota et al. 2014 , PASJ, 66, 46

測の GMC においても当てはまるかどうかを図 5(a)Rosolowsky et al. 2008, ApJ, 679, 1338-1351

で確かめた. 先行研究 (Tosaki et al. (2017)) より

Dickman, R. L. 1978, ApJS, 37, 407

NGC 1068 の GMC についても参照した. 結果として
は, ほとんどの GMC については Larson’s Law にしたがうことが見て取れた.

Larson, R. B. 1981, MNRAS, 194, 809

——–index

a17

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

大規模シミュレーションに基づいた銀河サブストラクチャの統計的研究
森永 優 (千葉大学大学院 融合理工学府)

Abstract
銀河周辺では矮小銀河や星団の潮汐崩壊により形成されたストリーム構造などが複数観測されている. これらサブストラクチャの形状は, 過去に矮小銀河がどのような軌道を描いて銀河に取り込まれたかのトレーサー
であり, 銀河形成史を探る上で重要である.
本研究では標準的な ΛCDM モデルに基づいた高分解能宇宙論的 N 体シミュレーションと準解析的手法を用いて, 銀河周辺の多数のサブストラクチャの統計的性質を解析した. 恒星の分布をモデル化するために, サブ
ストラクチャの起源である矮小銀河ハロー内で力学的に強く束縛されているダークマター粒子を恒星粒子と仮定する Particle Tagging 法を用いた. 加えて再電離を考慮した準解析的星形成モデルを用いて恒星質量を見積もり, 観測と矛盾のない銀河モデルを構築した. そしてホスト銀河との潮汐相互作用の結果として形成された, サブストラクチャの様々な構造を 長さ や 細さ などの形状の特徴を表すパラメータを用いて定量化し, 近点距離や遠点距離などの軌道の特徴を表すパラメータとの関連性について調べた.
近点距離や遠点距離の違いによって現在のサブストラクチャの長さや細さがスムーズに変化することが分かった. 銀河中心付近を軌道運動する近点距離が小さなものは, 銀河からの強い潮汐力の影響で大きく壊され, 細い形状を維持できなくなる傾向が見られた. また, 矮小銀河ハローがホストハローの半径内に入った時期よって現在の形状はスムーズに変化し, 特にストリーム構造を示すサブストラクチャは赤方偏移 0.5 ≲ z ≲ 2 で
ホストハローの半径内に入った矮小銀河ハローを起源とすることが明らかになった. また, 高赤方偏移でホストハローに取り込まれた矮小銀河ハローは十分に潮汐崩壊し, 細い形状を示さなくなる傾向が見られた.

1

Introduction
銀河周辺を軌道運動している矮小銀河などの衛星

銀河は銀河系との潮汐相互作用により崩壊しながら銀河系に取り込まれる. その過程でみられる特徴的な構造として細長いストリーム構造を持つ矮小銀河などが近年の観測で発見されている. そして, 銀河系を大きく取り囲む射手座矮小銀河から伸びる巨大なストリームはその代表例ともいえる. このストリー
ムの形状は過去の矮小銀河の合体の奇跡であり, 銀河系とそれらの関係性を知る手がかりとなる. また, その形状から銀河系のダークハローの形状の推定のための良いモデルともなる (Ibata et al., 2001).
このように銀河周辺のストリームを含むサブスト
ラクチャの形状や過去の軌道を解析することは, 銀河構造やその形成史を探る上で非常に重要なことである. しかし, このサブストラクチャの形状と過去の矮小銀河の軌道などとの詳細な関連性についてはまだ明らかになっていない.

銀河形成の再現モデルとして標準的な ΛCDM に基づいた宇宙論的 N シミュレーションは非常に有効な手段である. 現在の宇宙は銀河や銀河団, 超銀河団などから構成される階層的構造をなしており, これらは標準的な ΛCDM モデルによって説明できる. そしてこの宇宙論的 N 体シミュレーションに対して準解
析的手法を用い, 矮小銀河内の恒星質量や恒星分布を求めることで観測と矛盾のない銀河モデルを構築すことが可能である.
これまでの研究では銀河を静的な孤立した系と仮定してその形成進化の研究が行われてきた. 一方, 本
研究では高分解能宇宙論的 N 体シミュレーションで得られた, 様々な物理的プロセスの基で形成した銀河,
矮小銀河の形状やその軌道の統計的解析を, 多くのサンプルをもとに行っている. 本研究ではこれらの解析結果を基とした議論を進める.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Cosmological N -body simu- 3.2 Orbital parameters and a model
to assign stellar masses
lation2

本研究では, ボックスサイズ 8h−1 Mpc, 粒子数

本研究では z = 0 におけるサブストラクチャの過去の正確な軌道を求めるために, サブストラクチャの20483 , 質量分解能 5.13 × 103 h−1 M⊙ , ソフトニン
基となる矮小銀河ハローの合体までの軌跡をたどり,グ長 120h−1 pc の標準的な ΛCDM に基づいた高分
近点距離 rperi , 遠点距離 rapo , 矮小銀河ハローがホス
解能宇宙論的 N 体シミュレーション (Ishiyama et
トハローの半径内に取り込まれた赤方偏移 zacc の導al., 2016) の解析を行った. ハロー検出には ROCK出を行った.
STAR(Behroozi et al., 2013a) を, ハローの合体
近点距離 rperi は zacc 以降, ホストハロー中心から史を示したマージャーツリーの作成には CONSISの矮小銀河ハロー中心までの距離が減少から増加に
TENT TREES(Behroozi et al., 2013b) を用いた.
転じた点の中で最大の距離, 遠点距離 rapo は zacc 以
シミュレーションにおける各宇宙論パラメータは降, 増加から減少に転じた点の中で最大の距離とした.
(Ω0 , ΩΛ , h, ns , σ8 ) = (0.31,0.69,0.68,0.96,0.83) であ
Koposov et al. (2009) は式 (1) による再電離を考り, これらは人工衛星プランク (Planck Collabora慮した準解析的星形成モデルを提案し, 矮小銀河ハtion et al., 2014) に基づいている. 解析では, ビリア
ロー内における恒星質量 M∗ を見積もり, 一定の成功
ル質量が Mvir ∼ 0.55 − 2.8 × 1012 M⊙ の 9 つ銀河系を収めている.
サイズハローとその周辺の銀河サブストラクチャの解析を行った.

3

Methods

3.1

Particle Taggingf∗ ×(Msat −Mrei ) (1+0.26(Vcrit /Vcirc (zacc ))3 )3 + f∗ × Mrei
M∗ =




(1)
f∗ ×Msat(1+0.26(Vcrit /Vcirc (zacc ))3 )3

本研究では,zrei ∼ 11 とし zrei における円軌道速度

Vcirc (zrei ) = 10km/s を基準として式 (1) による矮小銀河内の星形成抑制モデルを導入した.
して Particle Tagging 法 (Cooper et al. 2010) を用
ダークマターシのみのミュレーションの結果に対いることで, 矮小銀河ハロー内の恒星成分の空間分布の進化を追うことが出来る. 恒星成分はダークマター
ハロー内のポテンシャルの深い位置に形成されると3.3

Quantifying structures

考えられるため, 本研究で用いた Particle Tagging 法

z = 0 におけるサブストラクチャ内の恒星粒子がでは矮小銀河ハロー内で力学的に強く束縛されてい形成する様々な構造を 長さ Lsub や 細さ Tsubるダークマター粒子の上位 10%を恒星粒子として, そなどの特徴的な形状を表すパラメータを用いて定量の進化を z = 0 まで追跡した.

的に評価する.

この準解析的な手法は, 流体シミュレーションに比長さ Lsub はサブストラクチャ内の最も重力的べ計算コストが低く, より大規模なシミュレーションに強く束縛されている粒子から, 潮汐力により剥ぎ取に対しても実装することができる. そのため, 本研究られた遠方粒子までの距離とした. この Lsub が大きで解析を行っているボックスサイズが大きく高分解なサブストラクチャは大きく潮汐崩壊していると考

能な宇宙論的 N 体シミュレーションに対しても有効

えられる.

である.

細さ Tsub は, サブストラクチャ内の恒星粒子の空間分布に対して主成分分析を行い, 第一主成分軸と第三主成分軸の分散の比を取ることで細さの定義を行った. Tsub の値が 1 近いような比較的小さな値をとるサブストラクチャは細い形状を示しておらず, 一2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
方,Tsub が大きな値になるにつれ, サブストラクチャ サブストラクチャは過去, 近点距離が rperi ∼ 30kpc
はより細いが形状を示し, ストリーム構造を形成して前後, 遠点距離が rapo ∼ 100kpc 前後を軌道運動したいると考えられる.

矮小銀河ハローを起源とする傾向があることが明ら

本研究では特に長さを, 矮小銀河ハローの半径で規かになった. 一方で, 近点距離, 遠点距離が共に小さ格化した Lsub /Rvir > 5 かつ Tsub > 6 である, 細長

いようなホスト銀河の中心付近へ落ち込んだ矮小銀い形状を示すサブストラクチャをストリームとして

河ハローを起源とするサブストラクチャは大きく潮扱うこととする.

汐崩壊をおこし細い形状を維持できなくなる傾向が確かめられた. また zacc 同様, 軌道パラメータにおいても恒星質量によらず同じ傾向を示すことが確かめ

4

Results and Discussionられた.

図 1 は z = 0 におけるサブストラクチャの長さと細さの分布を示している. また, 各シンボルはサブスト
ラクチャの基となる矮小銀河ハローがホストハローの半径内に入った赤方偏移 zacc ごとに色分けされている.

5

Conclusion
高分解能宇宙論的 N 体シミュレーションを用いて複数の銀河系サイズハロー周辺のサブストラクチャの図 1 から,zacc の変化に伴ってサブストラクチャの形状と軌道パラメータや矮小銀河ハローがホストハ形状がスムーズに変化していることが確認できる.

ローの半径内に取り込まれた赤方偏移 zacc との関連

0 ≲ zacc ≲ 0.5 の低赤方偏移でホストハローの半径性についての統計的解析を行った. 結果, サブストラ

内に取り込まれたような矮小銀河ハローを起源とす

クチャの基となる矮小銀河ハローは zacc により形状がるサブストラクチャは Lsub ,Tsub が共に小さな値をスムーズに変化する傾向がみられ, 特にストリーム構示しており, 潮汐崩壊をほとんどおこしていない. 一造を示すサブストラクチャは赤方偏位 0.5 ≲ zacc ≲ 2

方,0.5 ≲ zacc ≲ 2 の特定の期間にホストハローに取でホストハローの半径内に取り込まれた矮小銀河ハり込まれたものは, 急激に潮汐崩壊をおこし細く長い

ローを起源とすることが明らかになった. また, サブ

ストリーム構造を示すことが明らかになった. そし

ストラクチャの過去の軌道にも現在の形状は密接にて高赤方偏移でホストハローの半径内に取り込まれ関連していることも明らかになった.

たものは十分に潮汐崩壊をおこし, 徐々に細い形状を示さなくなる傾向があることが分かった. また, いず
れの恒星質量を有するサブストラクチャにおいても同様の傾向があることが確かめられた.
図 2 は図 1 と同様に z = 0 における恒星質量ごとのサブストラクチャの長さと細さの分布であるが, 各
シンボルはサブストラクチャの基となる矮小銀河ハローの軌道パラメータを示している. 上図において,各シンボルの色は近点距離 rperi の大きさを, 下図は遠点距離 rapo の大きさ示している.
図より, 近点距離, 遠点距離がともに大きな値を示すサブストラクチャは, ホストハロー中心から遠い位置に存在するため, ホストハローからの潮汐力の影響が少なく, 十分な潮汐崩壊をおこしていない. そのため, 長さ, 細さが共に小さな形状を示すサブストラク
チャであると考えられる. またストリーム構造を示す

Reference
Behroozi P. S., Wechsler R. H., Wu H.-Y., 2013a,
ApJ, 762, 109
Behroozi P. S., Wechsler R. H., Wu H.-Y., Busha M.
T., Klypin A. A., Primack J. R., 2013b, ApJ, 763, 18
Cooper A. P., et al., 2010, MNRAS, 406, 744
Ibata R., Lewis G. F., Irwin M., Totten E., Quinn T.,
2001, ApJ, 551, 294
Ishiyama T., Sudo K., Yokoi S., Hasegawa K., Tominaga N., Susa H., 2016, ApJ, 826, 9Koposov S. E., Yoo J., Rix H.-W., Weinberg D. H.,
Macci A. V., Escud J. M., 2009, ApJ, 696, 2179

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

M * = 105 6M

15~
12
10
9
8
7
6
5
4

M * > 106M

Tsub

101

3

zacc + 1

M * = 104 5M

2
0 0
1010

101

102

Lsub [kpc]103 100

101

102

Lsub [kpc]103 100

101

102

Lsub [kpc]1031

図 1: サブストラクチャの長さ Lsub と細さ Tsub の恒星質量ごとの分布. 各シンボルの色は zacc の大きさを表しており
青 ∼ 緑に変化するにつれ高赤方偏移にホストハローの半径内に取り込まれたことを示している. 特に○で示したシンボルはストリーム構造を示すサブストラクチャである.

M * = 104 5M

M * = 105 6M

M * > 106M
102

Tsub

rperi [kpc]

101

101

100

Lsub [kpc]Lsub [kpc]100

Lsub [kpc]

102

Tsub

rapo [kpc]

101

101

0 0
1010

101

102

Lsub [kpc]103 100

101

102

Lsub [kpc]103 100

101

102

Lsub [kpc]103

図 2: サブストラクチャの長さ Lsub と細さ Tsub の恒星質量ごとの分布. 上図におけるシンボルの色は近点距離 rperi
を, 下図におけるシンボルの色は遠点距離 rapo の大きさを示している. 特に○で示したシンボルはストリーム構造を示すサブストラクチャである.

Planck Collaboration et al., 2014, A&A, 571, A16

100

——–indexa18

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる望遠鏡 Hyper Suprime-Cam を用いた z∼1 におけるquasar-red galaxy のクラスタリング探査
佐藤 真帆 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
AGN クラスタリング測定は、それにより AGN の存在するダークマターハローの質量に制限をつけることができ、AGN が発現する環境を理解する上で重要な役割を果たす。ダークマターハローの質量は、観測による AGN の二点相関関数と ΛCDM モデルの相関関数を比較することによって見積もられる。Ross etal.(2009) では、SDSS QSO について自己相関関数が求められ、QSO の住むダークマターハローが z=0.3-2.2に渡ってほぼコンスタントに ∼ 2 × 1012 h−1 M⊙ の質量を持っているという結果が得られた。その他にも、

AGN/QSO のクラスタリングおよび住環境に関する研究がいくつもなされてきた (e.g., Croom et al. 2005;
Shen et al. 2012; Krumpe et al. 2015)。本研究では、HSC-SSP Wide サーベイの広い観測領域を活かし、
z∼1 における QSO と red galaxy の相互相関関数 (cross-correlation function;CCF) を調べることで、ダークマターハロー内での QSO の位置を見積もり、galaxy-AGN の共進化や AGN のトリガー機構に制限をつけることを目標とする。QSO は SDSS DR14 の HSC Wide 領域内に含まれる z=0.9-1.1 のサンプルを用いる。同じ赤方偏移の red galaxy のサンプルは HSC Wide サーベイのデータから選択する。Kodama &Arimoto 1997 の種族合成モデルに基づいた楕円銀河の色進化トラックを使用し、HSC i-z、r-z の二色と z
等級についての色等級図による z∼1 銀河の選択法を確立した。得られた角度相関関数の結果に対し、最小二乗法により single power-law でフィッティングを行ったところ、z ∼ 1 における QSO が比較的強いクラス
タリングを示すことが分かった。

1

Introductionと DMH の理論モデルを比較することによって見積もられる。

銀河の形成・進化を理解することが天文学における一つの大きな目標である。銀河の多くがその中心に大質量ブラックホール (super massive black hole;

SMBH) を持っており、そのうち 1 割程に活動銀河核(active galactic nuclei; AGN) が存在しているとされている。AGN は SMBH へのガスの降着現象であると考えられており、SMBH 質量と母銀河のバルジ質
量の間には強い相関関係があることが観測的に知られている。故に、SMBH は銀河と”共進化”してきたということが示唆された。
また、銀河はダークマターハロー (dark matter halo;

DMH) 中に存在しており、小規模なものから大規模なものへと合体を繰り返し成長してきたとされる。
そのため、銀河の進化を知る上でハローの質量分布
および銀河の周辺環境の理解が不可欠となる。銀河の DMH 質量は、観測による AGN クラスタリング

そのため AGN のクラスタリングを測定し AGN の住環境を調べることは、それと密接に関わる銀河の進化、SMBH の成長の理解に対し重要な意義を持つとして盛んに研究が行われている。

AGN の周辺銀河には赤い種族が多く、また赤い銀
河ほどより強くクラスタリングしており大質量のDMH 内に住んでいることが知られている。そこで本研究では、AGN の活動性が比較的高い時期である z ∼ 1 における AGN の周辺環境を、HSC Wideの red galaxies との cross correlation を計算することにより、調査する。宇宙論パラメータは、H0 =70 km s− 1 Mpc− 1 、Ωm = 0.3、ΩΛ = 0.7、σ8 = 0.8を用いた。等級は全て AB 等級で算出している。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Datasets

2.1

QSOs

天体を選出できるかを確認するために、これら色等
級図上に分光により赤方偏移が知られている銀河サ
ンプルを重ねてプロットした。シアンで示したのがz∼1 の QSO の デ ー タ セット は 、SDSS DR14 z=0.7-0.9, グレーが z=0.9-1.1, ピンクが z=1.1-1.5,から構築した。その際条件として、天体の class コーラルが z=1.5-2.0 の銀河に対応している。ここでを”qso”、分光赤方偏移の赤方偏移の信頼性に関する”z warning”=0 を指定し、赤方偏移 0.9∼1.1 の

z=0.9-1.1 以外のコンタミネーションができる限り少なくなるように考慮し、z ∼ 1 に対する criteria を以

120,345 個の天体を抽出した。そのうち HSC Wide 下のように決定した (図 2, 図 3 中のグレーの線)。
survey 領域内にある QSO は 1,113 天体となった。

−0.027z + 1.41 < i − z < −0.030z + 1.65
−0.042z + 2.93 < r − z < −0.055z + 3.45

2.2

Galaxies

この基準により抜き出した分光サンプル 945 天体の

red-galaxy は、HSC SSP S16A データの Wide カタ 内、753 天体 (∼ 80%) が z=0.9-1.1 の天体となった。
ログから選出した (Eﬀective survey area≈340deg2 )。 この i-z, r-z 二色による色選択を HSC の銀河サンプ
SSP Wide サーベイでは、5 つの広帯域フィルター (g, ルに適用することにより、231,201 個の red galaxy 候
r, i, z, y) を使用し、およそ 1400 平方度に及ぶ観測領 補天体を選出した。
域を達成することを目標としている。始めのセレクシ
ョンとしては、cmodel 等級で 17≤zcmodel mag<25
いて、次のセクションで紹介する。

i-z [AB]の天体を選択した。z∼1 の候補天体の選出方法につ

1.5

1

0.5

3

0

Color selection

円銀河の色-等級関係の進化をよく再現したモデルでたものが、図 1 である。4000Å break が z∼1 の天体
では 8000Å 付近に現れるため、i-z の色で特徴的な変化が見られる。この特徴を利用して z∼1 の候補天体を抽出する。しかしこの 1 色だけでは z=1.6-1.8 の天体のコンタミネーションがあるため、それを減ら

0.5

1.5

2

1

1.5

2

1.5
1
0.5
0

ある。そのモデルにより生成された SED から計算した i-z、r-z の 2 色についての色進化のモデルを示し

0

1

2

r-z [AB]の種族合成モデルは、銀河の化学進化を取り入れ、楕

0.5

2.5

z∼1 の red galaxy サンプルの選出には、色選択の手法を用いた。今回使用した Kodama&Arimoto 1997

03

redshift

図 1: 楕円銀河の色進化トラック (Kodama & Ari-

moto 1997)。赤線は質量の大きい (∼ 1012 M⊙ ) 楕
円銀河に対するモデル、紫線は比較的小質量な (∼109 M⊙ ) 楕円銀河に対するモデルである。実線は形
成時期 zf = 2, 破線は zf = 3, 点線は zf = 5 を示す。

す目的として r-z との 2 色で色選択を行う。ここで、
図 2, 図３はそれぞれ i-z, r-z について横軸 z 等級として示した色等級図である。図中の青線部分がモデルの z=0.9-1.1 の位置に対応する。色等級図上で確認すると単純な受動的な進化とは異なり、criteria を斜めに切り出す必要があることが分かる。
また、どのような領域の取り方が実際に良く z ∼ 1 の4Analysis method

4.1

Cross-correlation function

銀河の空間クラスタリングを定量的に表す指標として、2 点相関関数が用いられる。2 点相関関数 ξ(r)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校となる。射影相関関数は、相関関数を視線方向に積分し、天体までの距離の情報を潰した関数になっている。Davis & Peebles (1983) により、射影相関関数

ω(rp ) は以下の式で与えられる。
∫ ∞ω(rp ) = 2dπ ξ(rp , π)0rp は投影された二天体間の距離であり、π は視線方向の距離を表す。ξ(rp , π) は、rp , π を用いて表した
二点相関関数である。ξ(r) は、ξ(r) = (r/r0 )−γ のよ
うに冪の形で書けることが知られているため、これを ω(rp ) の式に代入すると解析解は、
図 2: z 等級と i-z の色等級図。図中の白丸はモデル(における z=1 の位置、四角は z=2 の位置を示す。

ω(rp ) = rp

r0
rp

)γ

Γ( 21 )Γ( γ−12 )Γ( γ2 )とガンマ関数を用いて表される。本研究では、天体間の距離 θ(角距離) の関数である角度相関関数 ω(θ)
の測定を、次の Davis & Peebles (1983) の表式を用いて行った。

ω(θ) =

DD(θ)
−1
DR(θ)

ここで DD(θ), DR(θ) は、ある θ のセパレーショ
ン内の QSO-galaxy のペアの個数、QSO-ランダムペアの個数を、それぞれ NQSO Ngalaxy , NQSO Nrandom
で規格化したものである。
図 3: z 等級と r-z の色等級図。
は、ある天体から距離 r だけ離れた位置の体積要素

4.2

Bias

QSO のバイアスパラメータ b は、次式のように定dV 内に銀河が含まれる確率を dP とした時、銀河の 義される。
平均数密度からの超過として次式のように定義されている。

dP = n[1 + ξ(r)]dV.
そこで求めたい QSO と銀河の CCF について考えると、QSO から銀河までの距離を r とした時、dP (G|Q) = ng [1 + ξQG (r)]dVと表すことができる。

b=

σ8,QSO
σ8,DM

σ8,QSO , σ8,DM は、それぞれ 8h−1 Mpc スケールにおける AGN、ダークマターの相関関数の rms を表す。

σ8,AGN は、QSO の自己相関長 rQQ を用いて、√( r )γ/2
72
QQ
σ8,AGN =,(3 − γ)(4 − γ)(6 − γ)2γ
8と計算される。また σ8,DM は、天体までの距離は得られていないため、実際に求めることができる統計量は、天体の空間分布を視線方向に垂直な二次元平面に投射した射影相関関数 ω(rp )σ8,DM = σ8

D(z)
D(0)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校と、線形成長因子 D(z) を用いて求められる。
バイアスパラメータの値と DMH の質量を結ぶ関係
式 (e.g., Sheth et al. 2001) を使うことにより、QSOの住む DMH の質量を見積もることができる。

5

Results
図 3 に QSO といくつかの等級グループに分類した銀河との CCF の結果を示す。

図 5: QSO と銀河の相互相関関数 (青点) および、銀河の自己相関関数 (赤点)。
抽出するにあたって、Kodama & Arimoto 1997 の種族合成モデルによる色進化トラックを用いた。そのモデルを使って計算された HSC i-z, r-z の 2 色の色等級図より、z∼1 red galaxies に対する色選択法を確立した。

ACF,CCF の測定を行った結果、CCF の冪 β の値が
図 4: 相互相関関数の銀河等級依存性

0.52 となり、これは Shen et al. 2012(z∼0.5, SDSSQSO CCF) で求められた冪 β = 0.69 と比べて flat

明るい銀河ほど強くクラスタリングする傾向は、数な結果となった。今後、相関関数のバイアスパラメー

多くの先行研究と一致している。また、図 5 に SDSS

タを導出し、DMH 質量への制限をつけ、議論を進め

QSO と HSC red-galaxy の CCF ω(θ) を示す。図中の てゆく。
点線は、rp > 1M pc を power-law モデルで χ2 フィッ
ティングしたもの。

Reference
6

Conclusion & Future work
AGN のクラスタリングを調べることにより、AGNの住んでいる環境を知ることができる。AGN 同士の

Akiyama, M. et al. 2018, PASJ, 70, S34
Coil, A. L. et al., 2009, ApJ, 701, 1484
Croom, S. M. et al., 2005, MNRAS, 356, 415

自己相関関数 (auto-correlation function;ACF) より

He, W. et al. 2018, PASJ, 70, S33

も AGN と銀河の CCF を考える方がサンプル数が格Kodama, T. & Arimoto, N., 1997, AJ, 320, 41

段に大きくなるため、統計的に有意な議論が可能とな

Krumpe, M. et al. 2015, ApJ, 815, 21る。そこで我々は z∼1 における SDSS QSOs と HSC

Ross N. P. et al., 2009, ApJ, 697, 1634

red galaxies の CCF を計算する。今回 HSC-SSP のShen, Y. et al., 2013, ApJ, 778, 98

データカタログから z∼1 の red galaxies 候補天体を

Yamada, T. et al., 2007, ApJ, 659, 862

——–indexa19

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団外縁部のエントロピー異常に対するガス塊の寄与
上田 将暉 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
銀河団外縁部のエントロピーの観測値が予想値よりも小さいことの原因の一つとして，ガス塊の存在が挙げられている．そこで，本研究では，ガス塊の存在を調べるために，すざく衛星の観測から外縁部のエントロ
ピーが求められている銀河団のうち，XMM-Newton 衛星による観測もされている６つの銀河団を解析した．
銀河団の X 線観測で X 線点源状に明るく検出される天体には，ガス塊に加えて遠方の活動銀河核が考えられる．そこで，銀河団領域と近くに銀河団の存在しない領域の点源について，放射強度と個数密度の関係を比較した．その結果，点源の大半が活動銀河核である比較領域に対して，銀河団領域の点源数は有意な超過は見られなかった．また，それぞれの銀河団領域に対し，r500 以降で検出された点源を足し合わせたスペク
トルを作成し，活動銀河核の放射に特有の冪関数と高温ガスの放射の成分を足し合わせてスペクトル解析を行った．すると，冪関数成分が卓越しており，高温ガス由来と考えられる成分は検出されなかった．以上の2 つの結果から，検出された点源のほとんどは，比較領域と同じく遠方の活動銀河核であると考えられる．

1

Introduction
銀河団は重力的に束縛された宇宙最大の天体である．その姿を可視光で観測すると，個々の銀河しか見えない．一方，X 線を用いた観測では，銀河団のバリオン質量の大半を占める高温ガスを確認することができる．冷たい暗黒物質を仮定した宇宙の形成モデルによると，銀河団は衝突合体を繰り返し，小さな構造から大きな構造へと成長する．そして，現在も形成過程にあり，質量降着が起きている．降着が起きると衝撃波が生じ，銀河団外縁部の高温ガスは加熱される．銀河団ガスの温度や密度は膨張や圧縮により変化するが，エントロピーは可逆過程では変化しない．エントロピーが上昇するのは衝撃波などによる加熱が起こったときである．つまり，銀河団
ガスのエントロピーの測定から銀河団ガスの熱史を探ることができる．この衝撃波加熱は銀河団の成長に伴い大きくなるため，銀河団ガスのエントロピー−2/3

K = kT ne(k: ボルツマン定数，T : 温度，ne : 電子数密度．熱力学的なエントロピーから対数や定数を除いたものと一致．) は最近形成された外縁部に向かって上昇すると考えられ，例えば，衝撃波加熱のみを考慮したシミュレーションでは K ∝ r1.1 (r: 銀河団中心からの半径) と予想されていた (Voit et al.

2005)．しかし，バックグラウンドの低いすざく衛星を用いて銀河団外縁部まで観測した結果，理論予測に反してエントロピーは外側でほぼ一定であった (e.g.

Kawaharada et al. 2010)．このエントロピー異常の原因の一つとして，銀河団外縁部のガス塊による密度の過大評価 (e.g. Simionescu et al. 2011) が挙げられている．
高温ガスの X 線は電子とイオンの相互作用によって放射されるため，その強度は密度の 2 乗に比例する．そのため，降着した高温ガスの一部が拡散せずに塊のまま存在すると，密度の過大評価を引き起こす．すると，エントロピーの過小評価につながってしまう．そこで，外縁部にガス塊が存在し，それが密度の評価にどの程度の影響を及ぼすかを調べることを考える．シミュレーションによると，外縁部でガス塊が生じ，その典型的な大きさは ≤ 50 kpc h−1 であることが予想されている (Vazza et al. 2013)．この大きさの天体は現行の X 線衛星では点源状に観測される．
銀河団領域の X 線観測で点源状に見える天体には，
このガス塊に加えて，宇宙に等方的に存在する遠方の活動銀河核が考えられる．後者のスペクトルは冪関数状に高エネルギー側まで伸びる．対して，高温ガスの放射モデルで表されるガス塊は低エネルギーが卓越したスペクトルとなっている，そこで，周囲2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校に銀河団のいない領域を比較対象として，低エネル

MOS2，pn) のデータを用いて解析を行った．低エ

ギー側と高エネルギー側で X 線源の数を比較をする

ネルギー側で特に明るいガス塊候補と高エネルギー

ことにより，ガス塊の候補となる X 線源が有意に存側でも明るい活動銀河核を漏れなく検出するために，在するかを調べることができるはずである．

0.5 − 2.0 keV, 2.0 − 10 keV のそれぞれのエネルギー

また，検出された X 線点源を足し合わせたスペク

帯のイメージを用意した．そして，暗い点源まで検トルの中に，ガス塊由来と考えられる成分が含まれ出するために，Vignetting 補正を行い，バックグラ

るかを調べるためのスペクトル解析も行う．

ウンドを差し引いておく．このようにして得られたイメージに対し，7σ のしきい値で点源を検出した．
検出された点源のうち，外縁部のものについて調べ

2

Observations and Data re- るために，r500 1 より外側のものを選択して解析を行った．検出された点源の位置を載せたイメージのduction

一例として A2744 の結果を図 1 に示す．水色の円は解析の対象には，すざく衛星の観測から外縁部のエr500 を半径とする円を表しており，r500 以降の点源

ントロピーが求められている銀河団のうち，XMM-

は緑色の円で示した．これを見ると，点源を検出でNewton 衛星による観測も行われている銀河団を選 きているといえる．また，各銀河団領域において r500
んだ (Walker et al. 2012; Ibaraki et al. 2014; Miller より外側で検出された点源の個数を表 1 に示した．

et al. 2014)(表 1)．これらの銀河団は z = 1.5 − 3 の距離にあり，XMM-Newton 衛星で典型的なガス塊を観測すると，F W HM ∼ 12” − 24” となる．
銀河団外縁部のガス塊候補を含めた点源を検出す
るには，高い角度分解能と暗い点源まで調べる事のできる大きい有効面接が必要とされる．そこで，すざく衛星より高い角度分解能 (15”) を有し，Chandra
衛星よりも大きな有効面積を持つ XMM-Newton 衛星で観測され，公開されているデータを用いることにした．
観測される点源のほとんどが活動銀河核となる比較領域には，Lockman hole 領域及び，COSMOS 領域を選んだ．そして，XMM-Newton 衛星のデータを用いて解析され，得られている点源数をそれぞれ(Cappelluti et al. 2009; Brunner et al. 2008) から引用した．
今 回 の 研 究 で は ハッブ ル 定 数

H0=70 km s−1 Mpc−1 を用い，平坦な宇宙 (Ωm,0 =0.27, Ω∆,0 = 0.73) を仮定した．指定しない限り誤図 1: XMM-Newton 衛星で観測された A2744 の X
線イメージ．Vignetting 補正を行い，バックグラウ
ンドを差し引いている．エネルギー帯は 0.5 − 10 keVである．水色の円が中心から r500 の位置を示している．緑の円が r500 より外側で検出された点源の位置．

差は全て信頼区間 68% である．

3.2

3

Analysis/Results

3.1

点源の検出

X 線源数の比較

X 線点源のほとんどが活動銀河核である領域と銀河団領域を比較することで，銀河団に特有の点源の影響を調べることを考える．図 2 に放射強度と個数

XMM-Newton 衛星の 3 つの X 線検出器 (MOS1，

1 その内側の平均密度が宇宙の臨界密度の 500 倍となる半径2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 解析対象銀河の諸物理量と r500 以降で検出された点源の個数．各物理量は (Planck Collaboration2011) に準拠．
銀河団

RA [dec]

DEC [deg]zr500 [kpc]

OBSID

検出点源数

A773
A1689

139.49197.88

51.69
–1.35

0.217
0.183

1228
1339

0084230601
0093030101

201
228

A2204

248.18

5.59

0.152

1345

0112230301

58

A1914

216.49

37.83

0.171

1345

0112230201

49

A1413

178.81

23.39

0.143

1242

0112230501

30

A2744

3.58

–30.38

0.307

1358

0042340101

170

密度の関係 (LogN -LogS 関係) の比較結果を纏めた． 銀河団領域の視線方向には比較領域と同じだけの活
ただし，それぞれの観測の露光時間をもとに決めた

動銀河核が分布しているといえる．

検出限界より明るい点源のみを使用した (Watson et

ガス塊は低エネルギー帯で明るく，もしガス塊がal. 2001)，横軸が X 線強度 S ，縦軸がその点での強 存在すれば点源の個数は活動銀河核とガス塊を足し度よりも明るい点源数 N を示している．

たものとなると考えられる．しかし，低エネルギー帯である図 2(B) を見ると，比較領域に対する有意な

3.3

足し合わせたスペクトルの解析

さらに，r500 より外側で検出された点源のスペク

超過は見られない．以上の 2 つの結果から，銀河団
外縁部に活動銀河核に加えて有意にガス塊の候補となる点源が存在するとはいえない．

トルの中にどれくらいのガス塊成分の寄与が含まれ今回は XMM-Newton 衛星の一観測の視野に収まるかを推定することを考える．ただし，個々の点源

るよう，z = 1.5 − 3.0 とやや遠方の銀河団についてのスペクトルを調べるには統計が足りないため，点解析を行った．しかし，この距離では分解しきれず埋源のスペクトル全てを足し合わせたものを作成した． もれているガス塊も存在すると考えられるため，今それを用いて，活動銀河核の放射に特有の冪関数と 後はより近い銀河団についても同様の解析を行う方
高温ガスからの放射モデルである APEC (Smith et

針である．

al. 2001) を足し合わせたモデルでスペクトルフィッ
トを行い，ガス塊の明るさを評価した．そして，明るさの比を調べると冪関数成分が卓越しており，高温ガス由来として有意な成分は検出されなかった．高
温ガスの X 線強度は密度の二乗に比例すること，さらに銀河団外縁部の解析時に一定以上の明るい X 線
源は観測領域からマスクされることを考えると，ガス塊が密度に与える影響は小さいといえる．

5

Conclusion
銀河団外縁部に存在するガス塊が密度に与える影響を評価するために，XMM-Newton 衛星で観測された銀河団 6 天体について， r500 より外側で検出された点源の解析を行った．logN -logS 関係の比較か
ら，点源の大半が活動銀河核である比較領域に対して，点源状のガス塊も存在する各銀河団領域の点源

4Discussion数は有意に超過していないといえる．また，活動銀河核の放射に特有の冪関数と高温ガスの放射の成分

高エネルギー帯で明るい点源は主に活動銀河核でを足し合わせてスペクトル解析を行ったところ，冪あるため，銀河団領域ではガス塊の影響を取り除い関数成分が卓越しており，高温ガス由来と考えられた点源数と比較領域の点源数の比較となる．高エネ

る成分の寄与は小さかった．以上の 2 つの結果から，ルギー帯である図 2 の (A) を見ると，両者の点源数検出された点源のほとんどは，比較領域と同じく遠は誤差の範囲で一致していることがわかる．よって， 方の活動銀河核であると考えられる．

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: LogN -LogS 相関図．(A) が 0.5−−2 keV の低エネルギー帯の点源についてであり，右側は 2.0−10 keVの高エネルギー帯についてのものである． 色で塗られているのが各銀河団外縁部の X 線源．青の実線はLockman hole 領域の点源数 (Brunner et al. 2008)，赤の実線は COSMOS 領域の点源 (Cappelluti et al.
2009) の個数を表す．

Reference
Brunner H., Cappelluti N., Hasinger G., et al., 2008,
A&A, 283, 300
Cappelluti N., Brusa M., Hasinger G., et al., 2009,
A&A, 635, 648
Ibaraki Y., et al.,2014, A&A, 562: A11.
Kawaharada M., Okabe N., Umetsu K. et al., 2010, ApJ,
714, 423
Miller E., George J., Mushotzky R., et al., 2014, The
X-ray Universe 2014, 139
Planck Collaboration, 2011, A&A, 536, A11
Simionescu A., Allen S. W., Mantz A. et al., 2011, Science, 331, 1576
Smith, R. K., Brickhouse, N. S., Liedahl, D. A., & Raymond, J. C. 2001, ApJL, 556, L91
Vazza F. et al., 2013, MNRAS, 429.1: 799-814.
Voit G. M., Kay S. T., & Bryan G. L., 2005, MNRAS,
364, 909
Watson et al., 2001, A&A, 365, L51
Walker, S. A., Fabian, A. C., Sanders, J. S., & George,
M. R. 2012b, MNRAS, 427, L45

——–index

a20

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河団ガス中の共鳴散乱シミュレーション
秋元 大地 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
ペルセウス座銀河団における共鳴散乱の影響を調べた。銀河団ガスの光学的厚さを共鳴散乱に対して計算す
ると，振動子強度の大きい Fe Heα 共鳴線で，銀河団の中心からビリアル半径までの光学的厚さが 1 を超えた。またひとみ衛星軟 X 線分光検出器によって決定された銀河団中心部での乱流速度 164 ± 10 km s− 1 に近い，150 km s− 1 の乱流が存在するとしたときの光学的厚さを計算すると，銀河団中心から 10 kpc 以内では
光学的厚さがほぼ 1 であることが確認された。これらに基づき，乱流速度を 150 km s− 1 としたときの，銀河団における光学的に厚い輝線での共鳴散乱の影響の数値計算を，粒子シミュレーションツールキット Geant4
および高エネルギー望遠鏡用イベントジェネレータ HEASim を用いて行った。シミュレーションから生成したスペクトルの，共鳴線と他の輝線との輝線の比および線幅を調べ，共鳴散乱があると輝線比が小さくなる
ことが確認されたが，ひとみ衛星 SXS による観測の輝線比とは一致しなかった。また線幅も観測とは異なり，共鳴線の幅が禁制線よりも小さい結果が得られた。シミュレーション手法に改善を要することを示している。

1

Introduction
銀河団コアのガスのエネルギー収支について，これまで様々な解釈が提示されてきた。その 1 つに，活動銀河核のジェットが生む相対論的プラズマの泡が，銀河団ガスにランダムな運動を生むことで温度を維持しているという解釈がある。銀河団ガスの運動を調べるにあたっては，X 線放射領域（銀河団中心部）とその他の領域で異なる手法をとる。銀河団中心のガスの運動はドップラー効果でわかるが，銀河団中
心と観測者との間のガスの運動は共鳴散乱を介して調べられる。共鳴散乱とは，あるエネルギーのイオンから放射された光子が，同じエネルギーのイオンに吸収されると，等方的に再放射される現象である。
共鳴散乱の断面積は乱流速度に依存するため，乱流速度が大きいと散乱が起きにくくなる。共鳴散乱が起こると，銀河団中心領域からの共鳴線の強度が減である。ひとみ衛星の，これまでにないエネルギー
分解能をもつ軟 X 線分光検出器 (Soft X-ray Spec-

trometer, SXS) によるペルセウス座銀河団コアの観測では，輝線強度比および線幅から，乱流速度が典型
的なガス中の音速の 2 割に満たない 164 ± 10km s−1
であることがわかった (Hitomi Collaboration 2016,2018)。ただ，ペルセウス座銀河団外縁部や他天体についても同様の傾向が見られるかは未知である。今後の観測で共鳴散乱を介してガスの運動を調べるた
めの準備として，ペルセウス座銀河団における共鳴散
乱を粒子シミュレーションツールキット Geant4 を用いてシミュレートし，得られた光子リストから，ひとみ衛星の SXS で得られるペルセウス座銀河団のスペ
クトルを高エネルギー望遠鏡用イベントジェネレー
タ HEASim によって擬似的に生成し，シミュレート
した共鳴線の禁制線に対する比や，共鳴線および禁制線の線幅を実際の観測結果と比べた。

少し，共鳴線の禁制線に対する比が小さくなる。また乱流における共鳴散乱では入射時と放射時で光子のエネルギーが変わるため，共鳴線の線幅が広がる。 2

光学的厚さ

したがって，共鳴線の禁制線に対する比や，共鳴線の線幅が，乱流速度に伴ってどう変化するかを調べることで，銀河団外側のガスがランダムな運動をしているかがわかる (Zhuravleva et al. 2013)。
ペルセウス座銀河団は天球上で最も明るい銀河団

2.1

計算手法

光学的厚さは，X 線が銀河団中心から銀河団の端まで輸送するときの単位長さあたりの散乱されやす2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
さを，銀河団ガスの厚みにかけたものである。散乱Ⱏ뒊简

されやすさには，散乱断面積にアバンダンスを乗じ配的であり，それに共鳴散乱を加味した。共鳴散乱の散乱断面積は，吸収が正規分布で起こると近似して[]√πhre cf(E − E0 )2
exp −
.
(1)
σRS =
∆E
(∆E)2

E0 は輝線中心での共鳴エネルギー，h は Planck 定殯갪꟦鼂獳简

⯔㷕涸⾨ׁ

たものを用いた。銀河団ガスではトムソン散乱が支

w

y




数，re は古典電子半径，c は光速，f は振動子強度を√指す。輝線中心での散乱断面積は πhre cf /∆E とな

x





ؒ‫ؘٕط‬٦ LF7

る。∆E は Maxwell 分布の熱速度と乱流速度の 2 乗

図 1: ペルセウス座銀河団中心からビリアル半径からなる速度のドップラー幅である。

(1.6 Mpc) までの，Fe XXV の主要な輝線の光学的共鳴散乱の光学的厚さは厚さ∫ RmaxZδnp σRS dr.

(2)

0

Rmax はビリアル半径，δ は各イオンのイオンフラク
ション，Z は ICM 中の水素に対する考えたい元素の相
対的アバンダンス，陽子数密度は np = nH ≈ ne /1.2とした。トムソン散乱の光学的厚さはne σT dR.

(3)

0

2.2





∫ Rmax
τT =


⯔㷕涸⾨ׁ

τR S =



ペルセウス座銀河団の光学的厚さ

ペルセウス座銀河団における光学的厚さを式 3，2（図 1，2） ペルより τ = τT + τRS として計算した。

✉崧LNTꋒ屎㔚⚥䗰ַ‫ך׵‬騃ꨄ LQD






図 2: ペルセウス座銀河団における 6.7 keV Fe Heα共鳴線の，中心からの距離ごとの光学的厚さ

セウス座銀河団のガスは，平均的には光学的厚さが1 未満であるが，10 kpc 以内では，乱流がなければ 2✉崧‫׃ז‬

3.1

Geant4 による光子リスト生成

以上，150 km s−1 の乱流があってもほぼ 1 であった。

ペルセウス座銀河団の銀河団ガスにおける Fe He α銀河団全体では輝線はほとんど吸収されずに観測機

共鳴線をはじめとした，6.7 keV 周辺の鉄輝線を調べに到達する一方，銀河団中心部のガスは密度が高い

た。温度とアバンダンスには，Werner et al. (2013);

ため，光学的厚さも大きいことが確認された。

Urban et al. (2014) の値を用いた。Geant4(Geant4
Collaboration 2003, 2006, 2016) を用いた粒子シミュ

3

スペクトルのシミュレーション

レータ内に，XMM-Newton 衛星と Chandra 衛星による観測データをもとにしたペルセウス座銀河団をペルセウス座銀河団中心部では乱流があったとし模した銀河団ガス分布を再現し，同じくシミュレーても共鳴散乱に対する光学的厚さが 1 を超えると確タ内に検出器を置いた。検出器は入射光子のエネルと設定し， ギーおよび飛来してくる方向を知ることができる。
輝線スペクトルへの共鳴散乱の影響を数値計算によっ これによって，銀河団を中心から同心円状に分割し，認されたことから，乱流速度を 150 km sて評価した。

−1

個々の円環ごとの光子リストを作成した。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

共鳴線の高さと幅
Fe XXV の，共鳴線 (w) の禁制線 (z) に対する比をとると，図 5 のように，共鳴散乱があると輝線比が小さくなることが確認された。この傾向はペルセウス座銀河団コアの中心部，外側どちらにおいても見られた。しかしながら，ひとみ衛星 SXS による観測と比較すると，観測は共鳴散乱のない場合の輝線の比に近い。これはこれまでの先行研究に反するものであり，シミュレーション手法に改善を要するこ
図 3: ひとみ SXS によるペルセウス座銀河団イメーとを示唆している。
図 6 に，シミュレートした線幅と，ひとみ衛星 SXS

ジを擬似的に生成したもの

による観測におけるそれとの比較を示した。観測でイオン

E (keV)

振動子強度

備考

は共鳴線のほうが禁制線よりも線幅が大きいが，シFe XXV

6.70040

7.19 × 10−1

Heα, w

ミュレーションでは逆に禁制線の線幅のほうが共鳴

Fe XXV

6.63658

3.03 × 10−7Heα, z線の幅よりも大きくなっている。共鳴散乱があればFe XXVI

6.973072.73 × 10−1Lyα1

共鳴線の幅は広がるはずであり，このシミュレーショFe XXVI

6.95186

1.36 × 10−1

Lyα2

ンは観測をうまく説明できていない。輝線の比のシ

表 1: 正規分布でフィッティングした輝線

ミュレーション結果に加えて，線幅の結果もまた，シミュレーション手法に改善を要することを示唆して
いる。

3.2

HEASim によるスペクトル生成

Geant4 が生成した光子リストは検出器を通していないため，実際の観測と直接比較するには適さない。

5Conclusion

そこで HEASim を用いて光子リストからスペクト

ペルセウス座銀河団ガスの光学的厚さを共鳴散乱

ルを生成した。銀河団を複数の円環からなる光源とに対して計算すると，振動子強度の大きい Fe Heα 共

みなして光子リストを HEASim に渡すことで，ひ鳴線で，銀河団の中心からビリアル半径までの光学とみ衛星の SXS を通したときに得られるペルセウス

的厚さが 1 を超えた。また 150 km s− 1 の乱流が存座銀河団のイメージを再現した（図 3）。このときの在するとしたときの光学的厚さを計算すると，銀河視線方向と露光時間はひとみ SXS の実際の観測に合団中心から 10 kpc 以内では光学的厚さがほぼ 1 であわせ，それぞれ (RA, Dec.)(J2000) = (49.93, 41.52)， ることが確認された。これらに基づき，乱流速度を243.5 ksec とした。このイメージを，中心領域 9 ピク 150 km s− 1 としたときの，銀河団における光学的にセル（図 3 右上の 34, 32, 30, 33, 31, 29, 35, 28, 27） 厚い輝線での共鳴散乱の影響の数値計算を Geant4，と，それ以外の外側 26 ピクセルに二分割したうえで， HEASim を用いて行った。シミュレーションから生
領域ごとのスペクトルを得た。スペクトルの輝線強度成したスペクトルの，共鳴線と他の輝線との輝線のおよび輝線幅の解析では，連続成分は AtomDB バー

比および線幅を調べ，共鳴散乱があると輝線比が小ジョン 3.0.8 から強い輝線を取り除いた APEC モデ

さくなることが確認されたが，ひとみ衛星 SXS によ

1ル とし，表 1 の各輝線に対しては赤方偏移を考慮る観測の輝線比とは一致しなかった。また共鳴線おした正規分布をフィットした。

よび禁制線の線幅も観測とは一致せず，共鳴線の幅が禁制線よりも小さい結果が得られた。これらの結果はシミュレーション手法に改善を要することを示

1 AtomDB および APEC: http://www.atomdb.org/

している。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

normalized counts s−1 keV−1

normalized counts s−1 keV−1

20

15

10

5

40

20

0
4
(data−model)/error(data−model)/error

0
4
2
0
−2
6.5

6.6

6.7
6.8
Energy (keV)

2
0
−2
−4

6.9

(a) 中心領域

6.5

6.6

6.7
6.8
Energy (keV)

6.9(b) 外側領域3

図 4: HEASim による，ひとみ衛星 SXS を通したペルセウス座銀河団コアのスペクトルoutercenter

outer

4

1.5

3

2

σ (eV)

Ratio(w/z)

2.55center

図 5: Heα 共鳴線 (w) の禁制線 (z) に対する比（黒い図 6: Heα 共鳴線 (w)，および禁制線 (z) の線幅（三四角が共鳴散乱なし，赤い三角が共鳴散乱あり，青角が共鳴線，四角が禁制線。黒色が共鳴散乱なし，赤い十字がひとみ衛星による観測）

色が共鳴散乱あり，青色がひとみ衛星による観測）

Reference

Hitomi Collaboration: 2018, Publications of the Astronomical Society of Japan 70(2), 10

Geant4 Collaboration: 2003, Nucl. Instruments Methods Phys. Res. Sect. A Accel. Spectrometers, Detect.
Assoc. Equip. 506(3), 250

Urban, O., Simionescu, A., and Werner, N.: 2014, Mon.
Not. R. Astron. Soc. 437, 3939

Geant4 Collaboration: 2006, IEEE Trans. Nucl. Sci.
53(1), 270

Werner, N., Urban, O., Simionescu, A., and Allen,
S. W.: 2013, Nature 502(7021), 656

Geant4 Collaboration: 2016, Nucl. Instruments Methods Phys. Res. Sect. A Accel. Spectrometers, Detect.
Assoc. Equip. 835, 186

Zhuravleva, I., Churazov, E., Sunyaev, R., Sazonov, S.,
Allen, S. W., Werner, N., Simionescu, A., Konami,S., and Ohashi, T.: 2013, Mon. Not. R. Astron. Soc.
435(4), 3111

Hitomi Collaboration: 2016, Nature 535(7610), 117

——–index

a21

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

HSC 広視野撮像観測による z ∼ 4
Brightest Cluster Galaxy 候補の検出
伊藤慧 (国立天文台 / 総合研究大学院大学 物理科学研究科)

Abstract
大きい質量を持つ早期型銀河の形成の理解は、銀河形成を紐解いていく中で重要である。近傍宇宙の中で特異的に質量の重い銀河として Brightest Cluster Galaxies (BCGs) があげられ、その形成史の理解は大きな質量の早期型銀河の形成を理解することにも繋がると考えられている。 BCGs は銀河団中で特異的に明るい銀河として定義され、銀河団の構造形成とも密接に関係していることが知られている。近傍宇宙においては、早期型銀河に比べて異なる性質が知られているが、BCGs の祖先 (proto-BCGs) の統計的観測が z > 3の高赤方偏移宇宙において存在しないため、その進化はたどることができていなかった。そこで本研究ではToshikawa et al. (2018) において Hyper Suprime-Cam Subaru Strategic Program (HSC-SSP) の 5 色撮像データを元に検出した z ∼ 4 の原始銀河団 179 領域において proto-BCGs 候補を選択し、その基本的な性質の調査を行なっている。我々は原始銀河団中の g-dropout 銀河の中で最もかつ特異的に明るい天体を

proto-BCGs 候補として選択した。これらの候補天体や同一環境に存在する銀河は等級を考慮しても rest-UV
で赤い色を持つことを確認した。同時に staking analysis を用いて各サンプルの典型的なサイズを計測したが、同程度の等級を持つ field 銀河に比べて proto-BCG 候補はより大きなサイズを持つ可能性が存在することがわかった。rest-UV の色はダストの量と相関があるため、これらの結果は本研究で選択した proto-BCGsとその環境には一般的な天体に比べてダストが多く存在する可能性を示している。また、size の傾向も前述の色の傾向と矛盾しないと考えることができる。

1

Introduction
Brightest Cluster Galaxies (BCGs) は銀河団中で最も明るい銀河であり、その当時の宇宙の中でも最も重く高い光度を持つ天体である。これらの多くは銀河団中心の重力ポテンシャルがもっとも大きな位置に存在し、形態は一般的には早期型に分類されるが一部では cD 型と呼ばれる、外側に延びた構造を持つことが知られている。その他にも近傍宇宙においては早期型銀河とは異なる性質を持つことが明らかになってきた。近傍の BCG 研究は主に SDSS の銀
河団カタログを用いて行われており、Bernardi et al.

(2007) では、Eﬀective Radius と光度の関係である
size-luminosity relation を早期型銀河で比べ、結果
BCGs は早期型銀河に比べて急な相関を持つことがわかった。この結果と速度分散と光度の相関から、筆成されると主張している。この BCG の dry merger

process は理論シミュレーションでも示唆されており、De Lucia & Braizot (2007) では BCG の星質量の 80% は z ∼ 3 で形成され dry-merger を経ながらz ∼ 0.5 以降で一つの BCG になると主張している。
しかしながら、この様な他の銀河に比べて早期に星が形成される BCG の形成プロセスは近傍銀河と理論シミュレーションのみによるものであり、高赤方偏移の観測的研究は z ≤ 2 に限られている。この原因の一つとして、高赤方偏移 BCG の検出には原始銀河団と呼ばれる銀河の高密度領域のサンプルが必要であり、原始銀河団の数密度が少ないために現状のサンプル数が少ないことが挙げられる (c.f. ∼ 20
サンプル)。
これまでの原始銀河団は大きく分けて 2 つの手法で検出されてきた。一つは高密度領域をトレースする

者らは BCG は早期型銀河に比べて星形成を起こさず

特定の天体の周りの銀河を探査するものであり、もうに衝突して一つになるプロセス、“dry merger” で形一つは広い領域で銀河を探査するものである。前者は2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
特異的な原始銀河団を検出してしまう可能性が存在“静かな星形成” で形成されると示唆されており (Deし、後者はコストが高いという難点が存在した。そこ

Lucia & Braizot 2007)、SMG よりは星形成が低いとで、我々は Hyper Suprime-Cam の戦略枠プログラム

考えられるライマンブレイク銀河を選択することは(HSC-SSP) のデータを用いて原始銀河団の探査を行 この点で合理的だと考えている。具体的に以下の条なっている。HSC-SSP は可視 5-band (g,r,i,z,Y) によ

件を満たす天体を proto-BCGs 候補として選択した。

2る撮像サーベイで 300 夜を投入して全 1200 deg の観測を予定している。我々は Toshikawa et al. (2018)(以

1. T18 で検出した各原始銀河団候補の密度ピーク
から 3 arcmin 以内に存在する天体であること。

下 T18) において、HSC-SSP の S16A の Wide 領域

これを満たす天体は以下 “原始銀河団メンバー銀(∼ 121deg2 ) において z ∼ 4 のライマンブレイク銀河” とし、満たさない天体は “フィールド銀河”

河 (g-dropout 銀河) サンプルを構築し、その密度超とする。

過を計測することで原始銀河団候補の検出を試みた。
結果原始銀河団候補領域として 179 領域を検出した。

2. 各原始銀河団のメンバー銀河の中で i-band で 5

このサンプルは統一的な手法で得られたこれまでで番目に明るい天体と最も明るい天体の等級差が最も大きなサンプルである (先行研究のおよそ 10 倍

1.1 等以上である領域の最も明るい天体。この閾c.f. Overzier 2016)。本発表ではこの 179 領域を対値はランダムサンプリングで再現した 5 番目に象に BCGs の祖先 (以下 proto-BCGs) の候補選択及

明るい天体と最も明るい天体との等級差とのズ

び、その性質比較の結果を報告する。

レが生じる位置を元に決定した。(図 1).

2

1.00

Data / Sample Selections
本研究では T18 の原始銀河団サンプル 179 領域の銀河である g-dropout 銀河を元に proto-BCGs 候補

0.75

PDF

検出のために用いられた z ∼ 4 のライマンブレイク

Random

0.50

Proto Clusterの検出を試みた。しかしながら g-dropout 銀河にはバルマーブレイクをライマンブレイクと誤認識して0.25

しまうことで、低赤方偏移銀河が混入してしまって0.00

いることが知られている。本研究ではこれらを除く

0

1

ために T18 のサンプルに以下の二つの条件を課すこ

2

3

4

5th-1st [mag]とでより混入割合の少ない g-dropout 銀河サンプル
図 1: 5 番目に明るい天体と最も明るい天体の等級を構築した。

Break > 1.5
β < −0.5差。ヒストグラムが実際に T18 から求めたものであ(1) り、赤線は本研究で proto-BCGs 候補を選ぶ際に使(2) 用した銀河サンプルからランダムに天体を選択し再現したものである。

上記の Break は以下のように定義される。

Break =

fλ,f it (λg,cen ) − fλ,g
fλ,g

(3)

以上の条件から本研究では計 58 天体を proto-BCGs
候補として選択した。

UV-slope β は、各 band の fλ の値の関係を線形近似することで求めた。この条件を満たす銀河サンプルに対して rest-UV で最も明るい天体を proto-BCGs

3

rest-UV color の比較候補として選択した。理論シミュレーションでは近

本研究では選択した proto-BCGs サンプルとその傍の BCGs の星はおよそ 90% が starbusrt ではなく他のサンプルの i − z という色の比較を行った。比較

52018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
プルにわけ、field 銀河との比較を行なった。proto-の為、以下の 4 つのサンプルを構築した。

BCGs 候補の有無にかかわらず field 銀河をランダム

1. proto-BCG 候補に選択することで、等級分布を一致するようにした。

proto-BCGs を持たない原始銀河団のメンバー銀河

2. field 銀河
3. proto-BCGs 候補を内包する原始銀河団のメン
バー銀河
4. proto-BCGs 候補を内包しない原始銀河団のメと field 銀河色分布は図 3 の様になった。また proto-

BCGs を持つ原始銀河団のメンバー銀河と field 銀河
色分布は図 4 の様になった。それぞれのサンプルの等級分布は inset に記載している。
この 2 つの比較結果を 2 標本コルモゴロフスミルノ

ンバー銀河
これらのサンプルの色等級分布を比較するにあたり、等級分布を合わせる作業を行なった。これは色分布
は等級依存性があり、それぞれのサンプルの等級分
布が異なっているためである。

フ検定を行ったところ、proto-BCGs を内包するような原始銀河団のメンバー銀河は field 銀河と 5%の優位性で色分布が異なるのに対して、proto-BCGs を内包しない原始銀河団のメンバー銀河は field 銀河との違いは見られないということがわかった。サンプ
ルの平均値を比較しても 1σ のエラーを考慮の上でproto-BCGs V.S. field 銀河

3.1

proto-BCGs を内包する原始銀河団のメンバー銀河がfield 銀河に比べてより赤いということがわかった。
proto-BCGs の等級分布を再現できるように field 以上の結果を元に、本研究で選択した proto-BCGs
銀河をランダムに選択した。そのサンプルと proto- 候補と同一の環境に存在する銀河は field 銀河やそのBCGs の色分布は図 2 の様になった。この二つの色 他の原始銀河団環境に比べて赤い rest-UV color を持分布に対して 2 標本コルモゴロフスミルノフ検定をつと結論づけた。

実行したところ、有意水準 5% でこの色分布は異なるということが明らかになった。

3.5
w/o BCG pcl-member
field

3.0
2.5

PDF

BCGs
field

KS test p-value: 2.84e-02

2.5

2.0
1.5
1.0

PDF

PDF

2
1

0.75
2.0
1.5

KS test p-value: 9.38e-01

PDF

3.5
3.0

0.50
0.5

0
20.0

0.25
1.0
0.5

0.00
20.0

22.5
i [mag]0.0−1.25 −1.00 −0.75 −0.50 −0.25

22.5

0.00

0.25

0.50

0.75

i−z

i [mag]0.0−1.25 −1.00 −0.75 −0.50 −0.25

0.00

0.25

0.50

0.75

i−z

図 3: proto-BCGs 候補を持たない原始銀河団領域銀河の色分布 (赤線) と field 銀河の色分布 (青ヒストグ

図 2: proto-BCGs 候補の色分布 (赤線) と field 銀河ラム) の比較。

の色分布 (青ヒストグラム) の比較。

3.2

原始銀河団銀河 V.S. field 銀河

ここでは、原始銀河団のメンバー銀河をその原始銀河団が proto-BCGs 候補を持つかどうかで 2 サン

4stacking 法に基づく size 比較
我々は stacking 法というその種族の典型的な形状を知ることができる手法を用いて、選択した proto-2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校を示す observed sigma の値が 1σ 以上で異なることを確認した。

3.5
w/BCG pcl-member
LBG

3.0
2.5

KS test p-value: 4.95e-03

1.5

PDF

PDF

3

5

2.0
2

今回の proto-BCGs 候補と field 銀河の色分布と

1
1.0
0
20.0

0.5

Disucussion

size の比較によって、z ∼ 4 という高赤方偏移で既22.5
i [mag]0.0−1.25 −1.00 −0.75 −0.50 −0.25に違いが存在する可能性があるということが明らか
0.00

0.25

0.50

0.75

になった。proto-BCG 候補と同一環境に存在する銀i−z

河の UV-color が赤いという結果については、ダス
図 4: proto-BCGs 候補を持つ原始銀河団領域銀河のトの量が他の環境に比べて多いということが考えら

色分布 (赤線) と field 銀河の色分布 (青ヒストグラム)れる。size-luminosity relation で size と光度には正の比較。

の相関があり、かつ赤い色がダスト起源だとすると

proto-BCGs 候補の intrinsic な光度はより高いとい
BCGs 候補と field 銀河の表面輝度プロファイルの調 うことになるため、proto-BCGs 候補の size が大き査を行なった。サンプルは、proto-BCGs 候補は全天 かったという結果とも consistent である。将来的に体を用い、field 銀河は proto-BCGs の等級分布に一

これらの性質の形成プロセスに関しても議論してい致するようにランダムに天体を選択したものを用いく予定である。

た。stacking の方法としては、PSF 合わせをした各撮像データを天体の peak count でノーマライズした
後、“mean-combined” method で各データのノイズで重み付けをする手法をとった。(c.f. Momose et al.

2014). 結果、図 5 の表面輝度プロファイルを得る
ことができた。エラーとほぼ同程度の差ではあるが、100

Scaled countBernardi, M., Hyde, J. B., Sheth, R. K., et al. 2007,
ApJ, 133(4), 1741-1755.
De Lucia, G., & Blaizot, J. 2007, MNRAS, 375(1), 2-14.
Momose, R., Ouchi, M., Nakajima, et al. 2014, MNRAS,
442(1), 110-120.

radial prfile
BCG
LBG

Overzier, R. A. 2016, A&A Review, 24(1), 14.
Toshikawa, J., Uchiyama, H., Kashikawa N. et al. 2018,
PASJ 70(S), S12

10−1

10−2

10−3

Reference012
arcsec34

図 5: proto-BCGs 候補と field 銀河の stacking した
表面輝度プロファイル。

proto-BCGs 候補の方がややサイズが大きい兆候を確認することができた。また、radial profile のコア部分を gaussian で fitting を行なったとしても、size

——–indexa22

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC サーべイ領域内 weak lensing 同定銀河団のX 線を用いた系統的解析
吉田 篤史 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
Weak lensing(弱い重力レンズ効果,WL) は力学平衡等の物理的仮定を介さずダークマターの質量やその分布を直接抽出することができる唯一の手法であり、近年の銀河団研究において大きな成果を挙げている。現在進行中のすばる望遠鏡搭載 Hyper Suprime Cam を用いた戦略的観測プログラム (HSC-SSP) では、∼1400 [deg2 ] をカバーする大規模なデータから WL を用いた質量マップの作成を目指している。2017 年現時点では ∼ 160 [deg2 ]領域をカバーした銀河団カタログ (Miyazaki et al. 2018) が作成され、1014 h−1 M⊙ < M500 < 1015 h−1 M⊙の幅広い質量レンジで 65 もの WL 同定銀河団が検出された。そこで我々はこのサンプルを用いて銀河団のスケール則などを調べることを目的に X 線を用いたフォローアップ計画を開始した。我々はまず、X 線天文衛星 XMM-Newton のアーカイブデータを用いてサンプル領域を調査した。その結果、観測のあった 13 個の WL 質量分布ピーク周辺領域のうち、バックグラウンドノイズの影響が大きかった 1 領域を除いた 12 領
域で質量分布ピークから半径 0.5Mpc 以内に検出器の PSF に対し優位に広がった X 線源を確認した。また
これらの X 線源のイメージ・分光特性から銀河団ガスの光度を求めたところ、X 線光度と WL 質量の関係
は X 線同定銀河団と比較すると系統的に X 線光度が低いという示唆を得た。これは、従来の X 線を中心としたサンプルは、X 線で明るいものをバイアスして抽出している可能性を示す結果である。

1

Introduction

きた。しかし、近年の観測精度の向上により広域のサーベイ観測による質量で選択された銀河団カタロ

銀河団は銀河が数十個から数百個集まってできた天体であり、宇宙の階層構造における最も大きな重力束縛系である。銀河団はその質量のほとんどがダークマターであり、その重力によって集まった高温ガスや銀河によって構成されている。銀河団は宇宙論を研究する上で理想的な観測ターゲットとなっており、
特に銀河団の質量や個数密度、質量光度比などの統計量は宇宙論の研究において重要な物理量である。
現在の銀河団の観測的研究は、重力レンズ、X 線、
可視光、電波などの多波長観測による研究が行われており、X 線では銀河団の高温ガスからの熱制動放射や輝線放射を、可視光では銀河団を構成する個々の銀河を観測できる。WL は背景銀河の歪みを統計的に解析することで、力学状態の仮定によらず銀河団の全質量を測定することができる手法であるが、今までの WL 観測はその観測の難しさから、主に可視光や X 線などの観測ですでに知られている特定の銀河団の質量分布を調べることを念頭に置いてされてグ (WL 同定銀河団カタログ) の作成が可能になってきた。
過去のすばる望遠鏡の ∼ 16.7 [deg2 ] の範囲の観測による 10 個の WL 同定銀河団のサンプルを用いた研究で、X 線光度と WL 質量の関係は X 線で選択された銀河団 (X 線同定銀河団) と比較すると系統的に

X 線光度が低いという示唆を得た。このことから二つの観測方法には銀河団サンプルに対する選択バイ
アスがあることが示唆された (Gile et al.2015)。この結果はこれまでの銀河団の統計的な研究に影響を与えるものであるが、同サンプルはサンプル数が少な
く、質量レンジや赤方偏移レンジも狭いため、この
詳細な系統誤差の評価はまだ行われていない。
そこで、我々はすばる望遠鏡の超広視野主焦点カ
メラ HSC による大規模可視光サーベイ (HSC-SSP)のデータに着目した。HSC は過去の観測より 7 倍の視野と 8.2m 望遠鏡による深い観測および高い結像性能を誇り、赤方偏移 z∼1.0 までの銀河団が数多く

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
発見される。HSC-SSP は 2014 年から約 5 年かけ、 に復元し銀河の集中した領域から同定する CAMIRA∼ 1400 [deg2 ] の領域を観測する予定である ( 図 1)。 アルゴリズム (Oguri et al.2014) によって得られたメ
HSC-SSP の S16A field(∼ 160 [deg2 ]) の観測では、 ンバー銀河分布を合わせ比較を行った。
1014 h−1 M⊙ < M500 < 1015 h−1 M⊙ で 65 個の WL 同

分光解析では、銀河団ガスの X 線光度とガス温度

定銀河団が見つかっている (Miyazaki et al.2018)。

を精度よく見積もるために、XMM の 3 つの X 線本研究では、これら 65 個の WL 同定銀河団サン検出器のうち PN を用いたソース領域とバックグラ

プルに対し X 線アーカイブデータを用いたフォロー

ウンド領域との同時フィットを行った (図 2,3)。そのアップ解析を行い、より広い質量レンジ、赤方偏移

際、混入点源は XMM-Newton の検出パイプライン

レンジでの X 線光度と WL 質量の関係から詳細な選によって作成された 3XMM catalogue DR7(Rosen

択バイアスの評価を行う。

et al.2016) を用いて取り除いた。ソース領域の半径は銀河団の平均温度から求めたビリアル半径 r500 を使用した。また、ソース領域の中心は r500 内の X 線
重心とした。

図 1: HSC-SSP サーベイ領域。観測時間 (=深さ) により WIDE(図中の W),DEEP(D),Ultra Deep(UD)に分類されている。

図 2: スペクトル抽出領域の一例 (左) バックグラウ

2

Observations
XMM-Newton は約 15 秒角の空間分解能と大きな

有効面積 (∼ 1550 [cm2 ]@1keV)、広い視野 (30’ ×ンド領域。(右) ソース領域。緑の大円は中心 X 線重心、半径 r500 =241 [arcsec]、小円は 3XMM catalogue

source(半径は左図で 30 [arcsec] 右図で 15 [arcsec])
を表す。

30’) を併せ持つため、広がった天体の解析に有用である。XMM の全アーカイブデータを用いて質量分
布ピークの中心から半径 15 内を視野内に捉えている観測データを調べたところ、65 領域中 13 の領域について観測があった。
これらの観測データについて XMM-Newton が提供する拡がった天体に特化した解析ソフトウェ
ア群である ESAS(Extended Source Analysis Soft-ware)(Snowden et al.2008) パイプラインを用いて、イメージ解析と分光解析を行なった。イメージ解析
では、複数検出器を合わせた観測ごとのイメージを作成し、観測が複数あった領域については複数観測を合わせたイメージを作成した。これらのイメージと図 3: スペクトルフィットの一例。スペクトル中の赤weak lensing から求めた質量分布のピーク、また東 線は銀河団ガスのスペクトルモデルとバックグラウ
京大学の大栗正宗氏が開発した、星の種族合成モデ ンドのスペクトルモデルの足し合わせ、その他の色
ルから測光赤方偏移を計算し銀河の分布を 3 次元的の点線はバックグラウンドの成分に対応。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results

3.1

イメージ解析

イメージ解析の結果から質量分布ピークと広がっ

3.2

LX − kT,LX − MWL スケーリング関係

分光解析によって求めた銀河団ガスの bolomet-

ricX 線光度、ガス温度と WL 質量から得られた

LX − kT,LX − MWL スケーリング関係の結果を図た X 線ソースの対応を調べたところ、バックグラウ
5,6 に示す。また、先行研究の WL 同定銀河団であンドノイズの影響が大きかった 1 領域を除いた 12 領る Giles et al.2015 の結果と過去の 50 個の X 線同定
域で質量分布ピークから半径 0.5 Mpc 以内に検出器の PSF に対し優位に広がった X 線源を確認した。以下、イメージ解析の一部を載せる。0.5-5 keV の X
線イメージと銀河分布のコントア (紫)。イメージは

PN,MOS イメージの重ね合わせでスムージングをか銀河団サンプル (Mahdavi et al.2013) の結果を比較として載せる。E(z) は膨張または収縮する宇宙モデ
ルに対する補正因子で√E(z) = ΩM (1 + z)3 + (1 − ΩM − ΩΛ )(1 + z)2 + ΩΛけている。緑の円は中心が質量分布ピーク、直径 1

Mpc の円。

図 5: 本サンプル (青: Miyazaki et al.2018) と先行研
究 (赤: Giles et al. 2015) における WL 銀河団のと銀河団ガス温度 kT-WL 質量 MWL スケーリング関
係の比較。

4

Discussion
結果として図 5 より WL 同定銀河団サンプルと X

線同定銀河団サンプルの X 線光度-ガス温度のスケー
リング関係に系統的な差は見られなかった。また、

Giles et al.2015 において WL 同定銀河団と X 線同定銀河団の X 線光度-ガス温度のスケーリング関係の
図 4: X 線イメージと質量分布ピーク、銀河分布の比較において系統的な差が見られなかったことを踏

比較 (一部)。左上から右に rank2,8,26,28,36,43 のイ

まえると WL 同定銀河団と X 線同定銀河団の間に Xメージ。天体名の rank は 65 個のサンプルを質量分線の性質として大きな違いがないことが示唆された。

布ピークの S/N 順に並べたものである。

しかし、図 6 より本研究の WL 同定銀河団サンプルと X 線同定銀河団サンプルの X 線光度-WL 質量の2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 本サンプル (青: Miyazaki et al.2018) と先行研究 (赤: Giles et al. 2015) における WL 銀河団の bolometricX 線光度 LX,bol -WL 質量 MWL スケー
リング関係の比較。これに X 線同定銀河団サンプル(紫: Mahdavi et al.2013) やスケーリング関係のベ
ストフィットモデルも載せている。
スケーリング関係を比較すると、WL 同定銀河団が系統的に X 線光度が低いという先行研究の Giles etal.2015 と同様の結果を得た。これは、従来の X 線を中心としたサンプルは、X 線で明るいものをバイアスして抽出している可能性を示す結果である。
また、本研究では X 線のアーカイブデータを用いたことによってサンプルセレクションにバイアスがかかっている。それらを評価するため、我々は XMM-

Newton の観測のメインターゲットに着目した。観測のメインターゲットになっている天体は元々X 線な
どで見つかっていたものがほとんどなので、これらが X 線同定銀河団サンプルと同等のサンプルであるとして区別すると、X 線光度-WL 質量のスケーリン
グ関係上で図 7 のように区別される。これらのサン

図 7: グラフは図 6 と同じグラフ。矢印で示した点が XMM-Newton のメインターゲットになっている
天体のデータ点。
カイブデータを用いたフォローアップ解析を行った。
イメージ解析では、観測のあった 13 個の領域のほとんどで質量分布に対応する X 線源を確認した。また
分光解析によって求めた X 線光度を用いて本研究のWL 同定銀河団サンプルと X 線同定銀河団サンプルの X 線光度-WL 質量のスケーリング関係を比較すると、WL 同定銀河団が系統的に X 線光度が低いという先行研究の Giles et al.2015 と同様の結果を得た。
また、対象となる天体が観測のメインターゲットであるかどうかに着目すると、観測のメインターゲッ
トになっているものは X 線で系統的に明るいものが多いことがわかった。これらの結果から、従来の X線を中心としたサンプルは、X 線で明るいものをバイアスして抽出している可能性があることが強く示唆された。今後はサンプル数を増やすとともに WL
同定銀河団の力学状態に系統的な特徴がないか探っていく予定である。

プルは我々のサンプルの中でも系統的に明るいものが多く、このバイアスを考慮すると我々のサンプル
は Giles et al.2015 同様かそれ以上に系統的に X 線

Reference

光度が低いことが示唆される。これらから今回の結Miyazaki, Oguri, & Hamana 2018,PASj ,70,S27

果は Giles et al.2015 での結果を強く支持するものでGiles, Maughan, Hamana& Miyazaki 2015, MNRAS,447, 3044あると考える。

Snowden, Mushotzky, & Kuntz 2008, 478, 615
Rosen, Webb, & Watson 2016,A&A,590,1

5Conclusion
今回我々は、HSC-SSP S16A サーベイ領域内の 65

個の WL 同定銀河団について,XMM-Newton のアー

Oguri, M. 2014,444, 147
Mahdavi, Hoekstra& Babul 2015 ApJ, 794, 175

——–index

a23

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

重力レンズ効果と ALMA 干渉計で探る初期銀河の星形成活動
菊地原正太郎（東京大学）

Abstract
宇宙史初期 (z ≳ 6) における銀河の典型的な性質を詳しく調べるためには、intrinsic には典型的な明るさをもつ
ものの、見かけ上は明るく観測されているような銀河のサンプルを構築する必要がある。そこで REionization

LensIng Cluster Survey (RELICS) は、大質量の銀河団に重力レンズされた 46 領域 (∼ 200 arcmin2 ) を
Hubble 宇宙望遠鏡 (HST) で撮像し、321 個の z ≳ 6 銀河候補天体を同定した。このサンプルは明るい銀河を非常に多く含み（mUV ≤ 24.5 mag に 31 個）、もっとも明るいもので ∼ 23 mag であった。これらのintrinsic な性質を調べるために、RELICS 銀河団の質量分布モデリングが進行中である。星形成活動などの性質を求めるため、HST と ALMA 干渉計のデータを同時に用いることが必要である。

1

INTRODUCTION
宇宙史初期 (tuniv ≲ 1 Gyr, z ≳ 6) の銀河形成史を解き明かすには、銀河の明るさごとの個数（すな
わち光度関数）を調べるという統計的アプローチと、個々の銀河の性質を詳らかにするという個別的アプ
ローチの両方が必要である。
個別の銀河の性質を詳しく調べるには、その銀河がある程度明るく見えなければならない（例えば分光観測ができるためには m ≤ 24.5 mag）。しかし分（mUV ≤ 24.5 mag に計 11 個）。そこで REioniza-tion LensIng Cluster Survey (RELICS; PI Coe) は、
41 銀河団に強くレンズされた ∼ 200 arcmin2 の領域を撮像し、z ≳ 6 銀河候補天体を 321 個同定した(Salmon et al. 2017)。
本講演では、RELICS プロジェクトで同定されたz ≳ 6 銀河候補天体の性質や将来の追観測、およびRELICS 銀河団の質量分布モデリングについて、本講演者による解析結果を含めた形で述べる。

光観測で受かるほど見かけが明るい銀河は、intrinsicにも典型的な明るさ (“L∗ ”) の数倍以上明るく、サンプルとしては偏りがある。したがって z ≳ 6 銀河の典型的な性質を調べるには、「intrinsic には典型的な明るさをもち、apparent には十分に明るい」ようなサンプルを構築する必要がある。これを可能にするのが、銀河団の強い重力レンズ効果による増光である。

Hubble 宇宙望遠鏡 (HST) による Treasury Program では、これまでに 2 つの重力レンズ銀河団領域
サーベイが進められてきた。Hubble Frontier Field(HFF; PI Coe) は 6 銀河団領域を深く撮像し、非常に暗い側まで (M ≲ −15 mag) z ≳ 6 銀河候補天体

2

DATA

2.1

Cluster Selection

RELICS でサーベイ領域は 41 個の銀河団からなる。これらのうち 21 個は、大きな質量をもつこと(M > 4 × 104 M⊙ ) を基準にして選ばれた（質量の測定は Planck Collaboration et al. (2016) による）。
その他の 20 個は、重力レンズ効果の程度が強いことを基準にして選ばれた。選ばれた銀河団たちの質量と赤方偏移の分布は図 1 の通りである。

を同定した (Ishigaki et al. 2018)。Cluster Lensing

And Supernovae survey with Hubble (CLASH; PI
Bradley) は 18 銀河団領域を掃き、約 180 個の z ≳ 6
銀河候補天体を同定した (Bradley et al. 2014)。
しかし HFF と CLASH は観測領域が比較的狭かったため、明るい銀河はあまり同定されなかった

2.2

Observation

RELICS 銀河団を含む領域に対して、主に HST(optical – NIR) と Spitzer 望遠鏡 (MIR) の観測が行われた。一部の銀河団に対しては他の波長帯や他の2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
望遠鏡による観測も行われているが、本講演では割3

RESULTS

3.1

High-z Source Candidates

愛する。また ALMA 干渉計 (radio) による観測も提案されている。

HST で観測された 46 領域（2.2.1 節）で天体を検出し、その中から z ≳ 6 銀河候補天体を次の手順で抽出した。

(1) 各天体の photometry を SED fitting し、求められた測光赤方偏移 zphot が P (zphot > 5.5) >40 % を満たすものを選ぶ。
(2) (1) で選ばれた天体のうち、S/N, サイズ, stellarity などを調べ、z ≳ 6 銀河として確からしいものを選ぶ。
以上の作業の結果、z ∼ 6 に 255 個、z ∼ 7 に 57
図 1: RELICS 銀河団 (□) の質量（縦軸）と赤方偏移（横軸）の分布。各色の丸は凡例の各フィルターで観測された銀河団。◆は HFF、■は CLASH の銀河団。(Credit: Coe)個、z ∼ 8 に 8 個、z ∼ 10 に 1 個（計 321 個）のz ≳ 6 銀河候補天体が選ばれた。
こ れ ら の 中 に は 、見 か け の 明 る さ が mUV≤

24.5 mag のものが 31 個含まれている（図 2, 3）。もっとも明るいものは z ∼ 6 で H160 ∼ 23 mag である。
また、これらの中には強く増光されているものも含

2.2.1

HST

まれている。例えば MACS0308+26-0904 (z = 6.4)
は intrinsic には 25.4 mag (L ∼ L∗ ) だが、前景銀河

HST による観測は 2015 年 10 月から 2017 年 4 月 団により約 23 倍増光され、23.4 mag (L ≫ L∗ ) に見えている（図 3 右上）。
ちにレンズされた 46 個の領域 (∼ 200 arcmin2 ) 1 でに渡って行われた (PI: Coe)。観測対象は 41 銀河団たあり、計 190 orbit が充てられた。観測の深さは 5σ
で 26–27 mag である。撮像の主なフィルターは ACSの 3 バンドと WFC3/IR の 4 バンドである。

2.2.2

Spitzer

Spitzer の IRAC (3.6 µm, 4.5 µm) による観測は、すべての RELICS 銀河団に対して 390 時間の観測時間で行われた（PI: Bradac, Soifer）。これに加えて、

330 時間の追加観測がサイクル 14 で accept された。
図 2: RELICS, HFF, CLASH で得られた z ≳ 6 銀
河候補天体の、見かけの明るさごとのヒストグラム。

1 41 銀河団のうち 5 銀河団は 2 pointing で撮像されたため、領域の個数は 36 + 5 × 2 = 46。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

DISCUSSION

4.1

z = 9.9 Arcz = 9.9 にアーク状の銀河候補天体が 1 つ選ばれた（SPT0615-JD; 図 4）。SPT0615-JD が真に z = 9.9にいることを検証するため、Salmon et al. (2018) では以下の 2 通りの検証が行われた。

(1) 質量分布モデリングによる検証: 本講演者らは、
SPT0615-JD の前景銀河団 (z = 0.97) の質量分布モデルを構築した（手順は 3.3 節を参照）。z = 9.9 を仮定した SPT0615-JD がその銀河団の質量分布の下でどのように観測されるかをシミュレーションした
ところ、西と南東に 1 つずつ counter image（見かけ
図 3: 各赤方偏移の候補天体のうち、見かけが明るい方から 3 個の疑似 3 色合成画像 (5′′ × 5′′ )。赤方偏移は上段から順に z ∼ 6, 7, 8。(Salmon et al. 2017)の明るさはそれぞれ H160 = 26.7, 26.0）が予測された。これらの明るさは検出限界よりも暗いか同程度であり、実際、予測位置付近に counter image と思
われる天体は検出されていない。

(2) 物理量による検証: SPT0615-JD の photometry

3.2

Cluster Mass Modelingに対し、SED fitting が行われた。その結果、確からしい解として z = 9.9 と z = 2.2 が得られた。しかレンズされている天体の見かけの明るさを intrinsic

し P (z) は z = 9.9 を仮定した場合の方がより大きな明るさに換算するには、その天体が受けている増く、また fitting により得られた SPT0615-JD の物理

光の度合いが必要である。増光の度合いはレンズされ量も z = 9.9 を仮定した方がより自然であった（星ている天体の位置と前景銀河団の質量分布によって質量: log(M⋆ /M⊙ ) = 9.7+0.7−0.5 , 星形成率: SFR =決定されるため、前景銀河団の質量分布を決めなけ
1 銀河団の質量分布をればならない。質量分布は、⃝
自由パラメータ（ハロー質量 M など）を含むモデル
2 銀河団領域内で観測された多重像の位置
で表し、⃝

21+34
−11 M⊙ /yr）。さらに、intrinsic なサイズ（halflight radius: re ∼ (0.7–0.8) kpc）も既知の銀河の傾向から予測されるサイズと一貫していた。

を再現するように自由パラメータを制限する、という手順でモデリングする。実際の作業には GLAFICというソフトウェアを用いる (Oguri 2010)。

RELICS 銀 河 団 た ち の う ち 、本 講 演 者 に よ る
GLAFIC モデルを含め、20/41 銀河団のモデルが公開されている2 。
個々のモデルの詳細は、本講演者による過去の講演などを参照（第 47 回夏の学校: 銀河 a21）。

図 4:

SPT0615-57 銀河団の疑似 3 色合成画像。

★と○はそれぞれ SPT0615-JD とその counter im2 本予稿投稿時点;

relics/age の予測位置。左上のパネルは SPT0615-JD の疑
https://archive.stsci.edu/prepds/

似 3 色合成画像 (3′′ × 3′′ )。白線は zs = 10 の臨界線。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
そこで今後の RELICS z ≳ 6 銀河候補天体の追観

以上の 2 通りの議論より、SPT0615-JD は z = 9.9のアーク銀河である可能性が高いと言える。

測を念頭に、これらがバンド 8 で検出されるかどうかをシミュレーションした。その結果、重力レンズ効果による増光とスタッキングを同時に利用するこ

4.2

Star Formation Activityとで、S/N ≳ 5 での検出が期待されることが分かっ

遠方銀河の星形成活動を正確に見積もるためには、 た。さらに、S8 /S6 （S6 , S8 はそれぞれバンド 6, 8
ALMA のデータが必要である。既に ALMA により でのフラックス）が比較的小さい場合 Td ∼ 35 K が領域全体が mapping されている RELICS の銀河団∆(Td ) < 1 K で決まり、逆に S8 /S6 が比較的大きいは、ACT0102-49 のみである（PI: Baker, 2014 年 11

場合 Td ≥ 50 K が約 94 %の確率で採択されること

2月, バンド 6, FoV = 3.4 arcmin ）。本講演者はこも予測された。

の銀河団領域の天体に対して Lyman break 法を適用し、20 個の z ≳ 5 銀河サンプルを構築した。また

HST と ALMA のデータを併用することで、これら

5

CONCLUSIONの銀河の星形成活動の指標として、ダスト放射/吸収

Salmon et al. (2017) は、重力レンズ銀河団領域をの釣り合いの度合いを示す IRX-β 関係を求めた（図46 領域 (∼ 200 arcmin2 ) 観測し、321 個の z ≳ 6 銀

5; 第 47 回夏の学校: 銀河 a21）。この結果、z ≳ 5 銀 河候補天体を同定した (RELICS)。このサンプルは河の典型的な星形成で、近傍銀河よりダ スト放射が 明るい銀河を非常に多く含み（m≤ 24.5 mag に強い可能性が棄却できないことが示された。

UV31 個）、もっとも明るいもので ∼ 23 mag であった。
これらの intrinsic な性質を調べるために、RELICS
銀河団の質量分布モデリングが進行中である。また、
星形成活動などの性質は、HST と ALMA のデータを同時に用いることで得られる。

Reference

図 5: z ∼ 6–7 銀河をスタックして得た IRX-β 関係(●)。比較のため、z = 6.6 銀河 (■) と、近傍銀河での経験則（‘Calzetti’ はスターバースト、‘SMC’ は典型銀河）についても載せた。

IRX (≡ LFIR /LUV ) は銀河内に含まれるダストの
温度 Td の関数である。したがって z ≳ 5 での IRX-β関係を近傍での関係と正しく比べるためには、まずはTd を観測から求めなければならない。Td は ALMAのバンド 6–8 に広がるダスト放射 LFIR のピーク位置を観測することにより決定できる。しかしバンド

8 は大気による減光を強く受けるため観測が難しい（図 5 ではバンド 6 のデータのみを用いたため、Tdの決定が不正確であった）。

Bradley et al. 2014, ApJ, 792, 76
Ishigaki et al. 2018, ApJ, 854, 73
Oguri 2010, PASJ, 62, 1017
Ouchi et al. 2013, ApJ, 778, 102
Planck Collaboration, et al. 2016, A&A, 594, A27
Salmon et al. 2017, arXiv:1710.08930
Salmon et al. 2018, arXiv:1801.03103

——–index

a24

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

重力レンズ効果の解析とALMA の水分子輝線撮像データに基づく遠方銀河の観測的研究
島田 優也 (名古屋大学大学院 理学研究科 修士 1 年)

Abstractz = 1–4 の宇宙論的遠方に多く存在するサブミリ波銀河 (SMG) は、近傍の銀河に比べて高い星形成率(100–1000 M⊙ yr−1 ) を持つ銀河である。この活発な星形成活動の要因を理解することは、銀河進化を解明する上で大変重要である。遠方銀河の観測は難しいが、重力レンズ効果を用いることでこの問題を解決することができる。重力レンズ効果とは、背景光源と質量の大きい前景天体が視線方向に並んだ際に、本来の光源の位置や大きさと異なる像が観測される現象である。この効果により、SMG を望遠鏡本来の分解能を超えた高分解能で観測することができる。

SDP.81 は、z = 3.042 に存在する SMG が、z ＝ 0.299 に位置する大質量楕円銀河によって、強い重力レ
ンズ効果を受けている銀河–銀河重力レンズシステムである。本研究では、サブミリ波干渉計 ALMA (角度
分解能 160 ミリ秒角) によって得られた、SDP.81 の水分子輝線 H2 O (JKaKc =202 –111 ) と一酸化炭素の二つの輝線 CO (J ＝ 5–4, 8–7) のデータに対して、重力レンズ効果の補正を行った。解析結果を比較すると、H2 O (202 –111 ) と高励起の CO (8–7) の空間分布は 300 pc のスケールで、位置が似ていることが分かった。
この要因として、H2 O が高密度 (水素分子の密度 n(H2 ) > 1.5 × 105 cm−3 ) な分子ガスに付随している可能性や、爆発的星形成領域や未発見の埋もれた AGN が存在する可能性が考えられる。

1

Introductionz = 1–4 の宇宙論的遠方に位置するサブミリ波で明るいサブミリ波銀河 (以降 SMG) は、z ∼ 0 の近傍の銀河に比べて高い星形成率 (100–1000 M⊙ yr−1 )を持つ銀河である。SMG は、近傍に存在する大質量楕円銀河の祖先であると考えられており、その活動性を明らかにすることで、銀河の形成史や進化を明らかにできると期待されている。
本研究では、 H-ATLAS J090311.6+003906 (以降SDP.81) (Negrello, M.,et al. 2010) を研究対象としている。SDP.81 は、z = 3.042 にて爆発的な星形成をしている SMG が z = 0.299 に位置している大質量楕円銀河によって、強いレンズ効果を受けている銀河–
銀河重力レンズシステムである。この天体は、2014 年に Atacama Large Millimeter/submillimeter Array(以降 ALMA) で観測され 、ダストの連続波や一酸化炭素の輝線 CO (J = 5–4, 8–7, 10–9)、水分子の輝線 H2 O ( JKaKc =202 –111 ) が検出された (ALMAPartnership 2015)。ALMA の角度分解能 160 mas(ミリ秒角) と SDP.81 の増光効果の組み合わせによって実現される空間分解能は、z = 3.042 の遠方において、約 300 pc に相当する。この高分解能のデータを用いて、前景銀河の質量モデルの決定等の先行研究が行われている。Tamura et al. (2015) では、前景銀河の質量モデルを等温楕円体 (SIE) と仮定し、SIE のモデルの各パラメータ (モデルの中心座標 (x, y) 、コ
アの半径 rcore など) が決定された。また、Hatsukade

et al. (2015) では、背景銀河において、非常に高い
密度と星形成率を持つ molcular clump が発見されている。
以上のように、SDP.81 では多くの先行研究がなされてきたが、今回、我々は ALMA で得られた SDP.81の H2 O (202 –111 ) のデータに注目した。H2 O は、通常の星間空間中では、ダストの表面に固体として存在す
るため、気体の状態ではほとんど存在しない (Caselli,

P. et al. 2010)。しかし、銀河中心などの暖かく (ダストの温度 Tdust > 30 K)、高密度 (水素の密度 nH> 104 cm−3 ) な環境下では、気体の H2 O の存在量が増加する。González-Alfonso et al. (2010) や Liu, L.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
et al. (2017) では、赤外線天文衛星 Hershcel を用いて、近傍銀河の H2 O の回転遷移の観測や研究が行われた。これらの研究によって、銀河の中心領域 (銀河中心から半径 1 kpc 程度の領域) の物理状態 (Tdust ,nH など) が解明されている (図 1 参照 )。本研究では、実際に観測された SDP.81 の H2 O (202 –111 ) の撮像データ (image plane) に対して、重力レンズ効果を補正し、本来の天体の様子 (source plane) の再構築を行う。この結果から、SDP.81 の H2 O 輝線の放射領域の特定及び、その領域の物理状態 (温度や密度) を解明する。

2

Observations and Data
本 研 究 で は 、2014 年 に ALMA で 撮 像 さ れ た

SDP.81 のデータを用いて解析を行った。なお、デー
タに関しては ALMA Science Portal にて公開されている1 。今回、これらのデータの中で、解析を行ったのは、H2 O (202 –111 ) と CO (5–4, 8–7) の 3 つの輝線データである。これらのデータの角度分解能は 160

mas である。また、十分な S/N 比を得て、解析を容易に行うために、各輝線のデータを Common Astron-omy Software Application (CASA) の immoment コ
マンドを用いて、周波数方向に積分し、積分強度図を作成した。解析を行った３つの輝線の各積分強度図を図 2 に示す。表１では、各積分強度図の peak flux

(Fpeak ) と root mean square (以降 rms) 、S/N 比を示す。

図 1: Mrk 231 で観測された H2 O の各遷移の放射強度。オレンジは実際に観測された値、マゼンダは
暖かく (Tgas =90 K) 水素分子の密度 nH2 が 1.5

×106 cm−3 コンパクトな領域からの放射モデル、緑は比較的低温 (Tdust =40 K) で水素分子の密度 nH2
が 5 ×105 cm−3 程度の拡がった領域からの放射モデルを表している。青はマゼンダと緑の合計を表している。 (González-Alfonso et al. 2010)
本稿の構成は以下の通りである。2 節では、本研究で用いた ALMA データについて述べ、3 節では、

図 2: ALMA で得られた SDP.81 の分子ガスの各輝線の積分強度図。図中の黒の実線は増光率が無限大となる critical line を表している。それぞれの図は、
左上：H2 O (202 –111 )、右上：CO (8–7) 、左下：CO(5–4) を表している。

ALMA データに対して重力レンズ効果の補正をし、
source plane の再構築を行うための解析手順を紹介する。4 節では解析の結果と考察を示し、5 節にて今後の展望を述べる。なお、今回採用した宇宙論パラ
メータは Ωm = 0.26, ΩΛ = 0.74, h = 0.72 である。

z = 3.042 の遠方において、1 秒角は約 7.78 kpc、
160 mas は約 1.24 kpc に相当している。

表 1: 各積分強度図の Fpeak と rms、S/N

lines

H2 O

CO

CO

(202 –111 )

(8–7)

(5–4)

Fpeak (Jy/beam km/s)

0.156

0.298

0.250

rms (Jy/beam km/s)

0.036

0.036

0.041

fpeak
S/N (= rms
)

4.3

8.3

6.3

1 https://almascience.nrao.edu/alma-data/scienceverification

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Methods4

本研究では、マルコフ連鎖モンテカルロ法 (以降Results and Discussion
前節で示した解析から得られた、4 つのフリーパラ

MCMC 法) を用いて、source plane の再構築を行っ メータの中央値と、標準偏差 σ は以下の表 3 に示す通た。MCMC 法とは、多変数の確率分布からサンプリりである。各輝線のガウシアンの中心座標は、H2 O

ングを行う方法である。解析には、重力レンズ解析(202 –111 ) の中心座標 (RA (J2000) = 9:03:11.558,

ソフト gravitational lens adaptive-mesh fitting code

Dec (J2000) = +0:39:06.513) を基準とした、相対座(以降 glafic) の mcmc コマンドを用いた (Oguri ,M. 標で表している。
2010)。解析条件は以下の通りである。
• 試行回数 : 2×105 回

表 3: 解析結果：各パラメータの中央値と標準偏差 σ
lines
H2 O
CO
CO

• 採択率 (accepting rate)：30 – 60 ％• 輝度分布モデル：
source plane 上に、二次元ガウス関数
2r
Σ(r) = Σ0 exp(− 2σ) を１つ仮定する
g• フリーパラメータ：(202 –111 )

(8–7)

(5–4)

Σ0

0.094

0.173

0.12

(Jy/beam km/s)+0.032−0.021
0.0 +21.4−24.7
0.0 +32−14.4
41.7 +7.8−12.9
98.1 +18.4−30.6
0.76 +0.14−0.24

x (mas)peak flux Σ0 、中心座標 (x,y)、標準偏差 σg• フィックスパラメータ：

y (mas)σg (mas)

離心率 e、傾き (Position Angle)

FWHM (mas)
FWHM (kpc)• 前景銀河の質量モデル：± 0.002± 0.003-0.5 ± 1.4-39.3 ±1.8

-0.8 ± 1.4-43.3 ±1.8

125 ± 1.1

100 ± 1.3294 ± 2.6
2.28 ± 0.02

236 ± 3.1
1.83 ± 0.02

SIE モデル (Tamura et al. 2015)
また、MCMC 法を用いた解析をする際、与えたパラメータの初期値と、各パラメータのステップ幅 δ は
以下の表 2 に示す通りである。各輝線のガウシアンの
中心座標は、H2 O (202 –111 ) の中心座標 (RA (J2000)= 9:03:11.5653, Dec (J2000) = +0:39:06.469) を基準とした、相対座標で表している。

以上の結果を用いて、各分子輝線の空間分布の中心座標の信頼区間を図 3 に、各分子輝線の source plane
上での空間的拡がりを図 4 に、それぞれ示す。
図 3 より、H2 O (202 –111 ) の中心座標は CO (8–7)の中心座標と 1σ で一致していることが確認できる。
一方で、H2 O (202 –111 ) と CO (5–4) は一致していな
い。このことから、H2 O (202 –111 ) は CO (8–7) がト

表 2: 各パラメータの初期値とステップ幅 δ
lines
H2 O
CO
CO

Σ0

レースする高密度 (水素分子の密度 n(H2 ) > 1.5×105

cm−3 ) な分子ガスに付随している可能性が考えられ(202 –111 )

(8–7)

(5–4)

る。また、CO の輝線に比べ、H2 O の σ が一桁程度

0.093

0.178

0.12

大きくなっており、原因としては H2 O の S/N 比がCO よりも低いことが挙げられる (表 1 参照) 。

(Jy/beam km/s)
x (mas)

0.0

-35.1

-97.0

図 4 より、空間的な拡がりを比較すると、H2 O は

y (mas)

0.0

28.1

-26.6

CO の 2 輝線よりもコンパクトな構造をしていること

σg (mas)

168

128

164

がわかる。H2 O が示すコンパクトな領域は、SDP.81

δΣ0

0.005

0.00020.0005δx (mas)

0.005

0.001

0.001

δy (mas)

0.005

0.001

0.001

δσg (mas)

0.005

0.001

0.001

(Jy/beam km/s)の銀河中心を表しているとも考えられる。また、Liu,

L. et al. (2017) などでも、H2 O (202 –111 ) は星形成が活発な銀河や活動銀河 (AGN) を持つ銀河で検出されているため、活動銀河核、爆発的な星形成を行っている領域を示唆している可能性も考えられる。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Future Works
我々は SDP.81 の３つの輝線の撮像データに対して、重力レンズ効果を補正し、source plane の再現を行った。その結果、H2 O (202 –111 ) のコンパクトな分布をトレースすることができた。本研究の今後の展望と課題は、以下の通りである。

• H2 O データのイメージングのやり直しによるデータの S/N 比の改善と、各パラメータの決定
精度の向上
図 3: 解析結果：各分子輝線の空間分布の中心座標の信頼区間 。各色が表す輝線は、青：H2 O (202 –111 )
赤：CO (8–7) 緑：CO (5–4) である。 × は各分子輝線の空間分布の中心座標を表し、コントアはその信頼区間を示している。また、コントアは、外側から3σ, 2σ, 1σ である。

• 各分子輝線の空間分布の離心率 e と傾きをフリー
パラメータに加えた、MCMC 法の再解析• より高準位の H2 O(321 –312 ) や H2 O(422 –413 ) の回転遷移を観測、解析• SDP.81 以外の重力レンズ天体での H2 O の観測
データの解析

Reference
ALMA Partnership 2015, ApJ, 808, L4
Caselli, P., Keto, E., Pagani, L., et al. 2010, A&A,
521, L29
González-Alfonso, E., Fischer, J., Isaak, K., et al.
2010, A&A, 518, L43
Hatsukade, B., Tamura, Y., Iono, D., et al. 2015,
PSAJ, 67, 93
Negrello, M., Hopwood, R., De Zotti, G., et al.
図 4: 解析結果：各分子輝線の空間分布 。各色が表す
輝線は、青：H2 O (202 –111 ) 赤：CO (8–7) 緑：CO (5–4) である。図中の × は図 3 と同じであり、コントア
は各ガウシアンの FWHM を示している。また、白の曲線は、critical line に対応する source plane の位置

caustics である。イメージは、Tamura et al. (2015)
で再現された source plane 上でのダストの分布を表

2010, Science, 330, 800
Oguri, M. 2010, PASJ, 62, 1017
Liu, L., Weiß, A., Perez-Beaupuits, J. P., et al.
2017, ApJ, 846, 5
Tamura, Y., Oguri, M., Iono, D., et al. 2015, PSAJ,
67, 72している。

ALMA science portal の data のページ,
https://almascience.nrao.edu/almadata/science-verification

——–index

a25

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

超臨界降着 AGN のミリ波/サブミリ波観測から探る
銀河と超巨大ブラックホールの共進化
山下 祐依 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
近傍宇宙における超巨大ブラックホール (SMBH) 質量と母銀河のバルジ質量との間の強い相関は銀河とSMBH の間の共進化を示唆しているが、両者間の相互作用の物理的過程は未だ解明されていない。そこでその物理的過程として有力視されているのが、活動銀河核 (AGN) からのフィードバックである。SMBH への質量降着が AGN へエネルギーを供給することから、高い質量降着率を示す天体は AGN フィードバックを議論する上で重要な研究対象であり、特に理論限界値 (Eddington 比 λEdd. = 1) を超える程の激しい質量降
着 (超臨界降着) を示す天体は興味深い。そこで本研究は、ミリ波/サブミリ波帯観測による超臨界降着 AGNの分子ガスの物理的性質の探査に着目し、(1) 多相星間ガスアウトフローの比較による AGN フィードバッ
クの母銀河へ与える影響の解明、(2) 初期宇宙の銀河進化・SMBH 進化における超臨界降着現象の寄与の解明、(3) 多天体サンプルを用いた超臨界降着 AGN の統計的議論、を目指す 3 つの研究課題に取り組んで来た。研究課題 (3) の超臨界降着 AGN 多天体サンプルのうち 7 天体に対しては、野辺山 45m 望遠鏡を用いた観測を実施し、5 天体で CO(1-0) 輝線を初検出した。

1

Introduction
近傍宇宙で確認されている、超巨大ブラックホー

ル (supermassive black hole; SMBH) とその母銀河のバルジ質量との間の強い相関は、銀河と SMBH の間の共進化を示唆している (Kormendy & Ho 2013)。
しかし、スケールに大きな違いのある両者が、どのようにして互いに影響を及ぼしあいながら共進化していったのかは未だ解明されていない。そこでその物理的過程として有力視されているのが、活動銀河核(active galactic nuclei; AGN) からのフィードバック(AGN フィードバック) である。AGN フィードバッ
クとは、SMBH への質量降着によってエネルギーを得て明るく輝く AGN の輻射圧やジェットに駆動されたガス流 (アウトフロー) が、星生成の材料となる分
子ガスを圧縮または吹き飛ばし、母銀河の星生成活動を促進/抑制することである (正/負のフィードバック)。しかし、AGN フィードバックを議論する上で、どのような発生機構や、正/負どちらのフィードバッ
クが共進化の物理的過程として重要な役割を担うのかは未だ十分に理解されていない。

SMBH への質量降着が AGN へエネルギーを供給することから、高い質量降着率を示す AGN は、共進化における AGN フィードバックの寄与を理解する上で重要なターゲットとなる。特に、質量降着率を表す Eddington 比 λEdd. が理論限界値 (= 1) を超えるほどの激しい質量降着 (超臨界降着) を示す天体は大変興味深い。理論的にも、ブラックホールの進化がこのような超臨界降着をみせる段階に大きく影響されることが示唆されている (Kawaguchi et al. 2004)。
また、このような超臨界降着を示す SMBH は、銀河の全質量に占める分子ガスの割合が高い銀河に選択的に存在する傾向が報告されており (Izumi 2018b)、
母銀河の成長とも密接に関係している可能性が考えられている。
このように、超臨界降着 AGN は、ブラックホールの進化史および銀河とブラックホールの間の共進化関係の理解において大変重要である。しかしながら、超臨界降着 AGN はその存在の希少性から観測的研究が十分に行われておらず、特にその分子ガスの物理的性質に着目して詳細な調査を行なった先行研究はほとんど存在していない。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Science Cases
そこで我々は、ミリ波/サブミリ波帯の分子ガス輝線観測を用いた超臨界降着 AGN の分子ガスの物理的性質探査に着目した。本研究では、共進化における超臨界降着 AGN の寄与を多角的に調査するため、具体的テーマとして以下に述べる 3 つの研究課題を設定して研究を進めてきた。以下にその詳細を述べる。

て、∼ 100 pc スケールの高速 (∼ 900 km/s) かつ高密度 (> 3000 /cc) な電離ガスアウトフローが空間分
解されて観測されている (Kawaguchi et al. 2018)。
さらに、本天体は青方偏移した [OIII] 輝線スペクト
ル (アウトフローの兆候となる) が示されている AGN
としては最も近傍 (z = 0.037) にある天体であり、詳細な観測研究に適している。我々は本天体に対して、電離ガスアウトフローと同等の分解能 (∼ 0′′ .4) でCO(2-1) 輝線観測を行って分子ガスアウトフローを

2.1

多相星間ガスアウトフローの比較によ 空間分解して検出する観測提案を ALMA Cycle6 において提出した。本観測によって、分子ガスアウトフ
る AGN フィードバックの母銀河へ与
ローの空間的広がり、分子ガス質量、アウトフロー
える影響の解明
速度、質量負荷率を測定し、これらの物理量を電離

アウトフローの担い手となるガスは、高温プラズ

ガスアウトフローと比較する。そして、AGN フィー

マ (X 線で観測)・電離ガス ([OIII] 輝線や Hα 輝線等

ドバックにおいて電離ガスと分子ガスのどちらのアの可視光線で観測) ・分子ガス (CO 輝線等のサブミ

ウトフローの寄与が大きいのか、アウトフローによっ

リ波輝線で観測) などの多様なガス相で存在し、そのて母銀河の星生成活動は抑制されるのか、それとも物理機構は大きく異なる。そのため、AGN フィード

促進されるのか等を議論する予定である。

バックの母銀河へ与える影響を議論する上では、多波長観測によって多様なガス相のアウトフローを探索して、それらを比較しながら同時に議論することが必要である。典型的な近傍の 2 型セイファート銀河

2.2

初期宇宙の銀河進化・SMBH 進化における超臨界降着現象の寄与の解明とされる NGC1068 における電離ガス/分子ガスアウ

近年の様々な大規模サーベイによって 120 以上もトフローの空間分解観測では、両者は空間的スケーのクエーサーが z > 5.6 の高赤方偏移領域で発見さルが同等 (∼ 400 pc) であるにも関わらず、その質れており、さらに、ALMA や PdBI/NOEMA 等の量負荷率は電離ガスアウトフローに比べて分子ガス

ミリ波/サブミリ波干渉計を用いた観測によって、こアウトフローの方が著しく大きいことがわかっていのような高赤方偏移クエーサーの多くがダストに覆る (Müller-Sánchez et al. 2011, García-Brillo et al.

われた激しい星生成活動を伴っていることがわかっ2014)。この事実は、AGN フィードバックにおいててきた (e.g., Walter et al. 2009; Wang et al. 2013,

分子ガスアウトフローが大きく寄与することを示唆

2016; Willot et al. 2015)。また、高赤方偏移クエー

しているが、同一天体において電離ガス/分子ガスア

サーは近傍のクエーサーに比べて理論限界に近いよ

ウトフローの両方を空間分解して比較した先行研究

うな高い質量降着率をもつ傾向にある (De Rosa etは少なく、この結果の普遍性の調査や、より高い質
量降着率をもつ天体でも同様の傾向がみられるのか

al. 2014)。これらの事実は、高赤方偏移領域の超臨界降着クエーサーが、SMBH とその母銀河が共に急等の調査は十分に行われていなかった。

速に成長している、両者にとって極めて重要な進化段

そこで本研究では、狭輝線 1 型セイファート銀階にあることを示唆している。z > 5 の高赤方偏移ク

河 IRAS 04576+0912 に着目した。狭輝線 1 型セエーサーに対する ALMA を用いた [CII] 輝線の観測

イファート銀河は、一般的な 1 型セイファート銀

によって、高赤方偏移クエーサーの SMBH 質量と母河に比べて SMBH 質量が小さく、高い質量降着率

銀河の力学的質量との比例関係は、近傍銀河におけるをもつ傾向にある。実際本天体は超臨界降着を示す

両者の比例関係と比べて 3-4 ファクターほど SMBH
AGN(λEdd. = 1.5) をもつ。そして本天体は、Kyoto 質量が大きいことが報告されている (Venemans et
3D II/すばる望遠鏡を用いた可視光面分光観測によっ al. 2016)。この結果は、高赤方偏移領域ではブラッ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
クホールの方が急速に成長することを示唆している。
しかし、高赤方偏移領域における銀河と SMBH の進化関係を検証するには高赤方偏移クエーサーのデータ数は未だ少ない上に、超臨界降着を示す高赤方偏移クエーサーの [CII] 輝線の観測例はほとんどない。
そこで本研究では、λEdd. = 3.1 と Eddington 比の理論限界値 (=1) を大きく上回って急速に成長する

SMBH をもち、最遠方 radio-loud クエーサーのひとつ (z=5.18) である J0131-0321 に対する [CII] 輝線の観測提案を ALMA Cycle6 において提出した。本天体のボロメトリック光度は 2.9 × 1014 L⊙ と極めて明るく (Yi et al. 2014)、詳細な観測研究が可能である。本観測によって、[CII] 輝線の光度から母銀河の図 1: Swift/BAT 分光 AGN サンプルにおけるブラック

星生成率を、[CII] 輝線の速度場から力学的質量をそ

ホール質量と質量降着率 (Koss et al. 2017)。図中の黒線は質量降着率の理論限界値 (Lbol /LEdd. = 1) を示しており、シェード部分に位置する天体が超臨界降着 AGN である。

れぞれ推定する。そして、前者は SMBH の質量降着率と、後者は SMBH 質量と比較することにより、初期宇宙において、急成長する SMBH は急成長する母銀河に存在しているのか、また、近傍宇宙で確認されているような銀河質量と SMBH 質量の間の相関関係はみられるのかを検証する予定である。

この多天体サンプルのうち、まず 7 天体について
は野辺山 45m 望遠鏡を用いた観測を実施し、うち 5
天体で CO(1-0) 輝線の初検出に成功した。検出された各天体の CO(1-0) 輝線スペクトルを図 2 に示す。
そして、CO-to-H2 conversion factor として αCO =

2.3

−1
2 −1
多天体サンプルを用いた超臨界降着 0.8M⊙ (Kkms pc ) (近傍の ULIRG において一般的な値) を仮定して、今回検出された CO(1-0) 輝線
AGN の統計的議論の光度から母銀河の分子ガス質量を推定した (表 1)。

超臨界降着 AGN の分子ガスの物理的性質を理解す

CO(1-0) 輝線の光度を用いることによって、より高るためには、上述したようなユニークな天体のケーい回転遷移の CO 輝線を用いた場合と比較して不定

ススタディだけでなく、多天体サンプルを用いた統計性の小さい分子ガス質量推定ができる。また、本観的な議論を行う必要がある。そこで本研究では、可視測で取得されたスペクトルを確認すると、IC 0486 と光線・近赤外線帯の分光データを有する Swift/BAT

NGC 5995 において、CO(1-0) 輝線の観測周波数が、
AGN 分光サーベイカタログ (Koss et al. 2017, 図 1) [OIII] 輝線による赤方偏移から推定された観測周波から、超臨界降着を示し (i.e., λEdd. > 1)、かつ、今 数よりも低周波数側に、速度としては ∼ 200 km/s 程
後高分解能観測による詳細な探査を行うことを考慮

度オフセットしていることがわかった。これは [OIII]

して z < 0.1 の比較的近傍の計 21 天体を選び出し、 輝線の青方偏移を表していると考えられ、電離ガス
超臨界降着 AGN の多天体サンプルを構築した。上

アウトフローの存在を示唆していると考えられる。

述した超臨界降着 AGN に対する二つのケーススタ
ディで得られた示唆を、この多天体サンプルを用いて統計的に検証する。さらに、より低い降着率の AGNと比較して超臨界降着 AGN ではアウトフローが駆動されやすいことが期待されるが、実際にそのような傾向がみられるのか、多天体サンプルのアウトフ
ロー検出率をもって検証する予定である。

3

Summary
超臨界降着 AGN は、銀河と SMBH の間の共進化関係を解き明かす上で非常に重要なターゲットである。本研究では、超臨界降着 AGN の分子ガスに着目し、その物理的性質を詳細に調査するため、上述した

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

0) 輝線光度と、その光度から推定された各天体の母銀河の分子ガス質量IC 0486
NGC 5995
2MASX J0759+2323
2MASX J1511-2119
KUG 1238+278A

z
0.02660.02440.02890.04450.0565(Kkm/spc )M(H2 )(M⊙ )4.16×108
4.59×108
6.37×108
1.97×109
3.38×109

3.33×108
3.68×108
5.09×108
1.58×109
2.71×1095

112.0

Ta* (mK)

望遠鏡での CO(1-0) 輝線観測によって、サンプルにさらなる高感度・高分解能の観測を行うことによって、これまで観測的研究が十分に及んでいなかった
超臨界降着 AGN を詳細に調査し、共進化の理解に

20
15
10
5
0
5
10

1000

112.0

112.5

Observed frequency (GHz)
Velocity (km/s)

1000

111.5

Kawaguchi, T., et al. 2004, A&A, 420, L23

15
10
Ta* (mK)

Kawaguchi, T., et al. 2018, submitted to PASJ

112.0

Observed frequency (GHz)
Velocity (km/s)

1000

0

112.5
1000

2MASX J15115979-2119015
S/N = 7.5σ50Koss, M., et al. 2017, ApJ, 850, 74

5Müller-Sánchez et al. 2011, ApJ, 739, 69

10

110.0

Venemans, B. P., et al. 2016, ApJ, 816, 37

1000
Walter, F., et al. 2009, Nature, 457, 699

10
Ta* (mK)

Wang, R., et al. 2016, ApJ, 830, 53

1000

5

Izumi, T. 2018b, PASJ, 70, L2

Wang, R., et al. 2013, ApJ, 773, 44

0

113.0

0

García-Brillo et al. 2014, A&A, 567, A125

Kormendy & Ho 2013, ARA&A, 51, 511

1000

2MASX J07595346+2323241
S/N = 9.9σ

10Ta* (mK)

De Rosa, G., et al. 2014, ApJ, 790, 145

0

113.0

NGC 5995
S/N = 8.1σ

おいて重要な観測結果が得られることが期待される。

Reference

112.5

Observed frequency (GHz)
Velocity (km/s)

Cycle6 への観測提案を行なった。さらに、野辺山 45m

子ガス質量の推定を行なった。今後 ALMA を用いた

1000

0

3 つの研究課題に対してサンプル構築および ALMA

不足していた CO 輝線測光値を取得し、母銀河の分0

IC 0486
S/N = 10.1σ

10Ta* (mK)

SourceL′CO(1−0)2Velocity (km/s)

1000

表 1: 野辺山 45m 望遠鏡の観測によって検出された CO(1-110.5

Observed frequency (GHz)
Velocity (km/s)

0

111.0

1000

KUG 1238+278A
S/N = 10.3σ

50Willot, C. J., et al. 2015, ApJ, 801, 123
Yi, W.-M., et al. 2014, ApJ, 795, L29

108.5

109.0

Observed frequency (GHz)109.5

図 2: 超臨界降着 AGN 多天体サンプルのうち 5 天体において、野辺山 45m 望遠鏡での観測によって検出されたCO(1-0) 輝線スペクトル。点線はノイズレベル、赤線はガウシアンによるフィッティング結果を示している。

——–indexa26

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダスト・ガス間の速度差を考慮した巨大ブラックホールへの質量降着
一色 翔平 (北海道大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract
本研究では, 大小 2 サイズのダストとガスの三流体を考慮した一次元輻射流体計算 (Ishiki et al. 2018) を用いることで, ダストとガス間の速度差を考慮したことによる, ブラックホール (BH) への質量降着に与える影響やダスト赤外線放射による spectral energy distribution (SED) を調べた. この時, ダストとガスの間の速度差を得るため, ダストとガスの衝突による抗力に加え, ダストチャージによる抗力の影響も考慮した. 用
いた初期条件は, ガスの数密度は nH =10, 30, 100 cm−3 で, BH の質量は 105 M⊙ である.
数値シミュレーションの結果, 強い輻射圧によってダストの流れはせき止められ, BH 周辺の電離領域中のダスト・ガス質量比が初期条件の値から変化することが判明した. 加えて, 多くの初期条件において, BH への降着質量の時間平均値は, ダストガス間の速度差を考慮したものについては, しなかったものと比較して,大きくなることが判明した.
また, SED については, BH 近傍から 103 K の高温のダストを取り除いたために, 波長 10 micron での

SED の値が, 速度差を考慮して得たダスト・ガス質量密度の空間分布を用いた場合は, 初期条件のダスト・ガ
ス質量密度を用いた場合と比較して, 一桁程度小さくなることが判明した.

1

Introduction

2

Methods

ブラックホールへのガス降着に関する研究は, 観測

初期設定は中心に 105 M⊙ のブラックホールをおき,で発見された宇宙年齢が 1 Gyr に満たない領域でのその周囲にガス・ダストを密度一定で球対称に分布さ910 M⊙ を超す大質量ブラックホール形成や (Mort- せ, 球対称一次元輻射流体方程式を解いた. ダストとlock et. al. 2011), ブラックホールとバルジ質量のガスの質量密度比は, メタル Z に対して, ρdust /ρgas =間の強い相関 (Kormendy J. & Ho L. C. 2013) を

0.006(Z/Z⊙ ) と設定している. 数値計算のコードは解明をする上で必要不可欠である.

Ishiki et al. (2018) と, 流体計算のダスト・ガス再放そうした中, z ∼ 6 で巨大ブラックホール周囲にダストが存在することが観測から判明した (Maiolino

et. al. 2004). ダストは紫外線を効率よく吸収する
ために, その存在はガスのブラックホールへの降着メカニズムに大きな影響を与える. 例えば, Yajima

et al. (2017) はダストに加わる輻射圧によって, ダス
トがガスと強く相互作用することでガスのブラック

射の取り扱い方等の細かい部分を除き, 同様である.
ここでは, その手法を簡単に書く.
輻射流体方程式を各タイムステップについて, 以下の手順で計算している:

1. 流体方程式の計算
2. 輻射輸送と他の関連プロセスの計算(a) 定常輻射輸送方程式の計算(b) 化学反応計算

ホールへの降着が抑制することを示した.
ただ, 上記の研究ではダストとガスの速度差を 0 と(c) 輻射によるガスの heating と cooling の計算仮定し, 互いに強くカップルしていると考えている.

(d) ダスト粒子のチャージの計算

故に, 本研究ではダストとガスの速度差を考慮することで, 速度差はブラックホールへのガス・ダストの降着に対してどのような影響を及ぼすのかの研究を
行った.

2.1

流体方程式の計算

ガスと二サイズ分布 (半径 0.1, 0.01 micron) で近似したダストの三流体方程式を解いた. ダストとガス2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校の速度差については, ダストとガス間の抗力 Draine

3

Results

3.1

降着率の時間平均& Salpeter (1979) を用いることにより得た.

2.2

輻射輸送と他の関連プロセスの計算

図 1 には, 初期条件が nH =10, 30, 100 cm−3 ,Z =1, 0.1 Zsun の場合での, ダストとガス間の速度差

輻射輸送方程式は, ガスの温度や光から受け取るを考慮した場合と考慮していない場合の降着率の時

運動量を知るために必要な輻射強度を求める方程式

間平均を取った結果を載せている. 縦軸は, 降着率のである. ダスト再放射を計算する必要のある SED の時間平均を Eddington luminosity で割ったもの, 横

導出については, 今回は球対称な場合を考えるので,軸は初期条件のガスの数密度を表している (また, 無impact parameter method (Mihalas D. & Mihalas

限遠でのガスの数密度). 赤の実線, 及び赤丸はダスト
B. W. 1984) を使う事で, ダストからの再放射の計算 とガスの速度差を考慮した (3f=3 fluid=1gas-2dust
量を削減した. ただし, 再放射を扱う計算はこうした fluid) の計算結果である. 黒の点線, 及び黒色のダイ手法を用いても無視できない計算量の増加を招くのヤモンドはダストとガスの速度差を考慮していないで, ダスト再放射による SED 導出は輻射流体計算を(1f=1 fluid) の計算結果である. 左図は η = 0.3 の場

終了した後に行い, 輻射流体計算時にはダストからの合, 右図は η = 0.1 の場合である. 上図は Z = 1.0Z⊙

再放射の影響は無視した.

の場合, 下図は Z = 0.1Z⊙ の場合である. メッシュ
H, He の吸収断面積は Osterbrock D. E. & Ferland 数は 128 で統一している.
G. J. (2006) を参照し, ダストの吸収断面積は Draine
nH =30, 100 cm−3 , Z =0.1 Zsun , η = 0.1 を除い

B.T. & Lee H. K. (1984) と Laor A. & Draine B.T. たケースで, ダストとガスの速度差を考慮した場合に(1993) を参照した. また, H, He それぞれの質量比は は BH の光度が大きくなっていることを計算結果は太陽系比を採用した.

表す.

ガスの温度や輻射の吸収量を知る上で重要となる

H, He の電離度は, 光電離, 衝突電離 (Abel T. et al.
S. M. V. & Pequignot D. 1973; Hummer D.G. 1994;
Hummer D.G. & Storey P. J. 1998) の影響を含めた< Lacc > /LEdd

1997; Janev R. K. et al. 1987), 再結合率 (Aldrovandi

10-2

計算によって決定した.

He の温度は, heating としては光電離の影響, cooling としては衝突励起 (Cen R. 1992), 衝突電離 (CenR. 1992), 再結合 (Cen R. 1992; Hummer D.G. 1994;
Hummer D.G. & Storey P. J. 1998), 制動放射 (Hum-η = 0.1

10-3
10-4

Z = 1.0 Z ¯

Z = 1.0 Z ¯

10-2< Lacc > /LEdd

ガスの圧力による駆動を決める上で重要になる H,

η = 0.3
3f
1f

10-3
10-4

Z = 0.1 Z ¯101n [cm −3 ]102

Z = 0.1 Z ¯101n [cm −3 ]102

mer D.G. 1994), そしてコンプトン効果 (Ikeuchi S.

図 1: 横軸は初期条件のガスの数密度, 縦軸は降着率の時& Ostriker J. P. 1986) の影響を含めた計算により決 間平均を Eddington luminosity で割ったものである. 赤の実線, 及び赤丸はダストとガスの速度差を考慮した (3f=3定する. metal による cooling は考慮していない.
ダストチャージは Weingartner & Draine (2001);

Weingartner et al. (2006) を使い評価した.
SED を求める上で重要なダストの温度は, (ダストが光吸収したエネルギー + ダストにガスが衝突することで得たエネルギー) = (放射したエネルギー) となる時の温度とした.

fluid=1gas-2dust fluid) の計算結果である. 黒の点線, 及び黒色のダイヤモンドはダストとガスの速度差を考慮していない (1f=1 fluid) の計算結果である. 左図は η = 0.3 の場合, 右図は η = 0.1 の場合である. 上図は Z⊙ = 0.1 の場合, 下図は Z⊙ = 0.3 の場合である.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ガス・ダストの空間分布

3.2

トの数密度をガスの数密度に規格化している. 赤はダスト・ガス間の速度差を考慮した場合, していな
いで, それぞれの初期条件を用いた場合の, ガス・ダ
ストの空間分布の時間平均を表すグラフを図 2 に載せた. (t = 3 から 10 Myr の時間平均である. ) 計算
結果から, 広い範囲で初期条件のダスト・ガス質量比より, ダスト・ガス質量比の時間平均値のほうが小さくなっていることがわかる.
gas
dust 0.1
dust 0.01104の, 計算結果から得られるダスト・ガス質量比を用いた場合のダスト温度である. 黒と緑の点線は, ダストとガスの速度差を考慮した計算結果について, ガスの質量密度は同一のまま, ダスト質量密度について,
ダスト・ガスを初期条件の質量比となるようにして0.1 micron, 青と緑は 0.01 micron のダスト温度に対応する. ブラックホール近傍の 103 K に対応するダス
トの数密度が非常に小さくなっていることがわかる.

103
<n>

と青の実線は, ガスとガスの速度差を考慮した場合

輻射輸送をした場合のダスト温度である. 赤と黒は

105

[cm−3 ]

0.1, 青は 0.01 micron に対応している. 下の図の, 赤

102
101
10-1
10-2

10-1

100

101
[pc]
r

102

Lv [erg s −1 Hz −1 ]

100
103

図 2: この計算結果は, ダストとガスの間の速度差を考慮した場合で初期条件の数密度が nH = 100 [cm−3 ], Z = 1.0 Z⊙ で
η = 0.3 である. 横軸はブラックホールからの距離である. 縦軸は数密度の時間平均である. 黒の実線はガスの計算結果, 赤の破線
は 0.1 micron のダストの計算結果, 青の点線は 0.01 micron のダストの計算結果である. ダストの数密度については, ガスの数
密度に規格化し, ガスの数密度と重なっていれば, 初期条件のダス
ト・ガス質量比であることを示す.

3.3

ダスト赤外線再放射による SED

図 3 に SED を載せた. 図 3 は nH = 100 [cm−3 ],

1031
1030
1029
1028
1027
1026
1025
1024
1023
1022100101

λ [ µ m]102

dif rate
initial103

図 3: これは, 初期条件が nH = 100 [cm−3 ], Z = 1.0 Z⊙ ,
η = 0.3, t = 2 Myr から 10 Myr まで 0.5 Myr ごとにダスト赤外線放射の spectral energy distribution (SED) を描いた結果である. 赤の実線は, ガスとガスの速度差を考慮した場合の, 計算結果から得られるダスト・ガス質量比を用いた場合の SED である. 黒の破線はガスとガスの速度差を考慮した場合の, 初期条件のダスト・ガス質量比を用いた場合の SED である.

Z = 1.0 Z⊙ , η = 0.3 の速度差を考慮した場合である. また, t = 2 Myr から 10 Myr まで 0.5 Myr ごとにダスト赤外線放射の spectral energy distribution(SED) を描いている. 赤の実線は, ダストとガスの速度差を考慮した場合の計算結果の SED である. 黒の点線は, ダストとガスの速度差を考慮した計算結果について, ダスト・ガスを初期条件の質量比に焼き直した場合の SED である. SED からわかる結果は103 K 程度に対応する (λ ∼ 10 micron) SED の値が一桁程度少なくなっていることがわかる.
また, それぞれの SED の時のダスト温度の分布とガス・ダストの分布の計算結果を図 4 に載せた. 上のグラフの黒の実線は, ガスの数密度で, 残りはダス

4Discussion & Conclusion
本研究では, 大小 2 サイズのダストとガスの三流体を考慮した一次元輻射流体計算により, ダストとガス間の速度差を考慮したことによる, 巨大ブラック
ホールへの質量降着に与える影響やダスト赤外線放射による spectral energy distribution (SED) を調べた. この結果, 以下のことが判明した:

1. 速度差を考慮することで降着率の時間平均が増すこと.

に, 10 micron での SED の値が小さくなったと考え

105
104
103
102
101
100
10-1
10-2
104

Td [K]n [cm −3 ]2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

gas
dust 0.1
dust 0.01

られる. これは, ブラックホール周辺のダスト・ガス
質量比について, ブラックホールから離れた領域のダスト・ガス比を仮定すると SED を過大評価してしまう可能性があることがわかる.

dif rate;0.1
dif rate;0.01
initial;0.1
initial;0.01

103

Reference
Abel T., Anninos P., Zhang Y., & Norman M. L. 1997,
New Astron., 2, 181

102

Aldrovandi S. M. V., & Pequignot D. 1973, A&A, 25,
137

101

Cen R. 1992, ApJS, 78, 341

01010-2 10-1

Draine B.T., & Lee H. K. 1984, Astrophys.J., 598, 1026

100 101r [pc]

102

103

Draine, B. T., & Salpeter, E. E. 1979, apj, 231, 77
Hummer D. G. 1994, MNRAS, 268, 109

この計算結果は, 初期条件が nH = 100 [cm−3 ],Z = 1.0 Z⊙ , η = 0.3, t = 5.0 Myr の場合である. 上のグ
ラフについては, 数密度を表し, 下のグラフはダストの温度である. 上のグラフの黒の実線はガスの数密度で, 残りはダストの数密度をガスの数密度に規格化した値を表す. 赤は0.1, 青は 0.01 micron に対応している. 下のグラフの赤,
青の実線は, ガスとダストの速度差を考慮した場合の, 計算結果から得られるダスト・ガス質量比を用いた場合のダス
ト温度である. 黒と緑の点線は, ダストとガスの速度差を考慮した計算結果について, ガスの質量密度は同一のまま,
ダスト質量密度をダスト・ガスを初期条件の質量比となるようにして得たダスト温度である. 赤と黒は 0.1 micron,
青と緑は 0.01 micron のダスト温度に対応する.

Hummer D. G., & Storey P. J. 1998, MNRAS, 297, 1073

2. 多くのパラメータでブラックホール近傍からダ

Maiolino, R., Schneider, R., Oliva, E., et al. 2004,
Natur, 431, 533

図 4:

ストが飛ばされ, 初期条件と比較して, ダスト・
ガス質量比が減ること.

3. 波長 10 micron での SED の値が, 速度差を考慮して得たダスト・ガス質量密度の空間分布を用いた場合は, 初期条件のダスト・ガス質量密度を用いた場合と比較して, 一桁程度小さくなる.

1 については, 2 から判断して, 輻射圧によってブ
ラックホール周囲の電離領域よりダストを飛ばすことで, ダストを介してガスの降着をおさえていた輻射
圧の影響が弱まることで, 降着率の時間平均が大きくなったと考えられる.

3 については, 同様にブラックホール周辺に存在した 103 K のダストが輻射圧の影響で飛ばされたためIkeuchi S., & Ostriker J. P. 1986, ApJ, 301, 522
Ishiki S., Okamoto T., Inoue A. K., 2018, MNRAS, 474,
1935
Janev R. K., Langer W. D., & Evans K. 1987, in
Janev R. K., Langer W. D., Evans K., eds, Elementary Processes in Hydrogen-Helium Plasmas - Crosssections and Reaction Rate Coeﬃcients. SpringerVerlag, Berlin
Kormendy, J., & Ho, L. C. 2013, ARA&A, 51, 511
Laor A., & Draine B.T. 1993, Astrophys.J., 402, 441

Mortlock, D. J., Warren, S. J., Venemans, B. P., et al.
2011, Natur, 474, 616
Mihalas D. & Mihalas B. W. 1984, in Mihalas D. &Mihalas B. W., eds, Foundations of Radiation Hydrodynamics. Oxford University Press, NewYork
Osterbrock D. E., & Ferland G. J. 2006, in Osterbrock
D. E., Ferland G. J., eds, Astrophysics of Gaseous
Nebulae and Active Galactic Nuclei, 2nd edn. University Science Books, Mill Valley, CA
Weingartner, J. C., & Draine, B. T. 2001, apjs, 134, 263
Weingartner, J. C., Draine, B. T., & Barr, D. K. 2006,
apj, 645, 1188
Yajima H., Ricotti M., Park K., Sugimura K., 2017,
ApJ, 846, 3

——–indexa27

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Lyα 輝線天体における活動銀河核の寄与
曽我 健太 (筑波大学大学院 数理物質科学研究科)

Abstract
Lyα 輝線天体 (LAE) は水素原子の Lyα 輝線で輝く高赤方偏移天体で, 銀河形成初期の若い銀河である. 活
動銀河核 (AGN) は銀河中心領域に存在する非常に明るい天体で, この活発な活動性は中心に存在するブラックホールに由来すると考えられている. また, 超巨大ブラックホールの質量と銀河のバルジ質量には強い相関があることが知られており, これは銀河とブラックホールの共進化を示唆する. しかし, どのような過程で共進化してきたかは明らかでない. そこで, 銀河形成初期の若い銀河である LAE に AGN の存在を裏付けることができれば, AGN および巨大ブラックホールの形成過程や形成時期に関する手がかりが得られると考えられる. 本研究では AGN が銀河中のガスの電離状態にどのような影響を与えるかを輻射輸送を解くことで評価した. シミュレーションでは, 輻射源が星のみの場合と星と AGN の両方が存在する場合の 2 つのモデルを仮定し, ガスの電離度と Lyα の放射率を両モデルで比較した. 本研究で電離度と Lyα の放射率は AGNに影響されることがわかった. また, AGN は H2 分子を減少させるため, 冷却が効きづらくなり星形成が抑制されるという結果が得られた. 以上より, 初期銀河における AGN の影響は大きいと考えられる.

1

Introduction
銀河の中心には超大質量ブラックホール (SMBH)が存在し, SMBH の質量と銀河のバルジの質量には強い相関があることが知られている (Marconi & Hunt

2003). これはブラックホールと銀河の共進化を示唆するが, どのような物理過程によって共進化をしてきたのかは明らかになっていない.
観測的には赤方偏移 z = 7.085 ですでにクェー
サー (∼ 109 M⊙ ) が見つかっているため (Mortlock et

al.2011), この時代には SMBH は存在しなければならない. SMBH の起源についてはダイレクトコラプ
スや合体と質量降着による成長などのシナリオが提案されているが, どのような形成過程を経たかは明らかになっていない. いずれにしても高赤方偏移でSMBH が存在するからには, それ以前にはさらに軽い質量のブラックホールが存在するはずである. しかし, クェーサーほど明るい天体ならば高赤方偏移での観測が可能だが, 暗い活動銀河核 (AGN) は母銀
河のスペクトルに埋もれてしまうため観測が難しく,
高赤方偏移での Lyα 輝線天体 (LAE) 中に AGN が存在するという決定的証拠は未だ見つかっていない.
一方で, 低赤方偏移では LAE 中に AGN の存在を示唆する観測結果が存在する. Konno et al (2016) はz = 2.2 の LAE の観測から Lyα の光度関数を求め,
その光度の明るい側での形が Schechter 関数からずれており, これは AGN の寄与であると結論づけた.
また, Ouchi et al (2008) によると z = 3.1, 3.7 の 測光観測から選んだ LAE のサンプルの約 1%が AGNを持ち, logL(Lyα) > 43.4–43.6 erg s−1 を持つような明るい LAE は必ず AGN を含んでいる.
これらの観測から, 低赤方偏移の一部の LAE は

AGN を含んでいる, あるいは観測で見えていないだ
けで LAE は普遍的に AGN を含んでいる可能性がある. そうであるならば, これらの LAE はいつ AGNを獲得し, どのように現在観測されている姿にまで共に進化してきたのかが問題になる.
この問題に迫るために, 銀河形成初期の天体である

LAE 中に観測では見つけるのが困難な暗い AGN が存在した場合に, LAE はどのような影響を受けるかを理論的に予測することは重要である. 観測との比較には Lyα 光子の輻射輸送を解いて Lyα 光度を求める必要がある. しかし, Lyα 光子の放射率はガスの電離構造に強く影響を受けるため, まずは銀河の電離構造を知る必要がある. 星と AGN ではスペクトルが違い AGN のほうがより高エネルギーの光子を放出するため銀河の電離構造に影響を与える. そこ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校で本研究では AGN が銀河のガスの電離構造や温度、 計算領域内にランダムガウシアン密度ゆらぎに従う
化学進化などにどのような影響を及ぼすかを調べる

ような密度の非一様性を生成した. この密度ゆらぎ

ために, LAE 中に AGN の存在を仮定して電離光子の具体的生成方法は Braun et al. (1988) と同様の手の輻射輸送を解いた. そして, AGN が存在せず輻射

法を用いた. また各粒子の速度はゼルドビッチ近似

源が星のみの場合と結果を比較した.

を用いて与えた.

2

Method2.3

2.1

コードについて星形成

星形成は Abe et al. (2016) の手法を参考に以下のようにした. まず, 各タイムステップごとに温度

本研究では AGN の影響を評価するために流体の運T と H2 分子の fraction yH2 に関する以下の 2 つの動と電離光子の輻射輸送を解いた. シミュレーション

条件を満たす SPH 粒子を探す; (i) T < 5000 K, (ii)には SPH 法と輻射輸送をカップリングさせた STARTyH2 > 5 × 10−4 . 星形成が起こるタイムスケールが√
おおよそ自由落下時間 tﬀ = 3π/32Gρgas (G: 重力

コード (Hasegawa & Umemura 2010) を使用した.
シミュレーションでは非平衡化学進化を解いた. 含

定数, ρgas : 局所的なガス密度) として, 星形成率はまれている化学種は e− , H+ , H, H− , H2 H+
2 の6種

dρ∗ /dt = c∗ ρgas /tﬀ で表される. したがって, 時刻類である. これらの初期の存在比は Galli & Palla∆t の間に質量が mSPH = mgas の SPH 粒子を質量(1998) によって得られた宇宙再電離前の値を用いた. m∗ = α × mgass の星に変換する際の確率を p∗ とす
輻射輸送計算では, 電子が水素の基底状態へ再結合 ると p∗ は([])
する際に放射される電離光子が局所的にその場で吸
1
∆t
p∗ =
1 − exp −c∗(1)
収されるという近似 (on the spot 近似) を用いて輻
α∗tﬀ
射輸送方程式を解いた. この近似を使うと輻射強度
Iν は Iν (τν ) = Iν (0) exp (−τν ) となる (τν : 光学的厚 である. ここで c∗ は星形成率を調整するパラメー
み, Iν (0): 光源での輻射強度). 各 SPH 粒子間の光学タである. このように星形成の条件を満たした SPH

的厚みや光電離率, 光加熱率, 水素分子の光解離率は粒子を確率 p∗ で星に変換した. Susa & Umemura(2004) によると星形成率は本質的に自己遮蔽によっの光解離率の計算には Draine & Bertoldi (1996) の て決まるため c∗ には依らない. そのため, c∗ = 1.0 に設定した. 形成される星は pop III を想定し質量, 半自己遮蔽関数が用いられている.
Susa (2006) と同様の手法で求めた. なお, 水素分子径, 有効温度はそれぞれ M = 120M⊙ , R = 4.6R⊙ ,2.2

シミュレーションの設定

シミュレーションでは輻射源が星のみの場合と星Teﬀ = 105 K (Baraﬀe et al 2001) とした. また, 輻
射輸送計算では星からの輻射強度は黒体輻射で近似
した.

と AGN の両方を含む場合の 2 つのモデルを設定し,流体と輻射を解いた. 輻射源以外の設定は両モデルで共通であり以下で計算領域や銀河の初期条件をどのように決めたかを説明する.

2.4

AGN の形成条件

輻射源として星だけでなく AGN を含むモデルでLAE のモデルとしてバリオンとダークマターの質 は星形成に加えて, 以下の条件を満たす SPH 粒子と量をそれぞれ, Mbaryon = 109 M⊙ , MDM = 1010 M⊙ その近傍粒子の質量の一部を AGN の中心に存在すとした. 計算領域は球状とし, その半径は密度ゆらぎ るブラックホールの質量に変換した. AGN の形成条を球対称で扱ったときの最大膨張半径とした. この件は SPH 粒子の数密度 n と電離度 X について以下

とき最大膨張時の赤方偏移 zmax は zmax = 10 としの 2 つの条件を課した; (i) nSPH > 10 cm−3 , (ii) 電

た. 初期の温度は一様で T = 100K とした. そして,離度 X > 0.95. 1 つ目の条件は, AGN はブラック2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
ホールの周りに存在する降着円盤にガスが降着することで輝いているため AGN が存在する場所は高密度であるということ, 2 つ目の条件は大質量ブラック
ホールの起源としてダイレクトコラプスを想定したとき, 大質量ブラックホールができる場所は H2 分子の冷却を抑制できるほど輻射が効いているような場所であるということを想定して設定をした. 今回の計算では AGN の数は 1 つした.
形成されたブラックホールの質量は M = 104 M⊙とし, AGN の光度は L = λLEdd を仮定した. ここでLEdd はエディントン光度, λ はパラメータで λ = 0.1に設定した. 質量降着率は Ṁ = λṀEdd を仮定した.

ṀEdd はエディントン降着率で ṀEdd = LEdd /(ηc2 )と表される. η は η = 0.1 にとした. AGN の輻射強−α

度は Iν = I0 (ν/νL )のべき乗型で表されるとし,

α = 1 とした (νL : ライマン端での振動数).

図 1: AGN を含む直線上での各物理量の変化図. 原
点は計算領域の中心とした. 赤線が星のみ (モデル1), 緑線が星と AGN を含む場合 (モデル 2) を表し,
黒の点線は AGN の位置を示している. 1 行目が HIIの fraction, 2 行目が H2 の fraction, 3 行目が温度を

3

Result表す. 各列で時間が共通で, AGN が形成された時刻を 0 とした.

輻射源が星のみの場合 (モデル 1) と星と AGN の両方を含む場合 (モデル 2) で HII と H2 の fraction おの Lyα 光度を見てみると, モデル間の差がほとんどよび温度を比較したところ図 1 のようになった. 今

見られない. これはモデル 1 では星形成が進み, 形成

回の設定では AGN は電離している領域に形成されされた星が AGN と同じような影響を与えたと考えるとしたため, HII の fraction に大きな変化は見られられる.

ないが, あまり電離していないかった x = −2 kpc の電離度を上昇させていた. 一方, H2 に対しては AGNの影響は大きく, AGN は H2 の fraction を大幅に減少させた. 星形成条件の 1 つである yH2 > 5 × 10−4を越えるような fraction の部分を減少させるため,

AGN は星形成に関しても影響を与えていた. 実際,
モデル 1 はモデル 2 において AGN が形成された時
刻以降も星形成が起こるのに対して, モデル 2 は星形
成が起きなかった. また, モデル 2 はモデル 1 に比べてと温度が上昇した. これは AGN からの光加熱とH2 の減少によって冷却が抑制された 2 つの寄与が影響していると考えられる.
次に Lyα 光子の放射率を比較したところ図 2 のようになった. t = 2.5 Myr までは AGN によって電図 2: 図 1 と同様. 但し, 各行は上から順に再結合に離された場所は再結合による Lyα 光子が増加し, 温よる Lyα の放射率, 衝突脱励起による Lyα の放射度が上昇した場所は衝突脱励起による Lyα 光子の放率, 合計の Lyα 放射率を表す.

射率が増加した. 一方で t = 8.5 Myr のときの合計
最後に銀河全体で Lyα 光子の放射率がモデルでど2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校のように変化したかを比較するため, ある放射率を持

これに関しては AGN の光度と質量降着率を決める

つ SPH 粒子の割合のヒストグラムを描いたところ図

パラメータ λ にも強く依存しているはずである. し3 のようになった. t = 2.5 Myr まではモデル 2 のほ たがって, より長時間での変化の追跡とパラメータ λ
うが Lyα の放射率が高い粒子の割合が多い. 一方で,の複数パターンの計算が必要である.

t = 8.5 Myr ではこの傾向が逆転する. これは AGN

なお, 今回の計算では星の進化を扱っていないたを含む場合は星形成が抑制されることによる影響でめ, 星からの影響を過大評価してしまっている. よりあると考えられる.

長い時間変化を追うには, 星の寿命や星の質量分布,星などからの重元素汚染を含める必要がある.

5

Summary
本研究で AGN による影響に関して以下の結論が得られた.

1. AGN は H2 分子の減少させるため冷却が効きづ
らくなり, 星形成を抑制する.

2. AGN が形成されてからある程度の時間は AGNの存在が Lyα の放射率を増加させる. 一方で,

図 3: Lyα の放射率に対するヒストグラム. 各列の見AGN ができてから時間が経過してくると, 後に形成される星の影響のほうが強くなってくる.

方は図 1, 各行の見方は図 2 と同様. グラフの縦軸はより正確に AGN の影響を評価するには, さらに長ある放射率を持つ SPH 粒子の数を全 SPH 粒子数でい時間変化の計算とパラメータ λ の複数パターンの割った値.

計算が必要である. 以上のような計算の後に, AGNの形成に関する新たな知見が得られる可能性がある.

4

Discussion
今回の計算で AGN が銀河の物理量に影響を与えることがわかった. 特に重要な変化は H2 の減少による星形成の抑制である. AGN の存在によって電離度

Reference
Abe, M. et al. 2016, MNRAS, 463, 2849
Braun, E., Dekel, A., & Shapiro, P. R. 1988, ApJ, 328,
34や温度は上昇する傾向にあり, これは Lyα の放射率

Draine, B. T., & Bertoldi, F. 1996, ApJ, 468, 269を増加させるが, 一方で AGN は星形成を抑制してしGalli, D., & Palla, F. 1998, A&A, 335, 403

まうため, 時間が経過すると AGN が存在する場合

Hasegawa, K., & Umemura, M. 2010, MNRAS, 407,2632

は放射源が星のみと比べて, Lyα 放射率は減少する.
今回は AGN が形成されてから約 10Myr までの計算だが, より長い時間変化を追う必要がある. 今回の結果が示したような AGN の星形成の抑制がずっと続くのであれば, AGN は Lyα の放射率を減少させ

Konno, A. et al. 2016, ApJ, 823, 20
Marconi, A., & Hunt, L. K. 2003, ApJL, 589, L21
Mortlock, D. et al. 2011, Natur, 474, 616

る. 一方で, 重力収縮によって高密度領域が出来あがOuchi, M. et al. 2008, ApJS, 176, 301

り AGN が存在しても再び星形成が進むようになっSusa, H., & Umemura, M. 2004, ApJ, 600, 1てくれば, AGN の影響は見えなくなる可能性もある.

Susa, H. 2006, PASJ, 58, 445

——–index

a28

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

VLA-COSMOS 領域における銀河の光度・密度進化
河野 海 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究では, VLA-COSMOS field (1.77deg2 ) の Karl. G. Jansky Very Large Array (VLA) による 3GHz
観測から得られた 7729 天体をデータとして用いて電波における銀河進化モデルを構築した. 統計的な星形
成銀河 (SFG), 活動銀河核 (AGN) の光度・個数密度の赤方偏移依存性を明らかにするために, z < 5.5 の赤方偏移を 9 つの領域に分割して, C − 法 (Lynden-Bell 1977) を用いて光度関数の導出を行った. C − 法は,1/Vmax 法をはじめとした他の導出法と比較して, サンプルサイズによらず最も正確な光度関数を与えることが証明されている. SFG, AGN に対して各赤方偏移の光度関数をフィットすることで銀河進化を算出した.
その結果, SFG は z = 3 程度に, AGN は z = 1.5 程度に光度・密度のピークを持つことを確かめた. これは, 赤外線における観測結果 (Gruppioni et al. 2013) とも整合的である. これに加えて, 将来的に Square

Kilometre Array (SKA) で検出可能な銀河計数を算出した. その結果, 2020 年から運用が開始される SKA
計画の第一期にあたる SKA1 では, 単位立体角あたり SFG は 5 × 109 個, AGN は 107 個の観測が見込まれることが分かった.

1

Introduction
銀河は数千億個の星, 星間物質, ダークマターを構成要素として, それらが相互作用しながら進化する系

度・密度についての進化モデルの構築が必要である.
本研究では, 活動性の高い以下の二つの銀河種族について光度関数の構成を行った.

である. 銀河の光度や個数が各宇宙年齢によってど• SFG : 激しい星形成活動を行っている銀河. 若のように変化してきたか検証し, その振る舞いを説明

い大質量星からの放射が卓越する一方で, 大量するモデルを構成することは銀河形成・進化の観点のダストを含むため, 再放射による強い遠赤外から重要な課題である.

線放射を持つこともある.

その一方で, 銀河の統計的な性質に着目すると, 銀河は光度関数と呼ばれる分布に従う. 光度関数の振る
舞いは, Press & Schechter (1974) によって提案された, 初期宇宙における密度揺らぎから得られるダーク
マターハロー質量関数モデルによってナイーブに説明される. しかし, 波長による輻射過程の差異, SED
進化, フィードバックなど様々な要因から, 銀河種族,
波長についての光度関数の進化は, 銀河進化に密接に結びつくものである.

• AGN : r ≪ 1pc に満たない銀河のごく中心領域
から, 通常銀河の 101−2 倍程度のエネルギーを放出する非常に激しい活動性を示す天体. 銀河
中心に存在する巨大ブラックホールへ, 物質が降着する際の重力ポテンシャルエネルギーの解放がエネルギー源.
本研究で構築する計数モデルは, SKA によって観測可能な銀河数の予言に用いる. SKA は, アフリカ

高赤方偏移における電波の光度関数モデル (Man-とオセアニアに建設が決定されており, 2020 年代か

cuso et al. 2017) は, 赤外線や紫外線の観測から得ららの運用開始が計画されている, センチ波, メートル

れた光度関数に対して, 観測的な関係を適用すること

波を網羅する電波望遠鏡である. 高感度, 高空間分解

で電波に補正して得られている. しかし, 電波と他波

能, 広帯域, 広視野という特徴を持つことから, 銀河長の光度関係などのスケーリング則が, 高赤方偏移に

進化, 宇宙論等の広い分野に向けた観測が期待されておいても近傍と同じ関係が保たれているか否かは自いる.

明ではない. そのため, 電波観測に立脚した銀河の光

本研究は, 赤方偏移 z ≤ 6 という電波では最遠方

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校のサーベイデータを用いて各赤方偏移における光度ある.

関数を SFG, AGN について導出することでそれぞれ光度関数の推定にしばしば用いられる 1/Vmax 法の銀河種族についての光度・密度進化モデルの構築(Schmidt 1968) は, 観測が flux limited である事にを行ったものである.

起因する Malmquist bias (Malmquist 1922) を排することができる. その一方で, サンプルが空間的に一様に分布していることが仮定されている. しかし

2

Data

ながら, 銀河は一般にクラスタリングして分布する.

本研究では, VLA による COSMOS 領域 (∼ 2deg2 )の 3GHz Large project (Smolc̆ić et al. 2017b) による観測をデータとして用いた.

赤方偏移 z ≤5.5 (zmax = 5.44) における, S/N > 5 を満たす 10
830 個のサーベイデータをサンプルとして用いた. こ

そのため, 実際の分布は一様分布からずれることが知られてる. 銀河団などに起因するコズミックバリ
アンスの影響を受けて光度関数の形状が変形し得る.

(Takeuchi et al. 2000; Johnston 2011). C − 法では,次の量から累積光度関数 Φ(L) が得られる.

のうち, 可視光, 赤外線において明るい天体 (COS-Φ(L) ∝ ψ1

MOS2015 catalog ; Laigle et al. 2016) の周辺をマスクした結果, 1.77deg2 が有効面積として残り, 8969
天体がその中に含まれていた. 更に, この中で COS-

MOS2015 catalog に他波長の対応天体があるのは全

L<L
∏i
i

Ci (L) + 1
Ci (L)

ここで, Ci は i 番目の銀河に対して, 次で定義される
領域中に含まれる銀河の個数を表している.

サンプルの 71% にあたる 7729 天体であった.

Li < L ≤ Lu ,zl ≤ z ≤ zmax

赤外線光度から得られた, 星形成率に対する電波光度の超過が 3σ 以上であるものを AGN としてセレク

ただし, Li は i 番目の銀河光度, Lu , zl , zmax は観測

ションを行った.
()
L1.4GHzlog10> 21.986 × (1 + z)0.013
SF RIRのセッティングによって決まる量である. 光度関数

ϕ(L) は, 累積光度関数を微分することで得られる.
ϕ(L) =

この指標は, Delvecchio et al. (2017) によって与えられたものである. また, SFG は, GALEX の NUV バ
ンドと, すばる望遠鏡の r バンドに対してダスト減光

dΦ
.
dL

また, 銀河計数に対しては, コズミックバリアンスを考慮した誤差評価を行った.

⟨⟩(N − ⟨N ⟩)2 ≃ N Ω + N 2 Ωの補正を行った r+ バンドを用いたカラーによってセ∫
ω(θ)dΩΩ

レクトが行われている. MN U V − Mr+ < 3.5 (Ilbert−0.7(Hale etet al. 2010) を満たす青い銀河のうち, 電波の超過が ここで, N は, 銀河の面密度, ω(θ) ∝ θ
ないものを SFG であるとした. セレクトの結果, 7729 al. 2018) は COSMOS 領域における銀河の角相関関天体のうち, 1916 天体が AGN, 4675 天体が SFG で数である. そのため, 誤差は一様分布を仮定したポアあると診断された. これらの銀河サンプルを赤方偏ソンエラーよりも, 銀河の空間分布の非一様性を反映

移について (0.1, 0.4), (0.4, 0.7), (0.7, 1.0), (1.0, 1.3),

して大きくなる.

(1.3, 1.7), (1.7, 2.1), (2.1, 2.5), (2.5, 3.5), (3.5, 5.5) の9 個のビンに分けてそれぞれについて光度関数の推定を行った.

4

Results
電波において SFG と AGN の光度関数はそれぞれ,

3異なる型の関数に従うことが知られている.

MethodSFG : Saunders 型 (Saunders et al. 1990)( )1−α{()}
光度関数の推定には, C 法 (Lynden-Bell 1971) をL
1L
2
ϕ(log L) = ϕ∗exp
log10 1 +用いた. この方法は, 生存時間解析に基づいた手法で
L∗
2σ 2
L∗
−

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
AGN : double power 型 (Marshall 1985)
ϕ(log L) =ϕ∗
(L∗ /L)β1 + (L∗ /L)β2がよく用いられる. それぞれ L∗ , ϕ∗ , α, σ, β1 , β2がパラメータである. 本研究では, 光度関数の傾きを与えるパラメータについては z = 0 における値(α = 1.02 ± 0.15, σ = 0.60 ± 0.04, β1 = 1.27 ±
0.18, β2 = 0.49 ± 0.04 (Mauch & Salder 2007)) を用
いてフィットを行った. また, パラメータ L∗ , ϕ∗ については赤方偏移に対する依存性を検証するために, 光
度のみが赤方偏移依存するモデル (pure luminosity

図 1: z = 0.1 − 0.4, 1.7 − 2.1, 3.5 − 5.5 における

evolution : PLE)

3GHz 光度関数. 実線は SFG, 破線は AGN をそれぞf (z) = a0 + a1 z + a2 z 2ϕ∗ (z) = ϕ∗ (0)f (z),れあらわす.

と個数密度のみが赤方偏移依存するモデル (pure den-sity evolution : PDE)
g(z) = b0 + b1 z + b2 z 2L∗ (z) = L∗ (0)g(z),の二つを仮定した. なお, f (z), g(z) は赤方偏移に関する二次関数であると仮定した. フィットの結果, 次のパラメータを得た.

a0

a1

a2

b0

b1

b2

SFG

21.3

0.8

-0.1

−2.5

0.8

-0.1

AGN

24.4

0.5

-0.1

-5.3

0.4

-0.1

表 1: SFG, AGN についての PLE, PDE モデルのパラメータ

図 2: エネルギー密度の赤方偏移による変化
程度になり, 最遠方 (z ∼ 4.5) のビンでは, SFG による寄与が AGN の十倍程度になる.
次に, 銀河計数を計算する. あるフラックス S が与えられたとき, それよりも明るい銀河の単位立体角あ

図 1 に求めた光度関数を示す.

たりの銀河の個数を示す銀河計数 N (> S) は, 次の5Discussion
表 1 のパラメータを用いて, 各赤方偏移における各式から計算できる.
∫
∫ z
∫ ∞
d2 V
dz
ϕ(L′ , z ′ )dL′
N (> S) = dΩdzdΩ Llim (z,S)
0

銀河種族のエネルギー密度 ρ を算出する. 電波の光

ただし, d2 V /dzdΩ は共動体積である. また, 銀河

度密度は, 光度関数で重み付けをした光度から計算さのスペクトルはべき則 (Sν ∝ ν −α ) であると仮定しれる.

ているため, ある赤方偏移における観測限界の光度

∫ ∞

′

′

′

dL L ϕ(L , z)ρ(z) =
Llow

その結果を図 2 に示す. 近傍 (z = 0.0 − 0.5) のビンでLlim (z, Sobs ) は,
Llim (z, Sobs ) = 4πd2L (z)νobs Sνobs ,lim (1 + z)α−1

は, AGN からのエネルギーが卓越している. z ∼ 1.5と書ける. ただし, dL (z) は光度距離である. また, サにおいて AGN と SFG からのエネルギーの寄与が同ンプルのスペクトル Sν ∝ ν −α のべきは 0.7 を仮定

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
した. 微分銀河計数は, 銀河計数をフラックス S につ関数を推定することで星形成率, SMBH 成長率など

いて微分し, 空間がユークリッドであることと, 銀河に制限を付けることができると考えられる.

進化がないと仮定した場合の規格化因子 S 2.5 を掛けて表される. その結果を図 3 に示す.

Acknowledgement
本研究を行う上でお世話になった皆様, 夏の学校の運営に携わっていただいているみなさまに感謝いた
します.

Reference
Delvecchio, I., Smolčić, V., Zamorani, G., 2017, et al.
A&A, 602, 2

図 3: 3GHz における微分銀河計数. 空間が Euclid
的であると仮定した場合の規格化として S

2.5

が掛け

られている. VLA の感度 11.0µJy at 3GHz と SKA-

wide の感度 1.0µJy at 1GHz が併記されている.
明るい側 (S > 1mJy) では AGN からの寄与が大

Gruppioni, C., Pozzi, F., Rodighiero, G., et al. 2013,
MNRAS, 432, 23Hale, C., L., Jarvis, M., J., Delvecchio, I, et al. 2018,
MNRAS, 474, 4133
Ilbert, O., Salvato, M., Le Floc’h, E., et al. 2010, ApJ,
709, 644半を占めている. また, この領域で SFG の微分計数

Johnston, R., 2011, A&A, 19, 41

は定値をとるが, これはほとんどが近傍からの寄与でLaigle, C. et al. 2016, ApJS, 224, 24あるためである. S > 100µJy において AGN と SFGが同程度の寄与をすることがわかる. これに対して

Lynden-Bell, D., 1971, MNRAS, 155, 95

暗い側では SFG が主に個数に寄与をすることがわか

Malmquist, G. 1922, MeLuF, 100

る. SKA1-wide の感度 (1µJy at 1GHz) では SFG が

Mancuso, C., Lapi, A., Prandoni, I., et al. 2017, ApJ,
842, 95

計数のほとんどを担っている.

Marshall, H. L. 1985, ApJ, 299, 109

6Conclusion

Mauch, T. & Sadler, E. M. MNRAS, 375, 931
Press, H., W., & Schechter, P., 1974, ApJ, 187, 425

本研究では, VLA-COMOS 3 GHz Large Project(Smolc̆ić et al. 2017) によって得られた z ∼ 5 におけるサンプルを用いて光度関数の推定を行い, SFG と

AGN それぞれについて電波進化モデルの構築を行った. その結果, 得られたモデルから銀河の個数密度とエネルギー密度の赤方偏移依存性を計算した.
本研究で用いたサンプルの多くが他波長における紫外線, 可視光, 赤外線のカウンターパートを持っている. 今後の研究では, このデータを用いて各サンプ
ルについて SED フィッティングを行い, 多波長光度

Saunders, W., Rowan-Robinson, M., Lawrence, A., etal. 1990, MNRAS, 242, 318
Schmidt, M., 1968, ApJ, 151, 393
Smolčić, V., Novak, M., Delvecchio,. I., et al. 2017a,
A&A, 602, 1
Smolčić, Delvecchio,. I., V., Zamorani, G., et al. 2017b,
A&A, 602, 2
Takeuchi, T, T. Yoshikawa, K., Ishii, T., T., 2000,
ESASP, 455, 527
Takeuchi, T, T., Ishii, T., T., Hirashita, H., 2001, PASJ,53, 37

——–index

a29

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC を用いた初期銀河から大規模構造へと続く
巨大 Lyα 構造の初検出
鹿熊 亮太 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstract
宇宙再電離へ観測的な制限をかける、z ≳ 6 の非常に暗い銀河・水素ガスの『個々の検出』は次世代の望遠
鏡 (JWST, TMT, SKA, etc.) を待たなければならない。そこで我々は、次世代の望遠鏡を待たずともこれらを『検出』することができる、Cross-Correlation Line Intensity Mapping (CCLIM) という統計的手法に着目した。CCLIM では、個々の暗い天体の検出は行わない。明るい銀河周囲には暗い銀河・水素ガスが広がり、それらから輝線が出ていると考えられる。そこで、多数の明るい銀河の位置と、輝線をトレースする狭帯域フィルター (NB) の撮像画像の全ピクセルの輝度分布との距離相互相関を取ることで、広がった輝線源
を『統計的に検出』する。我々は、すばる望遠鏡の超広視野主焦点カメラ (Hyper-Suprime Cam, HSC) を用いて得られた、z = 5.7 (6.6) の 425 (396) 個の Lymanα emitter (LAE) の位置と、同じ赤方偏移の Lyα
輝線をトレースする NB 撮像画像の全ピクセルの輝度分布との相関を取った。そして、HSC による非常に広視野 (約 4 平方度) の画像と、CCLIM という統計的に優れた手法とが組み合わさったことで、∼ 300kpc
まで続く巨大な Lyα 源を初めて検出した。過去の研究で、LAE 周りには銀河周囲 ∼ 40kpc 程度まで広がる

Lyα 源はすでに見つかっていた。今回我々が検出した Lyα 源は、この銀河のダークマターハロースケールの広がりからつながっており、大規模構造へと続くものである。

1

Introduction
現在我々が高赤方偏移宇宙を観測する際、観測できているものは明るい銀河のみである。しかし、これらは宇宙の構成要素のほんの一部に過ぎず、これら明るい銀河の周りには検出限界以下の暗い銀河や淡く広がった中性水素ガスが大規模 (∼Mpc) な構造を作っていることが理論研究からわかっている。z ∼ 6 の暗い銀河と中性水素ガスの観測は、宇宙再電離へ制限をかけるために非常に重要になる。また、銀河形成・進化の文脈でも、星の材料である水素ガス、形成初期だと考えられる暗い (軽い) 銀河の観測は重要である。
だが、高赤方偏移宇宙の暗い銀河を『個々に』検出するためには、大気の影響を受けない JWST といった宇宙望遠鏡や、TMT など 30m 級の望遠鏡が必要となる。また、21cm 線を観測することで中性水素ガ
スを直接検出することができるが、こちらも SKA といった次世代の電波望遠鏡が必要となる。では、我々はこれらの望遠鏡ができるまでの間、何も打つ手は無いのだろうか。そこで、私達は Cross-Correlation

Line Intensity Mapping(CCLIM) という統計的手法とすばる望遠鏡の非常に大きなデータに着目した。

CCLIM では個々の天体の検出は行わない。明るい銀河の周囲には暗い天体が広がっており、そこからある種の輝線 (e.g. Lyα) が出ている。NB を用いることで、赤方偏移したこの輝線強度分布 (Line IntensityMap) を描き出すことができる。明るい銀河の周囲には輝線を出す天体が多く、強度分布は相対的に強くなると予測される。(Sousbie 2011) そこで、多数の明
るい銀河の位置と、NB の撮像画像の全ピクセルの輝度分布との距離相互相関 (Cross-Correlation) を取ることで、広がった暗い天体を『統計的に検出』する。

CCLIM を用いて非常に淡く広がる天体を検出する
ためには、大規模なデータが必要となる。そこで、私達はすばる望遠鏡の主焦点カメラを用いた戦略的な大規模サーベイ、Hyper Suprime-Cam Subaru Strategic

Program(HSC-SSP, (Aihara et al. 2018)) の非常に大きなデータを用いる。HSC-SSP は深さと広さの異なる 3 つのレイヤー：Wide, Deep, UD からなる。

Deep、UD レイヤーの領域に対して NB を用いた観2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
測は行われている。
本研究は、z = 5.7, 6.6 の Lyman-α emitter(LAE)と NB 観測で得られた Lyα の Intensity Map とのCross-Correlation を取ることで、再電離期終盤の宇宙において淡く広がる大規模な構造を初めて検出す
ることを目的とする。

2

Data
本研究では、HSC-SSP の 2 つの NB 観測で得られたデータを利用した。NB816(NB921) は、中心波長が λc = 8177Å (9215Å) であり、これらは、赤方偏移

z = 5.726 ± 0.046 (6.580 ± 0.056) の Lyα 輝線をト
レースする。

3

Analysis & Results
本研究では、Cross-correlation ξIM を、LAE サンプ

ルいずれかからの距離が r の pixel の表面輝度 (fr,i )の平均を取ることで計算した。


N (r)
∑
1
ξIM =  ∑N (r)wr,i fr,i 
w
r,i
i=1
i=1
LAE


N (r)
∑
1
−  ∑N (r)wr,i fr,i 
w
r,i
i=1
i=1

(1)

random

ここで、N (r) は LAE サンプルいずれかからの距離
が r のピクセルの総数である。平均を取る際に、HSC

pipeline のサイエンス画像に含まれる各 pixel の variance の逆 2 乗 (wr,i ) で重み付けをした。この correlation の単位は表面輝度と同じである。

2.1

Source Catalog

赤方偏移のわかっている天体のカタログとして、

Systematic Identification of LAEs for Visible Exploration and Reionization Research Using Subaru
HSC (SHILVERRUSH)(Ouchi et al. 2018) プロジェ
クトの LAE カタログ (Shibuya et al. 2018) を用い

また、式 (1) の第 2 項は LAE サンプルの代わりにランダム点と Lyα の Intensity Map との cross-correlation を取ったものである。この項を引くこと
により、表面輝度の平均からの変動を見ることにな
り、correlation を距離無限大まで積分した際にはその値が 0 となるような制限を課すことになる。

た。SHILVERRUSH カタログは、HSC-SSP のデータを用いて得られた非常に大きな LAE のカタログである。ただし、本研究では contamination を精度良く除くために HSC-SSP の UD レイヤーのデータのみを用いた。

3.1

Cross-correlation between LAEs
and NB images

図 1 は赤方偏移 z = 5.7 (6.6) の LAE と同じ赤方偏移の Lyα 輝線をトレースする NB816 (NB921) と2.2

Imagesの画像間での Cross-correlation の計算結果である。
これを見ると、z = 5.7 (6.6) では物理距離で ∼ 1000

LAE と同じ赤方偏移 z = 5.7 (6.6) の Lyα の (300) pkpc まで Lyα 輝線が広がっていることがわかLine Intensity Map となる画像として、HSC NB816 る。ただし、この広がりが systematic error により(NB921) での撮像画像を用いる。使用した field は 生じている可能性はあり、それらを確かめるためのLAE サンプルと同じく、HSC-SSP UD レイヤーの なテストを行う必要がある。
各赤方偏移ごと計 ∼ 4 平方度である。
これらには、前景・背景天体からの continuum や、他の赤方偏移にある天体の Lyα 以外の輝線も入ってくるが、それらからの寄与は LAE との距離相互相関

図 1: LAE と NB 撮像画像間での cross-correlation

を取ることで落ちることになる。ただし、これらをの結果。(左)z = 5.7 LAE と NB816 画像 (右)z =除かなければ S/N 比は小さくなり、淡く広がった成6.6 LAE と NB921 画像分を検出するために明るい前景コンタミネーション
を事前に除いた。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

Cross-correlation between LAEs 過が見られる (∼ 2.5σ)。このテストから、我々が見た correlation は systematics から生じるものではな
and BB images

3.1 章で見られた広がった Lyα の起源の一つの可能性として、LAE 周囲に広がる検出限界以下の暗

く、z = 5.7 (6.6) では LAE を中心に 1000(200) pkpc
まで広がる Lyα の構造があることが確かめられた。

い銀河からの寄与がある。この場合、LAE と UV-

continuum の Intensity Map にも距離相関が出るはずである。そこで、赤方偏移 z = 5.7 (6.6) の LAE

図 3: 青：Non-LAE と NB 撮像画像間での Crossと Z (Y) バンドとの相関を取る。 Z (Y) バンドは、 Correlation の結果。赤：LAE と NB 撮像画像間でのNB816 (NB921) よりも長波長の光を透過する広帯 cross-correlation の結果 (図 1 と同じ) (左) z = 5.7
域フィルターであるので、Lyα より長波長側の UV- (右) z = 6.6
continuum との相関を見ることができる。図 2 に結果を示した。UV-continuum は Lyα と同様に広がりが見られるが、その強度は弱い。

図 2: グレー：LAE と BB 撮像画像間での cross-5

Discussion & Conclusion

5.1

Comparison with previous study

LAE の周囲 ∼ 40 pkpc 程度まで広がる Lyα が、

correlation の結果。赤：LAE と NB 撮像画像間でNB 画像の Image stacking (Momose et al. 2014) や、の cross-correlation の結果 (図 1 と同じ) (左)z = 5.7

面分光装置 (Leclercq et al. 2017) による研究ですで

LAE と Z band 画像 (右)z = 6.6 LAE と Y bandに見つかっていた。これは、Lyman-α Halo (LAH)

画像と呼ばれており、銀河に付随するダークマター・ハ
ローのスケール程度の広がりである。図 4 に、過去の研究で見つかっている z ≥ 5 の LAH の半径方向

4Tests for systematic errorsの profile と、本研究の結果を示した。これを見ると、本研究の結果は過去の研究で見つかっていた LAH よLAE と Lyα の Intensity Map の correlation を取 りもより大きな広がりを持った構造であることがわる際に生じうる、あらゆる systematics を見積もるた かる。したがって、本研究で Cross-Correlation Line
めに、我々は LAE と等級分布が等しい Non-LAE サ Intensity Mapping を用いて検出した広がった Lyα
ンプルと Lyα の Intensity Map の correlation を取るの構造は初めて検出されたものである。以後本研究

テストを行った。ここで、Non-LAE サンプルとは、 では、これを「巨大 Lyα 構造」と呼ぶことにする。
赤方偏移した Lyα 輝線が今回用いる NB に入らないような銀河のサンプルのことを示す。この Non-LAE
サンプルと NB 画像との cross correlation には、PSF
や画像の reduction の際に生じる systematics、その他未知の systematics が含まれていると予測される。
本研究では、Non-LAE サンプルとして HSC-SSP で

図 4: 過去の研究との比較。赤丸：本研究 (z = 5.7)。
青線：Leclercq et al. 2017。緑線：Momose et al.

2014 (Image stacking) z = 5.7。

得られた G-dropout 銀河 (z ∼ 4) のサンプル (Onoet al. 2018) を用いた。
図 3 に結果を示した。z = 5.7 (6.6) では、system-

atics による広がり (Non-LAE) に比べ、LAE と NB
撮像画像の correlation は ∼ 1000 (200) pkpc まで超

5.2

Physical Origin

広がりを持った Lyα 構造の物理的起源として、理論研究から主に 4 つのモデルが考えれている。(a)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
中心銀河から出た Lyα が中性水素ガスによる散乱

al. 2011)。Salpeter IMF、case B を仮定し、dust や(Scattering) される。(b) 中心銀河に落ちていくガス escape fraction による補正を行わない場合、ρSF R =流 (Cold Gas Stream)。(c) 中心銀河から出た電離光

0.54 [M⊙ yr−1 Mpc−3 ] (z = 5.7) となった。このモ子による蛍光 (Fluorescent)。(d) 中心銀河周囲に群デルから求めた ρSF R は過去の研究より ∼20 倍大き

がる検出限界以下の暗い星形成銀河。図 5 にはそれな値となっている。(Madau & Dickinson 2014) このぞれのイメージ図を描いた。どの機構から生じていρSF R は暗い (検出限界以下の) 星形成銀河からの寄るかを区別する際に重要な鍵となるのが、Lyα 以外

与のみを考えたものであるので、明るい星形成銀河かの光による観測である。(c)Fluorescent からは再結らの寄与を含めて考えた場合は過去の研究との差異

合線 Hα も生じ、(d) 暗い星形成銀河からは Hα と星はより大きくなる。したがって、3.1 章で見た Cross-からの UV-continuum も出される。3.2 章で、LAE

Correlation が暗い星形成銀河からの clustering のみと UV-continuum にも巨大 Lyα 構造と同じようなスで説明することはできないということがわかる。

ケール (∼ 200-1000 pkpc) で correlation があるということを見た。そこでまずは、(d)LAE 周囲に群がる
暗い銀河からの寄与を考える。

5.4

Other sources of Lyα emission
beyond Star Forming Galaxies

暗い星形成銀河からの clustering 以外にも、中性水素ガスによる Scattering、Cold gas Stream、Flu-

orescent によって Lyα は広がる。5.3.1 章で見たよ
うに、暗い星形成銀河の clustering のみで巨大 Lyα構造を説明することはできなかったので、これら中
図 5: 広がった Lyα 構造の物理的起源の可能性ののイラスト。

性水素ガスによる寄与を考えなければならない。巨大 Lyα 構造への、これら物理過程からの寄与の見積
りや区別には Hα による観測と大規模な輻射輸送シ
ミュレーションが必要となる。
本研究で我々は再電離期終盤の宇宙において、LAE

5.3

Faint Star Forming Galaxies

まず、巨大 Lyα 構造が暗い星形成銀河の cluster-周囲 ∼ 1000 pkpc まで広がる暗い銀河と中性水素ガスからなる巨大構造を初めて検出した。

ing から生じているとし、その profile を Cold Dark
Matter (CDM) モデルで計算される Dark Matterの Auto-Correlation function (ξDM (r)) に線形バイアスを掛け算したものでモデリングする (Croft et

Reference
Sousbie, T. 2011, mnras, 414, 350

al. 2016)。このモデルでの fitting の結果、cosmic Ouchi, M., et al. 2018, pasj, 70, S13
Lyα luminosity density(ϵLyα ) が、ϵLyα = 6.0 × Shibuya, T., et al. 2018, pasj, 70, S15
1041 erg s−1 Mpc3 となった。

Aihara, H., et al. 2018, pasj, 70, S4
Momose, R., et al. 2014, mnras, 442, 110

5.3.1

cosmic SFR density
Leclercq, et al. 2017, aap, 608, A8

では次に、この暗い銀河の clustering だけによるモデルで求まったこの ϵα が他の観測結果と整合す
るかを確かめる。ϵα は cosmic Star Formation Rate

Croft, R. A. C., et al. 2016, mnras, 457, 3541
Cassata, P., et al. 2011, aap, 525, A143

(SFR) density (ρSF R ) へと変換できる (Cassata et Madau, P., & Dickinson, M. 2014, araa, 52, 415

——–index

a30

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC 観測と多波長データで探る高赤方偏移 AGN の宇宙再電離への寄与
下舘 果林 (東京大学大学院 理学系研究科)

Abstractz∼1100 において陽子と電子が再結合して宇宙は原子で満たされるようになった。その後、z∼6-10 の宇宙において、銀河間物質の原子が完全に電離したと考えられている。これを宇宙再電離とよぶ。宇宙初期において紫外線を出す天体が、電離光子源であると言われているが、宇宙再電離を引き起こしたその電離光子源の正体は明らかになっていない。
過去の研究では、宇宙再電離を担う主な電離光子源は星形成銀河であり、活動銀河核（AGN）はその数が少ないためほとんど寄与しないと考えられてきた (e.g. Masters et al. 2012)。しかし近年の多波長観測によって、これまで検出されていなかった暗い AGN が検出されるようになり、暗い AGN が宇宙再電離に大きく寄与する可能性が指摘されている (Giallongo et al. 2015; cf. Parsa et al. 2018)。本研究は、すばる HSC
観測で得られた z∼4-7 天体の大サンプルに対して、AGN 活動を多波長データで探り、暗い AGN の宇宙再電離への寄与を統計的に明らかにすることを目標とする。最初のステップとして、我々はすばる HSC 探査のCOSMOS 領域における暗い AGN を、X 線および電波観測、可視光分光データを元に約 2600 個同定した。
このようにして従来より約 100 倍大きなサンプルを得ることができた。得られたサンプルから、Glikman etal. (2011) や Giallongo et al. (2015) とよく一致する UV 光度関数が得られた。Grazian et al. (2018) がGlikman et al. 及び Giallongo et al. の光度関数から推定した AGN の UV 背景放射量に基づくと、今回得られた結果からは z∼4 で暗い AGN が主要な背景放射源となり得ることが示唆される。この結果を z>6 に外挿すると、主な電離光子源として、暗い AGN が宇宙再電離に大きく寄与し得ることが言える。

1

Introduction
ビッグバン直後の宇宙は高温・高密度であったた

め、全ての物質は電離していた。宇宙が膨張するとともにその温度と密度は低下し、z∼1100 で電子と陽子が初めて結合し元素が誕生した。その後暗黒時代を経て多くの天体が誕生した。それら初期天体からの紫外線放射により銀河間物質 (IGM) の原子が電離していった。そして z∼6-10 の宇宙において、銀
河間物質の原子が完全に電離したと考えられている。
これを宇宙再電離と呼ぶ。宇宙再電離を引き起こした電離源である天体の正体は未だ明らかになっていない。
過去の研究では、宇宙再電離を担う主な電離光子
源は星形成銀河であり、活動銀河核 (AGN) はほとんど寄与しないと考えられてきた。それは AGN は
その電離紫外放射率が大きい反面、高赤方偏移領域

でその数密度が急激に低下すると考えられていたためである (e.g. Masters et al. 2012)。一方、星形成
銀河は数密度が大きいが、その電離紫外線放射率について確かな情報はわかっていない。さらに、近年の多波長観測によって、これまで検出されていなかった暗い AGN が見つかるようになり、暗い AGN が宇宙再電離に大きく寄与する可能性が指摘されている(e.g. Giallongo et al. 2015; cf. Parsa et al. 2018)。
この研究の目的は暗い AGN の再電離に対する寄与の下限値を見積もることにある。現段階では最初のステップとして、すばる HSC 探査の COSMOS 領域
で検出された z∼4 の AGN サンプルからその電離光
子放射量を見積もった。z>6 における電離光子放射量は現在得られているデータから推定するのは困難であるため、z<6 で得られた電離放射量から外挿的に見積もる手法が取られる。本講演では得られた結果から宇宙再電離に対する AGN の寄与について議2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校論する。

・U − ch1≥1.5 または U − ch2≥1.5・mAB (3.6µm)≥24.0 または mAB (4.5µm)≥24.0を満たす天体を選出した。この手法で 2567 個の天体

2

Sample & Methodを選択した。

本研究では z∼4 の AGN の候補天体を Great Op-

tically Luminous Dropout Research Using Subaru
HSC (GOLDRUSH) ドロップアウトカタログ (Onoet al. 2018) から選出した。このカタログは Hyper Suprime-Cam Subaru Strategic Program (HSC
SSP) 探査 (Miyazaki et al. 2012) により得られたデータから z∼4-7 のドロップアウト天体を選出したものである。ドロップアウト天体とは、中性水素に

図 1: z =3.2AGN のスペクトル及び U バンド、Ch1、よる吸収のため、静止系で 1216Å より短波長側にス

Ch2 の波長帯 (Masters et al. 2012)。

ペクトルに鋭い落ち込みが見られる天体である。このドロップアウトが見られる観測波長から、その天
体の赤方偏移が同定される。今回はこのドロップア
ウトカタログに含まれる天体のうち、D-COSMOS、 2.3

UD-COSMOS 領域の z∼4 天体を母カタログとし、そこから AGN を選出しサンプルとした (表 1)。

spectroscopy

最後に分光観測によって z∼4 の AGN と同定された天体を 13 個サンプルに加えた (Ono et al. 2018)。
最終的に 2627 個の天体が z∼4 の AGN としてサン

2.1

crossmatching

プルに選ばれた (表 2)。

AGN のスペクトルには X 線から電波まで広い波長で明るいという特徴がある。まずこれを利用し、母カタログと Chandra COSMOS Legacy Optical/IR

counterparts カタログ (Marches et al. 2015) 及び

3

Results

3.1

completeness

VLA-COSMOS 3GHz カタログ (Delvecchio et al.

completeness とは実際に存在している目的の天体

2017) をクロスマッチした。すなわち X 線または電の総数に対し、サンプルとして選出できる天体の割波で検出されている z∼4 の天体を AGN として選出

合のことを言い、観測的要因と統計的要因がある。光

している。こうして X 線カタログから 25 個、電波カ

度関数を描く場合には completeness を補正しなけれ
タログから 61 個の天体がサンプルとして選ばれた。 ばならない。今回は母サンプルに関してドロップアウ
ト天体を選択する際の completeness 及び、Masters

2.2

colorselection

et al. (2012) のカラーセレクションについての completeness のみ考慮に入れた

また Masters et al. (2012) のカラーセレクション

図 2 の青いヒストグラムは X 線か分光観測により確を用いた。この手法は 3<z<5 の AGN を選択するこ

実性の高い AGN と同定された天体の数を示し、赤いとを目的としている。これはドロップアウト AGN のヒストグラムはそのうちカラーセレクションで選択スペクトルの、IGM による吸収のため紫外線で比較されなかった天体を表す。ただし青い領域は見やす

的暗くなる特徴、また赤外線にかけて明るくなる特さのため、わずかに右にずらされている。筆者らに徴を利用している (図 1)。これにより母カタログか

よると、このカラーセレクションの completeness はらI≤23 で ≥99%であり、I≥24 で急激に低下する。しか2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
し 図 2 からは I≤23 においても本来選択されるべき候補天体が多く見落とされていることが読み取れる。
すなわち、このカラーセレクションの completenessは明るい側でも小さいことが推測される。今回このカ
ラーセレクションに関する completeness を図 2 から
大まかに読み取り、 ∼10%(I∼23) から ∼50 %(I∼25)
までなだらかに増加するものと仮定した。

図 3: 光度関数。赤が今回得られたデータ点。

図 2: サンプルのヒストグラム。青は X 線または分光観測により z∼4AGN と同定されたもの。赤はそのうちカラーセレクションで選出されなかった天体。

3.2

光度関数

得られたデータから光度関数を描いた (図 3)。
得られたデータ点 (赤) とともに Glikman et al.

(2011)(Gl11)、Giallongo et al.
Masters et al.

(2015)(Gi15)、(2012)(Ma12)、Akiyama et al.

(2017)(Ak17) の結果が示されている。Gl11(黄緑) の
結果は分光観測の結果 z∼4 の AGN と同定された天体のみをサンプルとして用いている。Gi15(水色) の
結果は X 線カタログとのクロスマッチング及び測光・分光データにより求められた z の値を用いている。

図 4: UV 背景放射 (Parsa et al. 2018)。四角のデー
タ点は各光度関数に対し Parsa et al. により推定された AGN の UVB への寄与。

4

Discussion

Ma12(赤紫) のサンプルは、今回主にサンプルを得た 4.1 UV 背景放射 (UVB)
手法と同じカラーセレクションにより得られている。
Grazian et al.(2018) は過去の研究で求められた
Ak17(青紫) は今回用いたものと同じ HSC のデータから、違うカラーセレクションでサンプルを選んでz∼4 の AGN の光度関数から、電離放射である UVBいる。得られた結果は、明るい側ではいずれの先行への寄与を見積もっている。その結果を 図 4 に示す。

研究とも矛盾しないと言えそうである。しかし暗い大きい四角で表されるデータ点は各光度関数から求側を見ると、Gl11 や Gi15 のように、暗い AGN がめられる UVB への寄与であり、その他のデータ点

高密度に存在する可能性が示唆されている。今回のはその赤方偏移範囲における UVB の全体量である。

データは、特に Gl11 の結果とよく一致している。

この図から、光度関数が Gl11 や Gi15 によく一致す
る場合、z∼4 で AGN がかなり大きく UVB に寄与し得ることになる。Parsa et al. の主張と今回の結果か2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
らは、AGN の UV 放射率や密度といった物理的性質

光度関数及び UVB に対する寄与を推定した。得られが z∼4 と z≥6 で大きく変化しなければ、暗い AGN

た結果からは、z∼4 と z≥6 で AGN の物理的性質がが主な電離光子源として再電離に大きく寄与し得る

大きく変わらなければ、暗い AGN が再電離に大きくということが言える。

寄与し得ることが言えた。今後はこの結果の信頼性を評価するためにコンタミネーションや completeness

4.2を検証していく。また、他の領域の AGN について

コンタミネーションと completeness も同様に光度関数を求める。さらに、z>4AGN につ

今回の結果ではコンタミネーションを考慮していないため、AGN の実際の量よりも多く候補天体をいても同様に光度関数と UVB への寄与を推定していきたい。

選択している可能性がある。Ono et al.(2018) によるとドロップアウトカタログのコンタミネーション
は UD-layer では十分少ないと考え、それを元に D-layer のコンタミネーションの割合を M1450 ≥22 では≤10%としている。Masters et al. (2012) の提案したカラーセレクションはかなりコンタミネーションがかなり大きいものになっている。しかしそのほぼ全てが低赤方偏移天体か恒星であり、それらは既にドロップアウトカタログからは除かれている。よって今回のサンプルにおける低赤方偏移天体や恒星による
コンタミネーションは ≤10%程度であることが期待される。また、このセレクションにおける高赤方偏移
銀河によるコンタミネーションの影響は M1450 ∼-21
で 10−6 Mpc−3 mag−1 とされている。これはかなり小さいが、M1450 >-21 でさらに大きくなる可能性がある。今後 SED フィッティングや分光観測等によりコンタミネーションを除く必要がある。
また、completeness についても検証が必要である。
今回、completeness はドロップアウトカタログ及びカラーセレクションに関するもののみが考慮されている。また、それらはかなり大雑把に見積もられている。今後シミュレーション等を用いて、全ての観測的・統計的な completeness を求める必要がある。
今後はさらに他の領域の AGN についても同様に

AGN 候補天体を選出し、より大きなサンプルから確実性の高いデータを得たい。さらに、z>4AGN の電離光子放射量を求めていきたい。

5

Conclusion
本研究では z∼4 ドロップアウトカタログから AGNの候補天体サンプルを作成した。そのサンプルからReference
Akiyama, M., He, W., Ikeda, H., et al. 2017, PASJ
subm., arXiv:1704.05996
Delvecchio, I. et al. 2017, A&A 602, A3
Giallongo, E., et al. 2015, A&A, 578, A83
Glikman, E., Djorgovski, S. G., Stern, D., et al. 2011,
ApJL, 728, 26
Grazian, A., et al. 2018,A&A 613, A44
Masters, D., et al. 2012, ApJ, 755, 169
Marchesi, S. et al. 2016, ApJ, 817, 34
Miyazaki, S., et al. 2012, in Proc. SPIE, 8446,
Ground-based and Airborne Instrumentation for Astronomy IV, ed. I. S. McLean et al. (Bellingham, WA:SPIE), 84460Z
Ono, Y., Ouchi, M., Harikane, Y., et al. 2018, PASJ,
70,S10, doi: 10.1093/pasj/psx103
Parsa, S., Dunlop, J. S. & McLure, R. J. 2018, MNRAS, 474, 2904

——–index

b1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河スケーリング則の拡張と統一
吉田 俊太郎 (名古屋大学大学院 理学研究科素粒子宇宙物理学専攻 銀河進化学研究室)

Abstract
近年、観測技術の発展に伴い以前に比べて非常に多くの系外銀河に対して多波長観測を用いた観測が行われている。この多波長観測によって得られたスペクトルデータを用いて SED Fitting を行うと系外銀河それぞれの性質を示す様々な物理量が得られる。その結果、銀河内物理量の間に特徴的な相関 (スケーリング則)が存在することが分かった。スケーリング則を物理的に解釈することで銀河の性質、またその進化を理解しようとする研究がこれまで多数行われてきたが、現在でもスケーリング則に対する完全な物理的解釈は解明されていない。
そこで本研究では統一的なスケーリング則の特定と物理的解釈の解明を目的とし、先ず銀河の性質を理解する上で特に重要だと考えられる銀河内星形成率 (SFR : Star Formation Rate) とその他の銀河内物理量との相関に着目した。4 つのデータカタログをクロスマッチすることで得られた 789 個の系外銀河天体を用いて SFR に対する銀河の質量成分と力学的物理量それぞれの相関を統計的手法によって求めた。解析の結果、銀河の質量成分とは相関はあるが、力学的物理量との間では弱い相関にとどまることが示された。しかしな
がら力学的物理量と星形成との関係は未だ完全には理解されておらず、今後も慎重な議論が求められる。

1

Introduction

つは銀河内における星形成への影響に着目して得られた関係則である。これらの関係則には未だ完全な

今日、系外銀河探索に関わる観測技術の発展は目

物理的解釈が無く、現在でも議論が続けられている。

覚ましく、多くの系外銀河に対して多波長を用いた観測が可能になっている。多波長観測によって得られた様々な波長のスペクトルを組み合わせることで、それぞれの系外銀河が持つ特徴的な物理量 (半径、光本研究では銀河スケーリング則解明の初手として、系外銀河に存在する重要な物理量 1 つ 1 つの他の物
理量との相関を再考する。ここでは特に SFR に着目して他の物理量との相関を調べた。

度、質量、星形成率 (SFR : Star Formation Rate)、
回転速度 etc.) を SED Fitting などの手法を用いてより正確に得ることができる。その結果、いくつかの物理量の間には特徴的な相関 (スケーリング則) が存在することが示唆された。有名なものとしては次の 4 つが挙げられる。

• Faber-Jackson 関係 (Faber & Jackson 1976)• Tully-Fisher 関係 (Tully & Fisher 1977)• Kennicutt-Schmidt 則 (Kennicutt, Jr. 1998)

2

Methods

2.1

Data

本研究では SFR に着目して他の物理量との相関を調べるため、以下に挙げる 4 つの系外銀河データカ
タログを用いた。

• GALEX-SDSS-WISE LEGACYCATALOG (GSWLC) (Salim et al. 2018)(Schmidt 1959)• Galaxy Main Sequence (Noeske et al. 2007)
これら 4 つのスケーリング則のうち、最初の 2 つは銀河内での力学的な影響についての関係則、あとの 2• The ALFALFA Extragalactic HI Source
Catalog (Haynes et al. 2018)• HyperLEDA (Makarov et al. 2014)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校• SDSS Skyserver(TOPCAT) (Taylor 2005) を用いて天球座標面上でtable : stellarMassPCAWiscBC03

1.0 [arcsec] 以内に位置する天体を同一のものとみな(Bruzual & Charlot 2003)

し、クロスマッチを行なった。4 つのカタログにつGSWLC は Sloan Digital Sky Survey (SDSS)(Abolfathi et al. 2017) によって観測された天体のうち、赤方偏移 z が 0.01 < z < 0.30 である約 700000
天体の情報が記載されたカタログであり、本研究で用いた SFR や銀河星質量は GALEX、WISE の観測から得られたスペクトルを組み合わせ、SED fittingを用いてより正確に求められたものである。

The ALFALFA Extragaractic HI Source Catalog
は Arecibo L-band Feed Array (ALFA) を用いた

The Arecibo Legacy Fast ALFA (ALFALFA) Survey (Giovanelli et al. 2005) による観測で得られた電波領域 (1335 MHz - 1435 Mhz) スペクトルに基づいて求められた銀河内の Hi 質量についてまとめられた
データカタログである。この観測では、Hi の超微細構造由来の 21 cm に対応する 1428 GHz 周りの電波を観測しており、本研究では z < 0.06 に位置する銀河約 31500 天体の、Hi 質量を利用した。

HyperLEDA は複数の文献を用いて多くの天体に対する様々な物理量を取り入れることによって作成されたカタログであり、例えば銀河の形態に関する情

いてクロスマッチを行なった結果 789 個の天体を含む新たなカタログが得られ、ここには今回の解析に用いる物理量として SFR、銀河内星質量、Hi ガス質
量、銀河の回転速度、銀河中心の速度分散が含まれている。
また本研究では星形成に特に重要だと考えられる

H2 ガス質量について、現在の CO ガス観測から得られているデータを用いた場合、統計解析を行うために十分なサンプル数が得られなかったため、Obreschkow& Rawlings (2009) を参考に銀河の形態分類と Hi ガ
ス質量・H2 ガス質量の比の関係から推測したものを採用した。
物理量の相関度合いを示す相関係数の解析を行う
際は、先ずコルモゴロフ・スミルノフ検定 (KS 検定)を行いそれぞれの物理量の分布を調べ、正規分布とはみなせないことが示されたため、スピアマンの順
位相関係数を用いて相関係数の議論を行なった。

3

Results

報は 185 個の文献を引用し 532275 天体についての情本研究では 7 つの物理量の SFR に対する相関関係

報が記載されている (2018 年 7 月現在)。本研究ではが得られた。それらの相関をそれぞれ図に表したもこのカタログに含まれている銀河の回転速度情報をのを以下に示す。

利用した。

StellarMassPCAWiscBC03 は SDSS Skyservey 上での SQL 検索によって得られるテーブルデータであり、星質量は Chen et al. (2011) に記載された方法から求め、その他の物理量に関しては Bruzual & Charlot(2003) の星種族合成モデルを用いて求めている。本
研究ではこのカタログから銀河中心の速度分散を利
用した。

2.2

Analysis

前節で記述した 4 つのカタログに対して Virtual

Observatory (VO) データの利用を目的に開発された、カタログ・テーブルデータを扱うツールである

VO Tool for OPerations on Catalogues And Tables

図 1: 銀河内星質量 (M∗ ) 対 SFR

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

図 2: 中性水素原子 (Hi) 対 SFR

図 5: バリオン質量 (M∗ + Coldgas) 対 SFR

図 3: 水素分子質量 (H2 ) 対 SFR

図 6: 銀河の最大回転速度 (Vrot ) 対 SFR

図 4: Coldgas (Hi + H2 + He) 対 SFR

図 7: 銀河中心の速度分散 (σdisp,center ) 対 SFR

Discussion
今回得られた 7 つの回帰直線の傾きと相関係数を表にまとめたものを次のページに示す。
表 1 を見ると SFR に対して、ガス質量 (Hi , H2 ,Coldgas)、星質量、バリオン質量については SFR との良い相関が見られる。一方で回転速度や速度分散といった力学的物理量との間には弱い相関が示されている。
この結果からは力学的な効果が SFR に強く影響しないと言えるが Aquino-Ortı́z et al. (2018) による2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校と回転速度と速度分散の寄与を同時に考慮した場合、 Reference
全ての銀河に対して銀河の星質量との強い相関が示されている。しかしながら本研究で得られたデータを用いた場合その様な相関は確認できなかったため、力学的効果と星形成の関係性については今後慎重に議論していく必要があると考えられる。

vs. SFR

α

r

M∗

0.426

0.588

Hi

0.771

0.584

H2

0.639

0.523

Coldgas

0.785

0.583

Baryon

0.606

0.619

Vrot

0.002

0.360

σdiv,center-1.122e-04

0.220

Abolfathi, B., Aguado, D. S., Aguilar, G., et al.
2017, ApJ., 42
Aquino-Ortı́z, E., Valenzuela, O., Sánchez, S. F.,
et al. 2018, arxiv, 1806.09013, 16, 1

rerror
+0.045−0.049+0.045−0.049+0.050−0.054+0.045−0.049+0.042−0.046

Bruzual, G., & Charlot, S. 2003, MNRAS., 344,
1000
Chen, Y.-M., Kauﬀmann, G., Tremonti, C. A., et al.
2011, 000
Faber, S. M., & Jackson, R. E. 1976, ApJ., 204, 668
Giovanelli, R., Haynes, M. P., Kent, B. R., et al.
2005, Astro J., 130, 2598
Haynes, M. P., Giovanelli, R., Kent, B. R., et al.
2018, arxiv, 1805.11499+0.061−0.064

Kennicutt, Jr., R. C. 1998, ApJ., 498, 541+0.067Makarov, D., Prugniel, P., Terekhova, N., Courtois,−0.070

表 1: SFR に対する各物理量の回帰直線の傾き α と相関係数 r、相関係数の誤差 rerror

H., & Vauglin, I. 2014, A&A., 13, 1
Noeske, K. G., Weiner, B. J., Faber, S. M., et al.
2007, ApJ., 10, 43

相関係数の統計的有意性は p 値によって保証されている。

Obreschkow, D., & Rawlings, S. 2009, MNRAS.,
394, 1857
Salim, S., Boquien, M., & Lee, J. C. 2018, ApJ.,

5

Conclusion
今回 GSWLC、ALFALFA、HyperLEDA、Stellar-

859, 11
Schmidt, M. 1959, ApJ., 129, 243

MassPCAWiscBC03 の 4 つのカタログを用いて得ら Taylor, M. B. 2005, Astron. Data Anal. Softw. Syst.
XIV - ASP Conf. Ser., 347, 29
れた 789 天体について SFR に対する 7 つの物理量との相関を調べたところ、銀河を構成する質量の各成分については相関が見られたが、力学的物理量との間には質量成分ほどの強い相関は見られなかった。
今後は銀河の回転速度や速度分散などの力学的効果
が銀河内ガスや星の成長にどのように影響し、星形成に寄与しているかを議論していく。

Tully, R. B., & Fisher, J. R. 1977, A&A., 54, 661

——–index

b2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダークマターハローと恒星の相互作用に関する数値的研究
藤本 航輔 (千葉大学 融合理工学府 数学情報科学専攻 情報科学コース)

Abstract
ダークマターがニュートラリーノであるなら、最小スケールのダークマターハロー (マイクロハロー) は地
球質量程度であると考えられている。銀河スケールなどの比較的大きいハローの中心部の密度構造は、半径の-1 乗程度に比例すると考えられていたが、マイクロハローでは中心部の密度構造は半径の-1.5 乗から-1.3
乗と大スケールのハローより鋭いカスプ構造であり、ハロー質量が大きくなるにつれてカスプが徐々に緩やかになることが分かってきた。またダークマター対消滅によるガンマ線のフラックスは、局所密度の 2 乗に比例するため、このようなマイクロハローが太陽近傍に生き残っているかは、ダークマター間接検出を考える上で重要である。
太陽近傍には多数の恒星が存在しており、それらが近接遭遇した時の摂動によりハローが崩壊する可能性がある。先行研究によると、最小スケールのハローでは恒星による近接遭遇を経験してもほとんど破壊されることなく生き残ると考えられている。
本研究では先行研究を拡張し、最小スケールだけでなく、同様に鋭いカスプ構造をもつそれより大きい質
量のハローに対して、衝突パラメータを系統的に変化させた恒星遭遇の N 体シミュレーションを行い、密度構造の変化を調べた。その結果、最小スケールの 10 倍程度の質量を持つハローでは、恒星からハローの中心までの距離がビリアル半径の約 0.15 倍から 2.5 倍までの摂動では、少なくとも高密度な中心領域は生き残るという結果が得られた。

1

Introduction

ル半径である。しかし、彼らの行ったシミュレーショ
ンは粒子の解像度が低いものであった。解像度が向ダークマターが重力相互作用により塊となることでダークマターハロー (以下ハローと省略する) を形成する。形成される最小スケールのハロー (以下マイクローハローと呼ぶ) は地球質量程度であると考えられている。それらのハローが繰り返し合体をして成長していく。ダークマター対消滅によるガンマ線のフラックスは、局所密度の 2 乗に比例するため、このようなマイクロハローが太陽近傍に生き残っているかは、ダークマター間接検出を考える上で重要である。

上した最近の N 体シミュレーションではマイクロハ
ローではこれと異なる密度プロファイル示すことがわかってきた。

Ishiyama(2014) は宇宙論的シミュレーションを行
い、ハローの密度プロファイルを調べた。その結果、最小スケール付近のハローは中心部のカスプがr−(1.5−1.3) と NFW プロファイルよりも鋭いこと、そのようなカスプを持つ小規模ハローは合体によって密度カスプが徐々に緩やかになり、NFW プロファイ
ルに漸近していく傾向にあるという結果を得た。こNavarro, Frenk & White(1997) は N 体シミュレー
ションを用いてハローの密度構造を調べ、ハローの質量にかかわらず NFW プロファイルと呼ばれる普遍的な密度構造ρs
ρ(r) =(r/rs ){1 + (r/rs )}2であるということを主張した。r はハローの中心からの距離、ρs 、rs はそれぞれスケール密度とスケーのことから質量スケールの異なるハローは異なる密度構造を持つと言える。
太陽近傍には多数の恒星が存在しており、それらが近接遭遇した時の摂動により崩壊する可能性がある。Ishiyama(2010) では最小スケールのハローに対して恒星遭遇のシミュレーションを行った。その結果、最小スケールのハローでは恒星による近接遭遇2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校を経験すると、外縁部の密度は削られるが、中心部用意したそれぞれのハローに恒星を遭遇させるシの密度はほとんど破壊されることなく生き残るとい

ミュレーションを実行する。恒星を遭遇させる距離 (イう結果を得た。本研究では、この研究を発展させ、理ンパクトパラメータ=b) を 2.5rvir 、1.0rvir 、0.5rvir 、

想状況下ではなく実際のシミュレーションで生成さ0.25rvir 、0.15rvir と変化させた場合のハローの内部れたハローを用いてシミュレーションを行う。先行構造の変化を見る。今回行ったシミュレーションを研究では最小スケールのハローに対してシミュレー

表 2 にまとめる。全てのシミュレーションは恒星を

ションを行っているが、本研究で用いるハローは最通過させた時を t=0(Myr) とし、t=0〜27(Myr) まで

小スケールから 10 倍程度の質量を持つハローを用い行った。

て恒星遭遇のシミュレーションを行い、結果を検証する。

2

表 2: 実行したシミュレーションのまとめ
シミュレーション 使用ハローb (pc)

Methods
今回行うシミュレーションのハローの初期条件

は Ishiyama(2014) による宇宙論的シミュレーション

AN8192L800 から得られた質量スケールの異なる 2
つのハローを用いて行う。これらのハローは大きな宇
宙論的シミュレーションから切り抜いただけであるため、ハローと無関係の他の小さな構造や粒子が含まれていることがある。特にハローの外縁部の構造が不安定である。その影響を少なくするため、それぞれ

A:2.5rvir
A:1.0rvir
A:0.5rvir

ハロー A

A:0.25rvir
A:0.15rvir

ハロー A

B:2.5rvir
B:1.0rvir
B:0.5rvir

ハロー B

B:0.25rvir
B:0.15rvir

ハロー B

ハロー A
ハロー A
ハロー A
ハロー B
ハロー B
ハロー B

4.93×10−2
1.97×10−2
0.98×10−2
0.49×10−2
0.32×10−2
6.58×10−2
2.63×10−2
1.32×10−2
0.66×10−2
0.47×10−2のハローにシミュレーションを行い十分に時間を経過させ、構造が安定したものを用いる。使用するハローを表 1 にまとめる。ハロー A, B の dynamical time
はそれぞれ tdA = 12.4(Myr)、tdB = 12.6(Myr) であ3

Results

る。1 粒子の質量はどちらも 3.70 × 10−11 (M⊙ ) であ

A:1.0rvir 、A:0.25rvir のシミュレーションの時間進る。遭遇させる恒星は Ishiyama(2010) と同じ、質量 化を図 1 に示す。インパクトパラメータが小さいと1.0M⊙ 、速度 2.0×102 (km/s) のものを使用する。
きほどハローの外縁部が削られていることが分かる。
シミュレーションの実行後のハローの構造を図 2、
表 1: 使用するハローのデータ
呼称
N
Mvir (M⊙ )rvir (pc)−5−2

図 3 に示す。Initial はシミュレーション前のハローの構造を示しており、A:bMAX、B:bMAX は恒星を

ハロー A

324,957

1.12 × 10

1.97×10

通過させないでシミュレーションした後のハローの

ハロー B

788,111

2.57×10−5

2.63×10−2構造である。密度プロファイルの傾き dlnρ/dlnr では A:0.25rvir 、A:0.15rvir 、B:0.25rvir 、B:0.15rvir のシミュレーションには Tree PM コード GreeM

結果を省略した。全てのシミュレーションで少なく(Ishiyama, Fukushige & Makino 2009) のツリー部 とも高密度の中心領域は生き残っていることが分か
分を用いる。シミュレーションに用いる各パラメー る。ビリアル半径外での恒星遭遇ではハローの質量
タは dt = 1.41 × 10−1 (Myr)、ϵ = 4.0 × 10−4 (pc)、 は 90%以上生き残る。ビリアル半径の 0.5 倍、0.25
θ = 0.5、ncrit =300 と設定した。dt はタイムステッ 倍、0.15 倍での恒星遭遇ではそれぞれ 60%、10%、プ、ϵ はソフトニングパラメータ、θ と ncrit はツリー 1%程度の質量が生き残ることが確認できる。
法の精度に関わるパラメータである。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: 恒星シミュレーションの様子。上段が A:1.0rvir 、下段が A:0.25rvir 。左から t=0、9、18、27(Myr)。

4

Discussion

5

Conclusion

インパクトパラメータがビリアル半径の約 0.15 倍Ishiyama(2010) の物理的な最小スケールのハローから 2.5 倍までの摂動では中心部の密度は高密度なまは恒星との遭遇によってほとんど破壊されないといまである。これは Ishiyama(2010) のマイクロハロー

う結果を拡張し、宇宙論的シミュレーションから抽出は中心が高密度であるため銀河の大部分でほとんどされた質量スケールがマイクロハローの 10 倍程度の破壊されずに生き残るという結果と一致している。 ハローを用いて検証を行った。その結果、最小スケー

A:0.5rvir と B:0.5rvir の密度プロファイルの傾きは

ルの 10 倍程度のハローでも恒星との遭遇によってほ中心付近では他のシミュレーションと同じ傾きをして

とんど破壊されないという結果が得られた。このこ

いるが外にいくと傾きが異なっている。このことからとから、太陽近傍には最小スケール付近のハローが中心部の密度はほとんど破壊されず外縁部が削られ生き残っていると考えられ、その場所を明らかにすていることが読み取れる。ハロー A、ハロー B どち

ることができると、ダークマター検出に最も適した

らもインパクトパラメータがビリアル半径の 0.5 倍以

場所が明らかになることが期待される。

下のとき質量生存率が大きく減少してしるが、質量が99%失われても中心部の密度が生き残っていればガンマ線の光度にほとんど影響しない (Ishiyama(2010))
ためハローは破壊されていないと考えられる。
ハロー A とハロー B では質量スケールが約 2 倍違
うが、シミュレーション後のハローの構造に大きな違いは見られない。

Reference
Navarro, Julio F., Frenk, Carlos S., White, Simon D.M.
1996, ApJ, 462, 563
Tomoaki Ishiyama 2014, ApJ, 788, 27
Tomoaki Ishiyama , Junichiro Makino & Toshikazu
Ebisuzaki 2010, Apj, 723, 195-200
Tobias Goerdt, Oleg Y.Gnedin, Ben Moore, Jurg Diemand & Joachim Stadel 2007, MNRAS, 375, 191-198

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 恒星遭遇後のハロー A の解析結果。一番上の図は密度プ
ロファイル。2 番目の図は密度プロファイルの傾き。3 番目の図は質量プロファイル。4 番目の図は質量生存率

図 3: 恒星遭遇後のハロー B の解析結果。内容は図 2 と同様。

——–index

b3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

銀河内のダストの質量進化と星形成タイムスケールの関係
長崎 早也香 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract銀河に存在する固体微粒子 (ダスト) は, 星形成率 (SFR) やスペクトルエネルギー分布 (SED) などの銀河進化を反映する物理量に強く影響を及ぼす。ダストの形成の過程はダストの種類、量、サイズに依存している。従って、その形成過程の違いを考慮したダストの質量進化を理解することは、銀河進化を理解するうえで重要である。しかし、銀河に存在するダストは形成と成長、破壊を同時に経験しつつ進化するため、その進化は複雑である。
銀河のダスト質量進化を説明するプロセスには、星からの供給、成長、破壊があげられる。星からの供給には AGB 星と ⨿ 型超新星からの寄与がある。ダストの成長は、星間分子雲中でダスト表面へ重元素が降着することによるダストの質量増加や、ダスト同士の合体 (coagulation) が作用する。破壊機構として、超新星爆発時の衝撃波によるダスト破壊や、サイズ分布を変形する過程である破砕 (shattering) がある。Asanoet al. (2013) はこれらのダストの形成源や形成過程を考慮した、ダスト質量の進化モデルを構築した (Asano
モデル)。この Asano モデルではダスト質量進化が、これらのプロセスを通じて星形成タイムスケールに依存する。星形成タイムスケールが短い銀河は遠方スターバースト銀河の性質を表現でき、そのような銀河では星間分子雲中でのダスト成長によって、豊富なダスト量が説明できると期待されている。しかし、あまりに強力なスターバーストを進化初期段階に経験すると、星間分子雲が消費され、ダストが成長できない可能性がある。
本研究では Asano モデルに基づいて、ダスト質量が星間物質中で成長できる星形成タイムスケールを定量的に検証した。

1

Introduction

このように、銀河の SED から正確に情報を読み取るためには、ダストの与える影響を考慮することがダストは 1 µm 以下の重元素からなる固体微粒子で、銀河内に数多く存在し、その種類、量、サイズによって様々な物理過程に影響を与えている。ダストが与える効果の１つに銀河のスペクトルエネルギー分布（SED）の変化がある。
星起源の光のうち、特に短波長側の可視光線や紫外線はダストによって吸収され、遠赤外線として再放射される。測光データから得られる SED は主に紫外から可視光の領域に限られているが、この領域はダストによる減光を強く受けている。このような場
合、SED フィッティングから銀河年齢などを見積もる際にダストの影響を正しく評価することが重要である (Takagi et al. 2003)。図 1 は光学的厚さの違い
によるダストの温度分布と SED を表している。光学的に厚いほど光の吸収量が増える。そのエネルギーは遠赤外線や紫外線として再放射される。

必要である。
ダストを構成する重元素の大部分は、星の進化途
中の質量損失や、星の進化の最終段階に起こる超新星爆発によって星から供給され、合成される。また、超新星爆発時の衝撃波によってダストの破壊も同時に起こっている。加えて、星間雲中で重元素がダストに降着することで、ダストの質量が増加する効果も考慮する必要がある。(Asano et al. 2013)

Asano et al. (2013) はこれらのプロセスを取り入れたダスト質量の進化モデルを構築した (以下 Asano
モデルと呼ぶ)。このモデルで重要なパラメータに星形成タイムスケール τSF がある。星形成率 (SFR) は

Schmidt law (Schmidt 1959) を仮定している。
nSFR ∝ MISM

(1)

今回、簡単のため n = 1 を仮定している。式 (1) よ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
分子雲を使い果たしてしまう可能性がある。
本研究では、ダスト成長が効き始める星形成タイム
スケールを定量的に検証する。

2

Model
銀河中に存在するダストは成長と破壊を同時に経験しながら進化していく。今回は以下の仮定をもとに、銀河内の総星質量 M∗ 、ISM の総質量 MISM 、総金属質量 MZ 、総ダスト質量 Md の時間進化を追う。

• one-zone を仮定し、星から放出された質量は完全に ISM と混合し、その化学組成は均一になっている。

• ガスの流出入を考えないクローズドボックスモ
デルを仮定する。
• 星によるダストの形成源として 1−8M⊙ の軽い星には漸近巨星分枝星 (AGB 星) の寄与を、

8−40M⊙ の重い星には ⨿ 型超新星 (SNe ⨿ の寄与を採用した。

2.1
図 1: ダストの温度分布と SED。実線は光学的厚み

ダストの進化プロセス

ダストの進化プロセスとして AGB 星、⨿ 型超新τv が 0.1, 1.0, 3.0, 10 のときを表している。下図の 星、星間雲中でのダスト成長、ダスト破壊機構とし点線はダストの効果がない場合の SED(Takagi et al. て超新星のショックを採用した。AGB 星は質量が８M⊙ 以下の星の進化の後半段階で、質量放出の際に2003)。
ダストを放出する。質量の重い星は寿命を迎える時
り、星形成タイムスケールを用いて SFR を表すと

SFR =

MISM
τSF

(2)

に超新星爆発を起こし、そのイジェクタの中でダストが生成される。今回は超新星爆発を生じる星の質
量を 8M⊙ − 40M⊙ とした。また超新星爆発が生じる

τSF が大きい場合は近傍銀河のような穏やかな星形
成をする銀河の特徴を再現するのに適している。ま際に、その衝撃波によってダストは破壊も経験する。

た、遠方スターバースト銀河では爆発的な星形成をも増加する。星間分子雲中に存在する原子や分子なしており、τSF が小さい場合のモデルで表すことがでどがダストに付着することで質量が増加する。

ダスト質量は星間分子雲中でのダスト成長によってきる。遠方スターバースト銀河では星間分子雲中のダスト成長によって、豊富なダスト量を説明できるとしている (Asano et al. 2013)。しかし、ダストが2.2

銀河進化の方程式

成長する場所である星間分子雲は、星形成によって基礎方程式を以下に示す。R は星が放出するバリ消費される。そのため、あまりに強力なスターバー

オンの質量、RZ は星が放出する金属量である。まストを経験すると、ダストが成長を始める前に星間た、YZ , Yd はそれぞれ AGB 星や超新星爆発により2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
星から供給される重元素とダストの質量である。η は質量増加が極大になる２ヶ所は、星からの供給と星星間分子雲の割合、δ は重元素中のダストの存在量間分子雲での重元素降着がそれぞれ担っている。τSFである。

が 0.05 Gyr 以上小さくなると星からの供給による増加が支配的である。以上から、星間分子雲中でダdM∗ (t)dt
dMISM (t)dtdMz (t)dt
dMd (t)dt

3= SFR(t) − R(t)= −SFR(t) + R(t)(3)

ストに重元素が降着することによるダスト成長は、

τSF = 0.05 Gyr より大きいときに支配的になると言(4) える。

MZ
SFR + YZ (t) + RZ (t) (5)Md
4 Discussion
Md= −SFR + Yd (t)MISM
4.1 星からの供給の内訳
Md
Md (1 − δ)
−
+η
(6)
τSN
τacc
Asano モデルでは、星からの供給として若い星の進化の途中である AGB 星によるものと重い星の最終段階である超新星爆発によるものがある。重い星
Results= −の方が寿命が短く 10Myr 程度のため、星形成タイム
図 2 に星形成タイムスケールを変化させた時のダストの質量変化を示す。星形成タイムスケールが大スケールが短い時のダストの質量増加は超新星爆発
によるものと考えられる。

きくなると、ダスト質量が急激に成長することがわ
かる。

4.2

モデルの整合性

今回はクローズドボックスモデルというガスの流出入を考えない閉じた系で銀河進化を考えてきた。しかし、ガスの流入を考慮すれば星形成タイムスケー
ルが極端に小さいスターバースト銀河でも星間分子雲が枯渇せずダストが成長可能になる可能性がある。

5Conclusion
数値計算により、星間分子雲中でのダスト成長が効き始める星形成タイムスケールが、τSF = 0.05 Gyr
図 2: ダスト質量の時間進化。線の違いは星形成タであると明らかにした。また、ダスト成長が効かな

イムスケールの違いを表している。星形成タイムス

い、星形成タイムスケールが短い場合には、超新星

ケールが 0.05 Gyr を越えると急激なダスト成長が顕爆発による星からの供給が質量増加に効果的である。

著になる。
次にどの過程がダストの質量増加に対し支配的か調べるため、各ダスト形成過程で 1 Myr ごとのダス

Reference

0.5, 0.05, 0.01 Gyr での結果を示す。τSF = 0.5 Gyr

Asano, R. S., Takeuchi, T. T., Hirashita, H., & Nozawa,T. 2013, Monthly Notices of the Royal Astronomical
Society, 432, 637

で質量増加が最大になるときは星間分子雲での重元

Schmidt, M. 1959, 129, 243

ト質量の変化量を調べた。図 3 では図 2 のうち τSF =素降着が効いている。しかし、τSF = 0.05 Gyr では

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Takagi, T., Vansevičius, V., & Arimoto, N. 2003, Publications of the Astronomical Society of Japan, 55,385

——–index

b4

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

PACS を用いた超高光度赤外線銀河 Mrk 231 の分光学的調査
福岡 遥佳 (東京大学大学院 理学系研究科 M1)

Abstract
本発表では、Fischer et al.(2010) についてレビューする。Fischer らはこの論文の中で、近傍 ULIRG(Ultra

Luminous Infrared Galaxy) の一つである Mrk 231 の PACS による観測結果及び考察について述べている。
観測結果によると、ULIRG の観測で初めて PACS の測定範囲内での今まで測定されたすべての fine-structureline が検出された。さらに、AGN や starburst galaxies と比較して、すべての fine-strcuture line/FIR(farinfrared)luminosity 比が小さいことが分かった。この deficit の原因として、aged starburst、AGN を覆う
部分的な covering が原因と考えられる。また、OH,18 OHlline の観測により、大質量、高速度な out flow が初めて検出された。これは、銀河合体中に散逸崩壊によって生成された分子円盤に沿って流出する現象と考
えられる。

1

Introduction

Mrk 231 からは様々な fine-structure line や分子吸収線が観測されているが、検出器感度の不足や低い分

ULIRG は、LIR > 1012 L⊙ という赤外線領域だけ解能のために正確な同定が不可能であった。

で Quasar の全光度に匹敵する光度をもつ銀河である

そこで、電離・原子・分子領域を動力学的に同定(Sanders, D. B., & Mirabel, I. F 1996)。図１ (Goto,

し、銀河の重要な進化段階を明らかにするために、

T et al. 2010) より、ULIRG は遠方ほど数が多くなるため、その性質の解明が銀河進化の理解にとって重要な役割を果たすと考えられている。また近傍宇宙

PACS(Photodetecting Array Camera and Spectrometer) による観測が行われた。

において、ULIRG はガスが豊富な銀河同士の衝突・合体によるものだということが知られており、銀河同士の相互作用が引き金となり、爆発的な星生成や活動銀河核 (AGN) の形成を引き起こすと考えられている。この星生成と AGN がエネルギー源となり多量のダストを加熱し、ダストが熱放射により強い赤
外線を発する。衝突した銀河は散逸崩壊するとともに楕円銀河へと進化すると考えられており、この進化過程の性質の解明が銀河進化の理解において重要であると考えられている (Lonsdale, C et al. 2006)。

Markarian231(Mrk 231) は、近傍 ULIRG で最も明るい天体である。過去の研究から、中心の Quasar は

図 1: ULIRG の赤方偏移に対する光度密度 (Goto, T

半透明のダストで覆われており、face-on 分子トーラ

et al. 2010)

スのような回転体の中心にあると考えられている。また、一般的な ULIRG 全光度への AGN からの平均的な寄与は 35-40 ％程度である結果に対し、Mrk 231
は〜70 ％もの寄与を AGN から受け、25-40 ％程度の寄与を 120–250M⊙ /yr の nuclear starburst から受けていると考えられてる (Davies, R et al. 2007)。

2

Methods

PACS は Herschel 宇宙望遠鏡に搭載された観測機器であり、2009 年に打ち上げられた。ULIRGs の観2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
測は、PACS の 55-210µm 波長帯をカバーする inte-

円盤と関連していると考えられる。[CII], [NII]line

gral field spectrometer を利用している。この観測では、−1000km/s にも及ぶ blue wing が観測され方法は、簡単に次のように説明できる。5×5spatial

た。これは、outflow 速度と類似するため、C+ ,N+

pixel(1spatial pixel=9.4′′ × 9.4′′ ) のイメージを直線が outflow に関連していることを示唆する。また、状の 1×25spatial pixel にスライスして変換し、grat-[NII]122µm の blue wing は HF、H2 O によるもの

ing により分散する。最終的に、得られたスペクトル であるが、[NII]122µm における FWHM が他の fineは空間情報を表す 25 個の要素の行および分散したス

structure line のものと大差ないことから、HF、H2O

ペクトルを含む 16 個の列を有する 16 × 25pixel のは [NII]122µm line flux に 50 ％以上影響しないと考検出器で分析される。この時、5×5spaxels の中心にえられる。

ピークと連続 flux を配置することにより、精度よく

図 3 は 、各 fine-structurelineの FIR(far-

観測できる。当初は、完全な calibration 手順が組み

infrared)luminosity における割合を、AGN、star-

込まれていなかったため、Mrk 231 の既存の測光を

burst galaxies と比較した結果である。この結果を用いて calibration された。calibration の不確かさは参照すると、Mrk 231 で観測されたすべての fine-±25 ％である。

structure line が、AGN,starburst galaxies と比べて弱いということが読み取れる。
このような deficit が生じた原因として、次のような

3

Results

3.1

and discussion

The fine-structure lines

観測された fine-structure lines スペクトルの一部
を速度関数表示にして図 2 に示す。ここで、Mrk 231の z = 0.04217 を 0 km s−1と定義する。

影響が考えられる。aging starburst は、soft な UV

field を生じる。soft な UV field による低エネルギー
UV 光子は、dust に吸収されても光電子を放出できな
いため、gas の加熱効率が減少し、結果 fine-structureline の減少を生じる。
また、 [CII], [OI], FIR flux から PDR (Photodisso-

ciation region) をモデル化すると、G0 ≈ 6×103 , n ≈500cm−3 となる (Sturm, E et al. 2010)。ここで、G0
は FUV(6eV< hν <13.6eV)flux,n は gas density である。Mrk 231 の G0 /n 比は、ほかの銀河と比べて高い値である。(strum et al.2010)。この高い G0 /nの結果も、deficit に影響する。dust 粒子に UV 光子
が当たり光電子を放出すると、dust 粒子は正に帯電する。この正電荷にさらに光子が当たっても、負の電
荷をもつ電子は静電気力によって引き留められ、余分なエネルギーを失う (望月賢治 1999)。よって放射密度が高い UV 放射場では、gas の加熱効率が減少

fine-structure line profiles versus veloc- し、deficit を生じる (Luhman et al.2003)。
また、Mrk 231 の電離パラメータ U(粒子密度あた
ity(Fischer, J et al. 2010)
図 2:りの放射密度) は、U ≈ 10−2 である。これは通常

ULIRG の観測で初めて、PACS の波長範囲内での の銀河の値と比べて高い値である。U が増加すると、今まで観測されたすべての fine-structure line が検 dust に吸収される UV 光子の割合が増加し、gas 加熱出された。fine-structure line における FWHM のに利用可能な光子の数が少なくなる。これは、dust-

平均値は ∆vavg = 235km/s である。この結果は、 bounded model として知られる (Abel et al. 2009)。
過去に観測された CO(1-0) の FWHM と類似する よって、高い U の値も deficit を説明すると考えられため、fine-structure line での放射は中心の星生成る。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
さらに図３を参照すると、deficit と波長の関係にはの blue-shift した吸収線は 1400km/s にも及ぶ。こ

相関関係は見られず、波長による吸光の差は重要な役のような高い molecular outflow 速度や相対強度は割を果たさないことが読み取れる。また、deficit とイ

今まで見られなかった結果である。

オン化ポテンシャルの関係には、AGN との比較にお図 5(top) で 見 ら れ る 光 学 的 に 厚 い OH119µm

いて、相関係数-0.78 の強い相関関係が存在する。この 不 完 全 な 吸 収 よ り、covering factor(図 5,mid-

こで、前述の U が高くなると、高イオン化輝線が強dle,gas 雲 に よ り 覆 わ れ た 空 の 割 合) を 求 め 、くなるという傾向がある (中島王彦 2015)。しかし、 18 OH と OH 79µm の opacity(図 5,bottom) が−250km/s の 場 合 、τν (18 OH

図３で見られる傾向は逆相関である。よって、光学

求 ま る 。velocity>

的に厚い塊、例えば face-on molecular torus のよう

120µm¿τν (OH 79µm) である。また、Einstein B 係

なもので放射領域が覆われており、イオン化ポテン

数より、τν (OH 119µm)=40τν (OH 79µm) である。

シャルが高い領域をより覆っていると考えられる。

これらの関係から N(OH)/N(18 OH)<40 が導かれ、
18

O/16 O> 1/40 となる。この酸素同位体比は他の銀河と比べて非常に高い値である。また、advanced

starburst

stage の top-heavy 初期質量関数から予測される ∼ 1/50 という値と非常に近い。top-heavy
初期質量関数では、大質量星ほど存在量が多くなる
ことから、重元素の存在量が多くなることが知られている。よって、Mrk 231 で見られた高い 18 O/16 O
比は、恒星内元素合成モデルに強い制限を与えると考えられる。Rupke, D et al.(2005) によると、
図 3: AGN,starburst galaxies との fine-structure

AGN,staruburst 双方で大質量 out flow を持つこと
line/FIR 比較。波長関数 (top) とイオン化ポテンシャ が示されているが、Mrk 231 で見られた高速度 out
ル関数 (bottom) で表される。赤が AGN, 黒が star- flow は、AGN によるものだと考えられる。Rupke
burst galaxies を表す (Fischer, J et al. 2010)。

et al. で見られた kpc に及ぶ outflow と速度が似ているため、Mrk 231 で見られる out flow は、AGNによって駆動され、銀河合体中に散逸崩壊によって3.2
図生成された分子円盤に沿って流出し、星の材料とな

The molecular outflow
3

18

は 、119-120µmOH, OH

る分子を拡散させることにより、星生成を抑制すると79µm 現象だと考えられる。

H2 O,OHline profiles で あ る 。OH,18 OH line では、P-Cygni profiles が見られる。

P-cygni profile とは、P-cygni(はくちょう座 P 星)
で見つかったスペクトルである。図 4(left) のように中心星から流出ガスがある場合、輝線と blue shift
した吸収線が観測される。Fig5(left) における斜線
部分は、背景の星からの放射を吸収し、ガスの流出速度により blue shift してスペクトルに現れる。斜線以外の部分では、視線方向に熱源が存在しないた
め、輝線しか現れない。結果、図 4(right) のようなスペクトルが観測される。

図 4: OH119µm と 18 OH120µm(top),OH79µm (bot-

よって、Mrk 231 では OH,18 OH による molecuretom) における P-Cygni profiles(Fisher et al.2010)

outflow が存在していると考えられる。OH 119µm

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
Fischer, J., Sturm, E., & GonzlezAlfonso, E. et al. 2010,
A&A, 518,L41
Goto, T, Takagi, T, & Matsuhara, H, et al. 2010, A&A,
514, A6

図 5: gas 流出 (left) による P-Cygni profile(right)

Lonsdale, C, Farrah, D, & Smith,H. 2006, Astrophysics
Update 2,ed. J.Mason(Heidelberg: Springer Verlag)
285
望月賢治,1999, 天文月報,93(1),10-15
中島王彦,2015, 天文月報,108(1),51-58

Rupke, D, Veilleux, S, & Sanders, D. 2005, ApJ, 632,
751
Sanders, D. B., & Mirabel, I. F. 1996,ARA&A, 34, 749
Sturm, E, Verma, A, & Graciá-Carpio,J, et al. 2010,
A&A, 518, L36

図 6: OH,18 OH absorption の velocity profiles(top)。

OH 119µm から求めた covering factor(middle)。
79µm、120µm における opacty(bottom)(Fischer etal.2010)

4

Conclution
PACS による Mrk 231 の観測から、全ての fine-structure line が deficit しており、原因として aging
starburst や AGN を部分的に覆う不透明な塊の存在が示唆されることが分かった。また、OH,18 OH で見られる outflow の存在は、AGN によって駆動されており、星の材料となる分子を拡散し、さらに分子円盤に沿って流出する現象であることが分かった。
今後、新しい赤外線天文衛星 SPICA が打ち上げられる予定である。SPICA は PACS の 100 倍の感度を持
つため、より遠方の ULIRG を観測でき、銀河進化の解明が期待される。現在私は、SPICA 実現のため、搭載される冷凍機について実験を行う予定である。

Reference
Abel, N, Dudley, C, & Fischer, J 2009, ApJ, 701,1147
Davies, R, Mueller Sánchez, F, Genzel, R, et al. 2007,
ApJ, 671,1388

——–index

b5

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ひとみ衛星によるペルセウス銀河団を用いた 3.5 keV 輝線の検証
野村 義貴 (埼玉大学大学院 理工学研究科)

Abstract
ダークマター (DM) の候補であるステライルニュートリノの崩壊輝線と予想される未知の輝線が、ペルセウス銀河団を含む多数の銀河団の X 線スペクトルから、フラックス 9 × 10−6 phot s−1 cm−2 で 3.5 keV 付近で検出されたと報告された (Bulbul et al. 2014 ; B14)。しかしながら、その輝線強度は 2.9 eV 程度と小さく、CCD による観測の限界を極めたもので、これを否定する結果も報告されていた。2016 年 3 月に、ひとみ衛
星は、輝線感度において CCD を数十倍上回る X 線マイクロカロリーメータ SXS でペルセウス銀河団を観測した。3.5 keV 付近の輝線を探査した結果、信号は 99 % 以上の信頼度で上限がフラックス 5 × 10−6 phot

s−1 cm−2 と求まった (Hitomi Collaboration 2017 ; H17)。B14 は多数の銀河団の積分であるので、直ちに矛盾するわけではないが、結果としては、ステライルニュートリノ由来と考えられる輝線は統計的に存在しないと結論付けられる。本発表は H17 のレビューであり、過去の検出値が棄却される過程を紹介する。

1

Introduction

2

Data

DM はその存在の証拠は数多く見つかっているがそ解析に用いたデータは H16 で使われた 2 月 24-25の正体は未だ不明である。現在、DM の候補はニュー日の「観測 2」と 3 月 3-5 日の「観測 3」の合計 230

トリノやアクシオンなどが挙げられており、その候補

ks と、3 月 6-7 日の「観測 4」の 45 ks の合わせての 1 つで通常のニュートリノと逆向きのスピンを持つ

275 ks である。前者は銀河中心から約 1 分角ずれたステライルニュートリノは崩壊輝線が X 線帯域に現方向で、後者は中心で 60 kpc×60 kpc の領域を観測れることが予言されている (Abazajian et al. 2001)。 したものである。「観測 1」は中心から大きく外れた

XMM-Newton 衛星の MOS と PN を使って観測し ため含んでいない。
ひとみ衛星の SXS はまだ運用初期であったため、た多数の銀河団の X 線スペクトルにおいて、E ≈3.55

keV の不明な輝線が検出された (B14)。その信号は 検出器を大気や打ち上げ直後の分子汚染から守るたペルセウス銀河団の銀河中心で特に強く、Chandra めのゲートバルブが閉まっており、その Be 入射窓が衛星も同じエネルギーの輝線をペルセウス銀河団か 軟 X 線の光子を吸収していた。具体的には、エネルら検出した。その後、多くのグループがペルセウス

ギー 3.5 keV において通常の観測時間の約 70 ks に銀河団だけに限らず同じ輝線を検出したが、輝線を相当する光子数について 1/4 ほど吸収される。

検出できないという報告もいくつかあがっていた (例えば、Tamura et al. 2015)。また、未知の輝線に対する DM 以外の説明も提案されている (Franse et al.

2016)。
検出された未知の輝線は等価幅で 2.9 eV 程度の上昇しかなく、それまで観測に用いられていた分解能が∼150 eV の CCD では、輝線感度の限界を極めることになる。これに対して、分解能が 4.9 eV の SXS を搭載したひとみ衛星が観測したペルセウス銀河団のスペクトル (Hitomi Collaboration 2016 ; H16) は、
この未知の輝線について検証できる可能性を示した。

3

Analysis
H16 と同様に、各ピクセルで 6.7 keV の Fe XXV

He α 線が同じエネルギーになるようにピクセル間の相対ゲイン補正を施して、ゲインの誤差と銀河団全体のガスの速度分散を抑える。これはガスの運動に合わせて補正することになり、DM はガスと共に移動しないため、DM の輝線は太くなる可能性がある。
しかし、H16 より、ペルセウス銀河団の中心のガス

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校の速度分散は約 180 km/s であり、検出したい DM色) について、未知の 3.5 keV 輝線のエネルギーにの輝線幅より遥かに小さいと考えられる。これは銀

対して 90 % 有意な区間を示す。この帯域における河団同士の速度分散に相当する 1300 km/s になる可

フィットの BAPEC パラメータは、kB T = 3.48±0.07

能性もあり、ガスの速度分散の影響は無視できる。

keV、アバンダンス 0.54 ± 0.03、速度分散 179 ± 16

かに星雲、G21.5-0.9 のスペクトルを用いて較正しkm/s(アラインメントなしで 197 ± 16 km/s) である。

た Be フィルタ層の厚さ (270 ± 10 µm) を用いた。ここれを C 統計値で評価すると、619 自由度で C 統計の不確定性 ±10 µm は E = 3.5 keV におけるフラッ 値 603(χ2 = 611) であり良好である。
クスの ±2.5 % に相当する。ビンサイズは 2 eV で解析し、C 統計 (Cash 1979) でフィットを評価する。この帯域ではビン当たりのカウント数は約 200 であり、√N のガウス分布である。

統計はほぼ σ =SXT の有効領域のモデル化によって、無視できない不確定性が生じる (Kurashima et al. 2016)。Au の

M エッジ周辺の SXT の反射率は地上で測定され、他は (Henke et al. 1993) の値と組み合わされている。
地上測定値は Henke から約 1 % の系統的不確定性を示し、一部は Au の M1 エッジの上の 3.43-3.68 keVの間にある。この不確定性の影響を定量化するため
図 1: BAPEC モデルを用いたスペクトル。

に、地上での測定反射率を用いる面積曲線と Henkeの値を用いる面積曲線の両方から結果の一部を導く。

4

Result

4.1

ICM モデル

4.2

3.5 keV 輝線の検証

定量的に比較するために、「観測 2,3」で SXS が観

ペルセウス銀河団のスペクトルを BAPEC 熱プ
ラズマモデル (AtomDB 3.0.3beta2; Foster et al.

2012) でフィットした。銀河吸収は NH = 1.38 × 1021
cm−2 (Kalberla et al. 2005) を用いる。しかし、広帯域のスペクトルを得るには NGC1275 の AGN によるべき乗成分が必要である。このべき乗成分のスペクトルを求めるために、Chandra で観測した銀河
中心から外れたペルセウス銀河団を抽出した結果、測した領域の MOS スペクトルを抽出し、B14 の推定を再現したスペクトルの 3.5 keV 輝線をモデル化する。特に、単一温度 APEC モデルと既知の原子線のガウシアンでフィットすることで 2.4-6 keV 帯域の

MOS スペクトルをフィットする。このベストフィッ
トの結果、f = (9.0 ± 2.9) × 10−6 phot s−1 cm−2 お
よび E = 3.54+0.03−0.04 keV を得る。これは B14 の図 15に示されているフラックスをよく再現している。

CCD で検出できなかった静止系で 3.51 keV の K

SX ∝ E α で定義されるべき乗の光子勾配 α = −1.8 XVIII Heα と 3.62 keV の Ar XVII Heβ 衛星線は、S
XV Heα(静止系で 2.46 keV), S XVI Lyα(2.62 keV)と吸収柱 3.3 × 1021 cm−2 を得た。この成分をモデルに加えて、3-7 keV 帯域にフィットさせる。

2.85-4.1 keV のスペクトルを図 1 に示す。垂直エラーバーは各ビンにおける 1σ のポアソン不確定性、
水平エラーバーはビンを示す。赤線はべき乗成分を含む BAPEC モデルである。角括弧は B14 の MOS
スペクトル (赤色)、SXS が観測した領域と同じ領域の XMM-Newton 搭載の MOS によるスペクトル (青の輝線を使って制限が定められる。測定された S XV,S XVI のフラックスは、(9.0±1.2) × 10−5 , (2.15 ±0.05) × 10−4 phot s−1 cm−2 である。これらの輝線の比は、2.9 keV の温度に対応する。K, Ar は S 輝線を出す同じ気相に由来する可能性が高いため同じアバン
ダンスと仮定すると、この温度と S 輝線のフラックス
から K 輝線のフラックスが予測できる。K XVIII は2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
フラックス比 (1 : 0.5 : 2.3) をもつ三重項 (3.47, 3.49,の 3σ に対応する。この図から MOS フラックスの値

3.51 keV) であることから、3.51 keV の K XVIII 輝線 は SXS スペクトルと一致せず、最小でも ∆C=12 でのフラックスが 2.0×10−6 phot s−1 cm−2 と推定されあることが読み取れる。

る。ただし、温度とアバンダンスの変動を考慮に入れ

上記の ∆C はひとみ衛星の統計的な制限しか与えて 3σ に対応する 0.1-3 倍の範囲で変化させ、この上限ることができない。同じ領域のひとみ衛星と XMM

−6

−1

−2

で定める。また、Ar XVIIMOS でどのように矛盾しているか考える。まず、ガ衛星線は Ar XVII 共鳴/衛星線比から推定できる。測ウス分布を仮定した XMM の 1 パラメータから輝線−5エネルギーとフラックスをランダムに引き出すようであるから、衛星線のフラックスはなモンテカルロシミュレーションを実行する。次に、を 6×10phot scm

定した Ar XVII Heα は 3.12 keV,(6.0±0.3) × 10
−1phot s2.1×10cm−7−2phot s−1cm−2と推定でき、0.1-3 倍の範ひとみ衛星の統計的不確定性を使って輝線エネルギー囲で 6.3×10−7 phot s−1 cm−2 に上限が定められる。 とフラックスをランダムに引き出すようなモンテカ
まず、SXS スペクトルの輝線のフラックスを MOS

ルロシミュレーションを実行する。幅が広い (1300のフィットによる推定フラックスと比較する。3.45km/s) 輝線の場合、SXS の輝線フラックスは既定のkeV で観測された K XVIII Heα と Cl XVII Lyβ の 有効面積を使用した試行の 99.2 % で、Henke の面積
混合フラックスは、(4.6±2.6) × 10−6 phot s−1 cm−2 曲線を使用した試行の 98.9 % で、または SXS の輝であり、上限と矛盾しない。3.556 keV で観測された線なしのフラックスと同じ統計誤差を使用する試行−6の 97.2 % で XMM フラックスを下回った。ひとみ衛
Ar XVII 衛星線のフラックスは、(1.5 ± 1.4) × 10
phot s−1 cm−2 であり、上限と矛盾しない。B14 で 星の誤差が小さくなる狭い (180 km/s) 輝線の場合、
MOS スペクトルの上限が控えめになった原因は、K 3 つすべての場合の誤差は 99.7 % である。

XVIII については S XV Heα に Si XIV Lyγ のわず
かな寄与を含めず、Ar XVII 衛星線については SXS
で約 2 倍強い S XVI Lyβ 輝線と Ar XVII Heα の混合を無視したためであると考えられる。
このフィットにおける MOS の 3.5 keV 輝線と SXS
スペクトルの整合性を確認する。ベストフィットした (単一温度 APEC モデルと既知の原子線のガウシ
アンでフィットした)MOS フラックスと、同じエネ
ルギー帯域のベストフィットした (BAPEC モデルとAGN のべき乗成分でフィットした)SXS フラックスとの C 統計値の差 ∆C を図 2 に示す。エネルギー間
隔は B14 の未知の 3.5 keV 輝線のエネルギーに対し

図 2: MOS フラックスと SXS フラックスの間の ∆C 。

て 90 % 有意な (図 1 の赤角括弧の) 区間である。色それぞれの色の意味については本文を参照のこと。

分けは、輝線幅の異なる曲線を表し、黒線は乱流によるガスの速度分散 180 km/s、赤線はメンバー銀河

図 3 は ∆C = 9(ガウス分布の場合は ±3σ) においの速度分散に相当する 1300 km/s、青線は中間的なて、幅が狭い輝線と広い輝線に対して、上限と下限を場合である 800 km/s(銀河分散上に投影された cD 銀

もつベストフィットした SXS フラックスを示してい河の領域における分散に相当) をそれぞれ表す。幅がる。実線はフラックス、影付きの領域は ∆C = 9(±3σ)

広い輝線については、輝線なしのフラックスについの上限と下限をそれぞれ表す。色分けは、黒線およても ∆C を示す (赤破線)。エラーバーは前述の SXT

び灰色の影が乱流による輝線、赤線およびピンクのの有効領域による系統的不確定性を示しており、ど影が DM 輝線に相当する。マゼンタの輪郭線は最大の場合も影響を受けるが最も重要な幅が広い輝線ののフラックス制限を表す。赤色と黒色のエラーバー

場合のみ示す。点線は ∆C = 9 を表し、ガウス誤差

は有効領域の系統的不確定性を表し、狭い輝線でこ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校の効果は無視できるため 1 か所のみ示される。図上

確定性に起因すると考えられる。原因の検討は後のの角括弧は XMM MOS と PN について、未知の 3.5

論文に譲る。B14 では理由の 1 つとして、3.5 keV 輝

keV 輝線のエネルギーに対して 3σ の有意な区間を 線の等価幅で 2.9 eV の上昇は、CCD の分解能の輝示す。5 × 10−6 phot s−1 cm−2 のフラックスは等価幅

線感度の限界を極めており、観測機器の誤差で全て≃1 eV に相当する。青い十字は 1 パラメータあたり 説明できると言及されている (B14 の図 7)。
1σ の不確定性を伴う SXS が観測した領域と同じ領

図 3 の右の縦軸は、投影された DM 質量推定値の域の MOS 検出を示す。右の縦軸は対応するステラ

中央値を使用して、左軸上の輝線フラックスに対応

イルニュートリノの減衰率 Γ の近似値を示す。

するステライルニュートリノの崩壊率 Γ を示す。Γ に関するひとみ衛星の 3σ の上限は、残念ながら以前の
多くの制限より遥かに高い (例えば B14 参照)。これはペルセウス銀河団の核における ICM の高い X 線
輝度、およびゲートバルブによる減衰と短時間の観測によるものである。
ひとみの観測は比較的短いが、その結果は CCD 検
出器の感度から劇的な改善を示している。ひとみ衛星の短い観測は B14 で報告された異常に明るい信号を除外した。しかし、DM のような遥かに弱い積み重ねられた試料の検出には、輝線がより簡単に検出できる天体を見る必要がある。星団の中ではそのよ
うな天体は熱的な系であり、ICM のバックグラウン
ドが低いため、同じ輝線のフラックスでは等価幅が 1

図 3: 幅が狭い輝線と広い輝線に対して、上限と下限をもつベストフィットした SXS フラックス。

桁高くなるはずである。カロリーメータに大きな影響力を与える天の川銀河のような速度分散の低い系
では、DM 輝線は狭くなるであろう。もちろん、DM
輝線を他の輝線と区別するためには、カロリーメー

5Discussion
ひとみ衛星によるペルセウス銀河団の中心付近の観測で得られたスペクトルを分析して、B14 で報告されたエネルギー付近の輝線を特定した。

SXS が観測した領域と同じ領域において 3σ の有タでしか区別できない輝線を検出する必要がある。

Reference
Bulbul E., Markevitch M., Foster A., et al. 2014, ApJ, 789, 13
Hitomi Collaboration 2017, ApJ, 789, 13

意さしかない XMM MOS の不確定性を考慮に入れ

Abazajian K., Fuller G. M., & Tucker W. H. 2001, ApJ, 562, 593て、B14 の推定を再現した XMM MOS の 3.5 keV 輝

Tamura T., Iizuka R., Maeda Y., Mitsuda K., & Yamasaki N. Y.
2015, PASJ, 67, 23

線とひとみ衛星の測定値を比較すると、幅が広い輝Franse J., Bulbul E., Foster A., et al. 2016, ApJ, 829, 124

線については 97 % の有意さで矛盾し、ICM からの

Hitomi Collaboration 2016, Natur, 535, 117

狭い輝線については 99.7 % で矛盾する。

Cash W. 1979, ApJ, 228, 939

B14 で示された異常に明るい K XVIII Heα、Ar
XVII Heβ 衛星線が 3.5 keV 輝線である可能性は棄却できる。これらの輝線のフラックスは上限と矛盾せず、MOS の 3.5 keV 輝線のフラックスよりも低い。
ひとみ衛星の分解能が XMM より非常に高いことを考えると、XMM との矛盾は、XMM の系統的不Kurashima S., Furuzawa A., Sato T., et al. 2016, Proc. SPIE,
9905, 99053Y
Henke B. L., Gullikson E. M., & Davis J. C. 1993, ADNDT, 54,
181
Foster A., Smith R., & Brickhouse N. 2012, ApJ, 756, 128
Kalberla P. M. W., Burton W. B., Hartmann D., et al. 2005, A&
A, 440, 775

——–index

b6

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すざく衛星による楕円銀河 NGC 4325 の高温ガスの解析
辻 歩美 (金沢大学大学院 自然科学研究科)

Abstract
NGC 4325 はおとめ座銀河団中心の巨大な楕円銀河 M87 の南西に位置する X 線で明るい楕円銀河で，30個程度の銀河からなる銀河群の中心天体である．同天体は 2014 年 12 月にすざく衛星で 17 ks 観測されており，本研究ではそのデータを解析した．その結果，NGC 4325 に付随するガスの温度は ∼1 keV，元素量は銀河中心で 0.7 太陽組成であった．この結果は XMM-Newton 衛星の結果と矛盾しない．X 線輝度分布から，
高温ガスは少なくとも 4′ –5′ (120–150 kpc) の広がりを持ち，南北方向に若干の異方性が見られた．力学質量に対するガス質量の割合は ∼ 2% となり，銀河群として典型的な値に入っている．NGC 4325 はおとめ座銀河団の中心から離れたところに存在し，銀河団ガスとの相互作用はしておらず銀河群ガスが剥ぎ取られずに残っていると考えられる．

1

Introduction
銀河団は数百から数千の銀河が重力的に束縛された宇宙最大の天体であり，衝突・合体によりボトムアップ的に進化していく．銀河団内は温度数千万 Kの銀河団ガス (ICM) で満たされており，衝突にともなって，銀河の周辺の高温ガスと ICM との間にはさ
まざまな相互作用が生じる．観測によりその特徴を探ることで，銀河団の衝突・合体の理解につながることが期待される．銀河や銀河団の進化を考えるう
えで重要なプロセスの一つが動圧剥ぎ取り (Gunn &Gott 1972) である．これは銀河が銀河団中を移動する際に ICM から受ける動圧によって銀河に付随する測された X 線放射は中心銀河と銀河群ガスからの放射と考えられる．同天体は XMM-Newton 衛星でも観測されており，温度は ∼ 1 keV 程度，表面輝度分
布は β モデルでよく表される (Laganá et al. 2015，

Lovisari et al. 2015)．また，Chandra 衛星の結果では半径 < 0.6′ の領域で南北方向にガスの広がりがあり，表面輝度分布の異方性が報告されている (Russell

et al. 2007)．本研究では，銀河周辺の薄く広がった
ガスの構造をより詳細に調べることを目的として，すざく衛星による NGC 4325 の観測データを解析した．
なお，NGC 4325 の赤方偏移 z = 0.0257 より，銀河までの距離は 107 Mpc とする．1′ は 31 kpc に相当する．

ガスが剥ぎ取られる現象で，ICM の密度が高い銀河団中心ほど影響が大きい．このプロセスの証拠となる特徴的な構造はおとめ座銀河団の銀河でも複数見つかっている．例えば，おとめ座銀河団の中心近くに位置する楕円銀河 M86 では，動圧剥ぎ取りが示唆

2

Data analysis & results
本解析で使用したデータ (ObsID: 809110010) はされる特徴的な構造が見られ (Randall et al. 2008)， すざくで 2014 年 12 月 6 日に約 17 ks 観測された．解
力学質量に対するガス質量の割合が ∼ 0.01 と小さい

析ツールとして HEASoft (ver. 6.22) を用い，表面ことから，M86 を中心とする銀河群のガスが剥ぎ取

輝度は XIS1 のみ，スペクトルは XIS1 と XIS3 を用られている最中であると考えられている (Hishi et al.

いて解析を行った．cleand event ファイルを使用し2017)．本研究ではおとめ座銀河団の中心の楕円銀河 xselect で各領域のスペクトルおよびイメージを作成
M87 の南西に位置する X 線で明るい楕円銀河 NGC した．rmf ファイルは “xisrmfgen” を用いて作成し′4325 に着目し，高温ガスの構造や特徴について解析 た．また，arf ファイルは半径 20 の一様に広がったを行った．NGC 4325 は 30 個程度の銀河から成る 放射を仮定し，“xissimarfgen” (Ishisaki et al. 2007)

銀河群の中心天体であり (Laganá et al. 2015)，観を用いて作成した．非 X 線バックグラウンド (NXB)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校のスペクトルとイメージを “xisnxbgen” を用いて作成し，バックグラウンドとして差し引いた．

フィット結果を図 1 右に示す．得られた温度と元素量の半径依存性を図 2 に示す．温度は kT ∼ 1 keVとなり Laganá et al. (2015) の結果とほぼ一致した．

2.1

温度プロファイルを見ると XMM-Newton の結果でSpectral analysisは ∼ 50 kpc で温度が ∼ 1.1 keV まで高くなっている′

図 1 左に示すように，中心から半径 1 の円，半径が，すざくでは中心を分解することは難しく，なま1 –2 の円環，半径 2 –4 の円環，半径 4 –8 の円環の されているように見える．元素量プロファイルは銀
4 つの領域のスペクトルを抽出した．銀河ガスの他 河中心から外側に向けて元素量が小さくなる傾向が
′

′

′

′

′

′

に，おとめ座銀河団の銀河団ガス (ICM)，前景放射XMM-Newton の結果と同様にすざくでも見られた．

として局所高温バブルと銀河系ハローを考え，それぞれ光学的に薄いプラズマからの放射モデル (APECモデル) を当てはめた．また背景放射として宇宙 X 線

2.2

Image analysis

背景放射を考え，べき関数モデルを当てはめた．局

0.8–1.2 keV のエネルギー帯域のイメージについて，

所高温バブル以外の成分には銀河系ガスによる光電NXB を差し引いた後に vignetting 補正を行った．銀吸収を考慮した．XIS1 と XIS3 のそれぞれ 4 領域の河中心から 0.5′ 刻みで 8′ まで分割した円および円環

スペクトルを同時フィットし，銀河以外の成分はパ領域において表面輝度を求め，得られた表面輝度分

ラメタを共通にした．また，元素組成は Asplund et

布を β モデル (Cavaliere & Fusco-Femiano 1978) でal. (2009) を参照した．

フィッティングし，ガスの広がりを評価した．β モデ
ルは銀河団ガスの 2 次元表面輝度分布を表すモデルとしてよく用いられ，以下のように表される．

[
S(r) = S(0) 1 +

(

r
rc

)2 ]−3β+ 12(1)

ただし，rc はコア半径，S(0) は中心での表面輝度である．フィット結果を図 3 に示す．コア半径は rc =図 1: 左: 0.5–5.0 keV のイメージ (XIS1+XIS3) とスペクトルフィッティングの領域，右: 各領域のスペ
クトルとベストフィットモデル (XIS1 のみ表示)

0.77′ ± 0.18′ ，βfit = 0.81 ± 0.07 となった．Lovisari
et al. (2015) によれば，rc = 11 kpc (= 0.35′ )，β =0.566 であり，本研究の結果と比べてそれぞれ ∼ 2
倍，∼ 1.4 倍小さい．rc の食い違いの原因として，すざくの角度分解能 (HPD) が 2′ 程度であり，中心核を分解できていないことが考えられる．これは輝度分布を作成する際に最も内側の領域を 0.5′ にしたた
め，輝度がなまされて実際の値よりも中心輝度 S(0)が低く見積られた結果だと考えられる．Laganá etal. (2015) の輝度分布の半径 0.5′ までの counts を足し合わせ平均輝度を求めると，実際の中心輝度より

factor 2 程度低くなることが分かった．
図 2: 左: 温度プロファイル，右: 元素量プロファイ

図 4 左のすざくのイメージでは南北方向にガスがル (Laganá et al. 2015 の図にすざくの結果を重ねてより広がり，西方向にはあまり広がっていないよう表す)に見えたので，東西南北の 4 領域 (図 4 左) について中心から 40′′ 刻みで 8′ まで分割し作成したそれぞれの表面輝度分布を比較した．ただし，異方性を調2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Discussion

3.1

NGC 4325 の高温ガス

すざくのデータから，NGC 4325 の高温ガスは 4′ –5′ (=120–150 kpc) 以上の広がりがあることが確認できた．スペクトルから求められる βspec は βspec ≡µmp σ 2 /kT と定義され，銀河とガスのエネルギーの比を表す．NGC 4325 の速度分散 σv = 298 km s−1
図 3: 表面輝度分布と β モデル + 定数でフィッティ
ングした結果(Laganá et al. 2015) を用いて βspec = 0.56 となった．
X 線で広がった放射を持つ銀河は一般的に βspec ∼ 0.5を示す (Matsushita 2001)．これらのことから NGC

べることが目的であるため，ここでは vignetting の4325 は X 線で広がった放射をもち，観測された X 線

補正は行なっておらず，カウント数を増やすために放射は銀河単体より大きなポテンシャル構造を持つ

エネルギー帯域は 0.8–1.6 keV とした．東西領域の銀河群としての放射であると考えられる．表面輝度

平均表面輝度に対する南北領域の表面輝度の比から分布に際立った非等方性は見られないが，南北方向(図 4 右)，半径 4′ –5′ の領域において南北の表面輝度の超過が見られた．さらに定量的にガスの広がり

4′ –5′ の領域で若干の輝度の超過が見られた．Russell
et al. (2007) では半径 r < 0.6′ の領域で南北方向にを評価するために β モデルに定数を加えたモデルでガスの広がりがあることが報告されており，すざくフィッティングした．その結果得られた β はそれぞで見えるガスの広がりと方向は一致している．ただれ北領域は βnorth = 0.74 ± 0.18，東領域は βeast =し，スケールが異なるので同じ要因であるかどうか

0.78 ± 0.16，西領域は βwest = 0.81 ± 0.18，南領域 は分からない．
は βsouth = 0.96 ± 0.26 となった．これらを比較すると北領域は他領域に比べてよりガスの広がりが大きいと示唆されるが，誤差を含めると有意であるとは
言えない．

3.2

ガス質量の見積もり

表面輝度分布が β モデルで与えられる場合，ガスの数密度の 3 次元分布は[(n(r) = n(0) 1 +rrc)2 ]− 32 β(2)で与えられる．これを用いてガス質量を求めることができる．球対称を仮定し，ガスの密度を ρ(r) =図 4: 左: 0.8–1.6 keV のイメージ (XIS1) と 4 領域

(図中の矢印は右図の輝度超過の領域を示す)，右: 東
西領域の平均表面輝度に対する南北領域の表面輝度の比µH mH nH とするとガス質量 Mgas は∫ rMgas (r) =4πr2 ρ(r)dr(3)

0で与えられる．半径 0.5′ の領域のスペクトルフィッ
トで求めた APEC モデルの規格化定数から，中心での電子数密度が 6 × 10−3 cm−3 と求まった．section

2.2 の結果に基づき，電子数密度を factor 2 補正した．これを用いて r < 6.5′ の領域でのガス質量を計算したところ，Mgas = 0.27 × 1012 M ⊙ となった．

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
一方，静水圧平衡を仮定すると，力学質量は密度と温度分布から以下のように表せる．
()
kT rd ln ρ d ln T
Mtot (r) = −+µmH G d ln rd ln r

≃3βkT rr2µmH G r2 + rc 2

ので (Urban et al. 2011)，銀河団ガスによる動圧は

ρICM v 2 ∼ 0.07 eV cm−3 と求められ，ρISM σgal 2 よりも非常に小さい．NGC 4325 は銀河団中心から離れ(4) たところにあり，まだ相対速度が小さいため，銀河群ガスがほとんどそのまま残っていると考えられる．
(5)

ここで，密度勾配に対して温度勾配は小さいとして， 4Conclusion′

温度勾配の項を無視した．kT = 0.97 keV, rc = 0.77 ,本研究では，すざく衛星を用いておとめ座銀河団
β = 0.66 より，Mtot = 1.8 × 1013 M ⊙ となる．以上 に属する楕円銀河 NGC 4325 の高温ガスからの X 線の結果から，ガス質量と力学質量の比は ∼ 2% とな 放射について解析を行った．温度および元素量に関しる．Lovisari et al. (2015) によると，銀河群の力学質ては，XMM-Newton での結果 (Laganá et al. 2015)

量に対するガス質量の割合は 0.02–0.1 であり，下限とコンシステントであった．すざくのイメージからぎりぎりではあるが典型的な値の範囲には入ってい高温ガスは少なくとも 4′ –5′ (120-150 kpc) の広がり

る．なお，XMM-Newton の結果ではガス質量の割合を持つことが確認できた．分布に著しい非等方性は
は r2500 = 6.5′ で 4%であった (Laganá et al. 2015)． ないが，南北方向に若干の異方性が見られた．ガスの分布からガス質量と力学質量を求めたところ，力3.3

学質量に対するガス質量の割合は ∼ 2% となり，銀銀河団ガスとの相互作用

河群として典型的な値であった．NGC 4325 はおとForman et al. (1979) によると，動圧剥ぎ取りが め座銀河団の中心から離れており，銀河団ガスとの起こるのは銀河団ガスによる動圧が銀河の高温ガス 相互作用が小さいために，銀河群ガスが残っているのポテンシャルを超えるときであり，以下のようにと考えられる．

示される．

ρICM v 2 > ρISM σgal 2(6)

NGC 4325 の中心の高温ガスの密度は nISM = 12 ×

Reference

10−3 cm−3 ，NGC 4325 の速度分散は σgal = 298 Asplund et al. 2009, ARA&A, 47, 481
km s−1 (Laganá et al. 2015) より，ρISM σgal 2 ∼ 7 Cavaliere & Fusco-Femiano 1978, A&A, 70, 677
eV cm−3 となる．おとめ座銀河団に対する NGC 4325の相対速度は重力ポテンシャルエネルギーが運動エ

Forman et al. 1979, ApJ, 234 27

Fouqué et al. 2001, A&A, 375, 770
ネルギーに変わったと仮定すると，√
Gunn & Gott 1972, ApJ, 176, 1
2GMv ∼Hishi et al. 2017, PASJ, 69, 42
R() 12 ()− 12
M
R
Ishisaki et al. 2007, PASJ, 59, S113
= 340 km s−1
15
1.2 × 10 M⊙
92 MpcLaganá et al. 2015, A&A, 573, 66と見積もることができる．ただし，M はおとめ座銀河団の質量 (Fouqué et al. 2001)，R は銀河団中心

Lovisari et al. 2015, A&A, 573, A118から NGC 4325 までの距離である．R は我々からおMatsushita 2001, ApJ, 547, 693とめ座銀河団中心までの距離 15 Mpc，おとめ座銀河

Randall et al. 2008, ApJ, 688 208団の中心と NGC 4325 の離角 2.55 deg から求めた． Russell et al. 2007, MNRAS, 378, 1217
銀河団中心からの距離 92 Mpc の位置での銀河団ガスの密度は ρICM < 1.0 × 10−4 cm−3 と推定される

Urban et al. 2011, MNRAS, 414, 2101

——–index

b7

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

XMM 衛星データを用いた MCXC J0157.4-0550 の 2 次元温度密度構造の解析
楊 冲, 深沢 泰司, 岡部 信広, 宮岡 敬太 (広島大学大学院 理学研究科), 北口 貴雄 (理化学研究所)

Abstract
銀河団は宇宙最大の自己重力で束縛された系として宇宙最大の天体であり、数百から数千個の銀河を含む天体である。銀河団の観測的性質から、宇宙論パラメーターを制限することができる。宇宙の大規模構造の進化を理解するため、銀河団の衝突や合体を考察する必要がある。衝突銀河団の観測的に研究することで、可視光による銀河、X 線による高温ガス、重力レンズによる暗黒物質の衝突過程での緩和の違いがわかり、銀河団の形
成、進化の解明が可能になる。これまで X 線で見つかった衝突銀河団が主に研究されてきたが、すばる HSCなどのサーベイにより可視光による衝突銀河団の発見が進んでおり、X 線と可視光で発見された衝突銀河団は異なる衝突フェーズにあると考えられるので、両者の比較は重要である。衝突銀河団 MCXCJ0157.4-0550
は HSC サーベイ及び XMM のデータが両方があり、重力レンズのの情報も使える。 MCXCJ0157.4-0550
は赤方偏移 0.1289 で、西の方はメイン銀河団で、北の方は銀河群である。可視バンドで銀河団は西の領域で集中している。X 線バンドで渦巻の形の特徴があり、衝突してきてる銀河団ガスが動圧を受けているような珍しい構造である。XMM-Newton のデータから、低エネルギーバンド (0.4-2.3keV) と高エネルギーバンド(2.3-7.5keV) を分けて、ハードスネス比マップを作り、 2 次元温度マップを求め、2 つの銀河団ピークの周辺で温度構造が異なることが見えた。エントロピーマップはシミュレーションと比べ、衝突過程を推測した。
本講演では、衝突銀河団 MCXCJ0157.4-0550 の 2 次元温度マップや圧力、ガス密度、エントロピーマップを議論することにより、この衝突銀河団の状態について考察する。

1

Introduction
銀河団は質量が 1014 ∼ 1015 太陽質量にも達する、

自己重力で束縛された系として宇宙最大の天体である。銀河団は銀河、銀河団ガス （高温プラズマ ）、
暗黒物質から成り、それぞれが、可視光、 X 線、弱い重力レンズ効果で観測される。銀河と銀河団ガスの総質量は全質量の 2 割程度であり、残りの約 8 割
が暗黒物質で占められている。それゆえ銀河団の力
学は暗黒物質が支配をしている。
冷たい暗黒物質に基づく階層的構造形成モデルによると、小さい天体が最初に形成され、それらの衝突合体を繰り返し、より大きな構造へと進化してきた。それゆえ宇宙最大の天体はごく最近形成され、宇宙初期の揺らぎの線形性を比較的保っていると考えられている。銀河団には、その周囲の大規模構造のフィラメントからの質量降着や、比較的大きなサイズの天体による衝突が今も起こっている。大きな天体の数は少ないため、大規模な衝突は間欠的に起きていると考えられている。しかし、その開放する重力エネルギーは 1064 ∼ 1065 erg にも達し、銀河団の構成要素に様々な影響を与える。特に、銀河団ガス
は、衝突系の物質であるため、銀河団同士の衝突により、圧縮、バルク運動、乱流、流体的不安定性や衝撃波が生成され、銀河団ガスの物理状態を大きく変化させる。しかしながら、その物理解明の詳細は未だ十分であるとはいえない。また、この銀河団衝突によって、相対論的電子が加速され、広がったシンクロトロン電波放射として観測されているが、粒子加速の詳細な物理は未だ明らかになっていない。
衝突銀河団は、宇宙最大の天体が成長をしている
現場を捉えたユニークな実験場であり、その詳細な物理過程の解明は、構造形成を理解する一つのアプ
ローチである。銀河団衝突を統一的に理解するため

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校には、銀河、銀河団ガス、暗黒物質を直接観測する
可視光、X 線、弱い重力レンズ効果によるデータを組み合わせる多波長研究が必要不可欠である。また、

3

Analysis of MCXC J0157.40550

相対論的電子をみるシンクロトロン電波放射のデー

現在の研究は衝突銀河団 MCXC J0157.4-0550 のタとの比較を行うと粒子加速の詳細を明らかにする

X 線解析を行なっている。図 1 に，XMM-Newton による同銀河団の２バンドでの X 線イメージを示す。

ことができると期待される。
我々は、衝突銀河団の解明を目指し、XMM-Netwon

MCXCJ0157.4-0550 の赤方偏移は 0.1289 で、西の方衛星の X 線データと、すばる望遠鏡 HSC による銀はメイン銀河団、北の方は銀河群である。可視バン

河測光データと弱い重力レンズデータを組み合わせ

ドで銀河団の銀河は西の領域で集中している。

た多波長研究を現在遂行している。その過程で、 X
線で見つかった銀河団のうち、衝突している銀河団
ガスが動圧を受けているような珍しい構造に偶然出
くわした。

2

XMM-Newton
XMM-Newton は欧州宇宙機関 (European Space

Agency,ESA) の科学衛星であり、1999 年に打ち上げられ、今も天体を観測し続けている。X 線天文衛

図 1: 左は低エネルギーバンド、右は高エネルギー
バンド、スケールが同じ、緑の領域は図 4 の領域を表す。

星 XMM-Newton は 3 つの Wolter I 型の反射鏡が衝突の様子を推論するため、 高温ガスの 2 次元温搭載され、それぞれの焦点に X 線 CCD 検出器が置

度、密度、圧力、エントロピーマップを作成する必要かれている。その大きな有効面積および広い視野ががある。作成した結果をシミュレーションと比較し活きる拡がった天体の観測に適している。

て、衝突段階の様子を議論する。先ず、銀河団デー

衛星名

XMM-Newton

Chandra

検出器名

EPIC-MOS

ACIS

エネルギー帯0.15∼12 keV

0.1∼10 keV

視野

30 ′

8′

有効面積 @ 1.5

4650 cm2

600 cm2

空間分解能

8′′

0.5′′

エネルギー分解130 eV150 eV

近地

13000 km

10000 km

軌道半径 遠地点

120000 km

140000 km

keV

能 @ 6 keV
軌道半径点

タについて，0.4keV∼2.3keV と 2.3keV∼7.5keV の銀河団イメージを作成する。次に，X 線放射のバッ
クグラウンドとして lockman hole のデータを用いて，同じ帯域でバックグランドイメージを作成する。

exposure map を用い，同じようにスムージングして、銀河団とバックグランドのレートイメージを２バンドで作成する。ハードバンドのレートイメージをソフ
トで割り算することにより，ハードネス比 (hardness

ratio) マップを作成する。
hardness 比から温度に換算するため，X 線スペク
トルフィットツール xspec によるシミュレーションを用いて，温度と hardness 比の関係を作成する．そして，ハードネス比マップから 2 次元温度マップを作成する。温度、輝度マップと対応している密度、圧

表 1: XMM-Newton、Chandra 衛星に搭載された X

力、エントロピーの関係式を用いて、密度、圧力、エ

線望遠鏡および CCD カメラの性能比較

ントロピーマップを作成する。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 温度とハードネス比の関係

4

Results and Discussion

4.1

Temperature Map and Pressure
ルは動圧やガスストリッピングの物理を知るためのMap

図 4: 圧力マップ、矢印は銀河群の移動方向

理想的なサンプルと言える。勾玉状の形状の構造の物理性質解明する必要もある。MCXC J0157.4-0550
は HSC サーベイ及び XMM のデータが両方があり、重力レンズのの情報も使える。
同マップ上の密度等高線の濃淡から、銀河群は南方
向または南西方向に移動していると推測できる。これは北東向きに伸びているテイル状の勾玉構造の方向から得られる推測と一致する。圧力マップで図 1の様に領域を分割すると、熱的圧力は P 1 ∼ P 4 <P 3 < P 2 の状態にあることがわかった。圧力平衡の式、P 2 = P 1 + Pram を考えると、サブ構造にかかる動圧 Pram は熱的圧力と同程度になっている。ここで視線方向の奥向きはコアの大きさと同程度と仮定している。しかし、視線方向の不定性を考えても、
図 3: 温度マップ、横軸は温度、単位は keV、緑の領

結果は大きく変わらない。このことは勾玉状の構造

域は図 4 の領域を表す。

は動圧によって作られたことを示唆する。

ここでは，図 1 の北側の銀河群に着目して解析を行なった。図 3 に温度マップを示す。周囲に比べて温度が低く，さらに中心部で温度が少し低い傾向がある。
図 4 は同銀河団の圧力マップを表す。中心部に動圧を受けている構造が見られる。特に等高線は密度分布を表し、勾玉状の構造があることが目で確認された。これは落ちてきているガス構造がモーメンタム
を持っていることを意味している。このような例は、我々が調べた限りでは例がない。それゆえ、本サンプ

4.2

Simulation and comparison

ZuHone (2011) の、質量比 1:10 の oﬀ-axis 銀河団衝突 ( 衝突開始から 30 億年後 ) によるエントロ
ピーマップに同様な勾玉状の構造が見られる。これは、銀河群が一度中心付近を通りすぎ、再び戻るときに生成され、本銀河団で見られる構造に似ている。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
アスに定義できる有効なアプローチである。可視光で見つかった衝突銀河団に対し、我々は X 線観測、

WL(Weak Lens, 弱い重力レンズ ) 観測、光学観測、電波観測を組み合わて、銀河団衝突物理の統一的理解を目指す。

Reference
J. Patrick Henry, 2004, ApJ 615
ZuHone, 2011, ApJ,728,54
Okabe&Umetsu, 2008, PASJ...60..345O

図 5: シミュレーションによる衝突銀河団のエントロ
ピーマップ．矢印は銀河群移動方向を示す

5

Future銀河団衝突は概ね 3 つの段階に分類される。メイ

ン銀河団に対しサブ銀河団が通過する最中と、その前後である。それぞれは、 on-going,early-phase, late-phase とも呼ばれている。これまでの衝突銀河団のX 線観測は、今まさに衝突が行われている on-goingphase の銀河団に限られていた。
銀河団衝突の全過程を理解するために、無バイア
スの衝突銀河団のサンプルを作る必要がある。今までの研究は X 線の非線形性によってバイアスがかかっていた。我々は、銀河団銀河の分布から、銀河の集中するサブ構造を探しだし、衝突銀河団を定義する
手法（Okabe&Umetsu 2008）に着目した。光学観測から衝突銀河団サンプルを定義する利点は 3 つある。

1 つは、銀河団銀河の数は衝突過程でほぼ変わらないことから、衝突段階に無関係に衝突銀河団を選ぶことができる。第 2 に、 X 線ガスは銀河団衝突の際に流体不安定性や動圧などによって、サブ銀河団のガス構造が壊れやすい。一方、銀河はほぼ無衝突系
なので、どの衝突段階でもその情報を保持する。言い換えると、銀河のサブ構造の寿命は、ガスに比べ長いため、無バイアスに銀河団衝突を選び出すことができる。第 3 に、銀河の分布は暗黒物質分布と力学状態の過程に依存せず、良く一致している 。このため銀河の分布は暗黒物質分布を反映している。それゆえ、可視光観測は衝突銀河団サンプルを無バイ

——–index

b8

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Subaru / HSC 狭帯域フィルターを用いた活動銀河核探査
岩下 昂平 (愛媛大学大学院 理工学研究科)

Abstract
巨大ブラックホール進化の全貌を解明するには、塵に隠された 2 型 AGN も含めた完全性の高い AGN 探査が必要だが、X 線を用いても 2 型 AGN の広域探査は現状では困難である。そこで我々はすばる望遠鏡の Hyper Suprime-Cam (HSC) に搭載された狭帯域フィルターに注目した。狭帯域フィルターを用いれば2 型 AGN であっても AGN 由来の輝線放射を検出できる。そこで複数の狭帯域フィルターを用いて AGN
特有の組み合わせの輝線を捉えることで、AGN を選出できると考えた。特に、赤方偏移 z ∼ 4.9 の AGN
は Lyα と C IV の輝線が狭帯域フィルター N B718、N B921 の帯域へそれぞれ赤方偏移し、この 2 種類の狭帯域フィルターで共にフラックス超過を示すと考えられる。C IV 輝線は星形成銀河からは強く放射されな
いため、上記の特徴を示す天体は z ∼ 4.9 の AGN であると判断できる。本研究では、HSC を用いて進行中のすばる戦略枠 (SSP) サーベイおよび CHORUS サーベイで得られた広域撮像データを用いて、 N B718と N B921 の両フィルターでフラックス超過を示す天体の探査を行った。その結果、両フィルターでフラッ
クス超過を示しつつ、広帯域フィルターのカラーが高赤方偏移の兆候であるライマンブレイクの特徴を示す
ような、z ∼ 4.9 の AGN の候補天体を 複数選出することに成功した。

1

Introduction
活動銀河核 (active galactic nucleus: AGN) とは銀河中心にある巨大ブラックホールに物資が降着し、重力エネルギーを解放して明るく光る天体のことである。AGN は中心核をトーラス状に覆うように塵が分布しており、中心核が直接観測できるものは 1型 AGN 、塵のに中心核が隠されているものは 2 型

そこで、われわれが提案するのは狭帯域フィルターを用いた可視光での AGN 探査である。狭帯域フィ
ルターを用いることで、弱い輝線であっても連続光のフラックスに対してフラックス超過を検出することができ、輝線天体を選出することができる。2 型

AGN の輝線放射領域は一般にトーラス状の塵が分布する領域よりも外側にあるため、この狭帯域フィル
ターを用いた方法により 2 型 AGN も検出が可能でAGN と分類されている。この AGN はブラックホーある。ただし、単一の狭帯域フィルターだけを用いた

ルの質量成長段階と考えられており、この AGN の

輝線天体探査では、輝線の種類やその輝線を発する

性質を正しく理解することはブラックホール進化を解明するために極めて重要である。
これまでの探査では、主に 1 型 AGN が発見されてきている。その理由は、1 型 AGN が中心核からの強い放射を直接観測しているので高赤方偏移であっても観測することが比較的容易であるためである。一方、2 型 AGN は中心核からの直接光が塵によって強く減光を受けるため、可視光線における観測が困難である。しかし、 透過力の強い X 線の放射を観測す
ることにより、可視光線で発見が困難な 2 型 AGNも探査することが可能である。ただし、X 線望遠鏡
は視野が狭いという理由から、系統的な探査が困難であった。

天体の赤方偏移を特定することは不可能である。そこで、複数の狭帯域フィルターで同時に超過を示す
天体を選出することで、特定の赤方偏移の AGN の選出を試みた。
今回、我々が狙う赤方偏移 z ∼ 4.9 の AGN を選出するために、N B718 (中心波長 7180Å, 透過波長
幅 111Å) と N B921（中心波長 9210Å, 透過波長幅

133Å） という 2 つ狭帯域フィルターを用いた。 z ∼4.9 の 天体が発する Lyα (1226Å)、CIV (1549Å) の輝線はそれぞれ N B718 、 N B921 の波長帯に赤方偏移される。また、CIV 輝線は AGN から強く放射される一方で星形成銀河からはほとんど放射されな

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
いので、N B718、N B921 で共にフラックス超過を示す天体は z ∼ 4.9 の AGN であると考えられる。

2

Data and methods
我々は、高感度、広視野での撮像観測が可能である

すばる望遠鏡 Hyper Suprim-Cam (HSC; Miyazaki

et al. 2018) で得られたデータを使用した。すばる
戦略枠プログラム (SSP; Aihara et al. 2018) により取得されたデータと、Cosmic HydrOgen Reion-

ization Unveiled with Subaru (CHORUS) プロジェ
クトによって得られたデータを使用した。HSC-SSP
は 2014 年 に開始し現在も進行中の広域撮像観測
プログラムであり、観測領域の広さと観測の深さの図 1: N B718 emitter サンプル構築のために使用したフラグと天体数の推移。

異なる “Wide”, “Deep”, “Ultradeep” の 3 種類の観測が行われている。3 種類のうちの 1 つである

る連続光フラックス密度 fri を以下のようにして見“wide” では 5 種類の広帯域フィルター (g, r, i, z,

積もる (Shioya et al. 2003)。

y) での観測が行われ、最終的には 1,400 平方度の観測が予定されている。Deep, Ultradeep の観測は、
前述の 5 種類の広帯域フィルターに加えて N B816,

N B921 といった複数の狭帯域フィルターを用いた観測も行われている。一方、CHORUS は HSC-SSPのターゲット天域のひとつである COSMOS 領域に対して、HSC-SSP では観測しない狭帯域フィルター(N B387, N B527, N B718, IB945, N B973) を用いた観測を行うプロジェクトである。
我々は、HSC-SSP と CHORUS のチーム内部向け
リリースデータである S17A カタログの測光データを用いて、COSMOS 領域において高赤方偏移 (z ∼4.9) の AGN 候補天体のサンプル構築を行った。初めに、宇宙線の影響を受けていたり明るすぎる天体

fri = 0.68fi + 0.32fr(1)

fi , fr はそれぞれ、i, r バンドの等級に相当するフ
ラックス密度を表している。r バンド、i バンドはそれぞれ N B718 を挟むように位置しており、それぞれの中心振動数から係数を決定した。
この fri に相当する等級を ri としたとき、以下の以下の条件を満たす天体を、N B718 emitter とした。

ri − N B718 > 0.3(2)

ri − N B718 > (ri − N B718)3σ(3)

N B718 < 26.0

(4)(2) 式により、N B718 の等級が連続光の等級に対しが近くに存在したりするなどの理由から正しく測光て 0.3 等明るい天体を選出している。これは、等価が行われなかった天体を、HSC 解析パイプラインに幅が 35 Å 以上である天体を選出していることと同義

より与えられたフラグによって除去し、クリーンサ

である。ri の限界等級 (27.04 mag) より暗い天体にンプルを作成した。使用したフラグについてまとめ

ついては、ri − N B718 は、rilim − N B718 の値を採たものを図 1 に示した。次に、そのクリーンサンプ

用する。(3) 式では、(ri − N B718)3σ が ri − N B718

ルの中から、N B718 と N B921 でフラックス超過をの誤差の 3σ の値を表しており、(3) の条件によって示す輝線天体 (N B718 emitter, N B921 emitter) の示された狭帯域フィルターにおけるフラックス超過

選出を行った。まず初めに N B718 emitter の選出方が統計的に有意であるものを選択している。 (4) 式

は、rilim − N B718 の直線と、(3) 式の交点のよりも
N B718 フラックスには輝線光だけでなく連続光に 明るい天体を選出するような条件となっている。ri法について述べる。

よるものも含まれているため、N B718 の波長におけの等級が限界等級よりも暗い天体については ri lim

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校− N B718 の値を用いて輝線天体の選出を行うため(4) 式を満たさない天体、つまり ri の限界等級より暗い天体は、(3) 式によって除かれる。

3

ri-NB718

N B718 emitter として選出された天体は 1046 天体、 N B921 emitter として選出された天体は 996 天体であった。そして、この 2 つの狭帯域フィルター

rilim - NB718
ri - NB718 > 0.3 (2)NB718 < 26.0 (3)NB718 clean sample
NB718 emitterri − NB718 > (ri − NB718) σ (4)で共にフラックス超過を示す天体は 40 天体であった。この 40 天体について、HSC の全バンドでの画像を目視で確認し、天体が確認できない等の問題が3

2ある 7 天体を除いた 33 天体を N B718 と N B921の両方で輝線放射を示す天体とした。

1
0

−1
20

Results and Discussion

22.0

21

22

23

24

NB718

25

26

27

22.2

28

AB msgnitude (magÅ

4

3

22.4
22.6

図 2: N B718 等級の連続光に対する超過を N B718の 関 数 と し て 示 し た 図 。黒 い 点 は 、は す べ て のN B718 クリーンサンプルを示している。赤色の実
線は ri − N B718 = (ri − N B718)3σ (3) の条件を、

g-bandr-bandi-bandz-bandy-band
NB718
NB921
NB718
NB921

22.8
23.0
4000

5000

6000
7000
wavelength (ÅÅ

8000

9000

10000

青色の実線は ri − N B718 = rilim − N B718 の関

図 3: 高赤方偏移 AGN 候補天体の一例。各点は 5 種数を表している。青色の点線は ri − N B718 = 0.3

類の広帯域フィルター (g, r, i, z, y) と 4 種類の狭帯、青色の破線は N B718 = 26.0 を示している。橙色

域フィルター (N B718, N B816, N B921, N B973) のの点は (2) (3) (4) の条件により選出された N B718

等級をプロットしている。x 方向の誤差棒は、各フィ

emitter を表している。

ルターのバンド幅を示し、y 方向の誤差棒は 1σ の等級誤差を示している。

狭帯域フィルター N B921 についても同様の手法
で連続光のフラックス密度に相当する等級を求めた。

N B718 と N B921 の両方でフラックス超過を示

その際、N B921 は z バンドと y バンドの間に位置す天体が z=4.9 の天体である場合、連続光放射にラしているため、N B921 の波長帯に相当する連続光のイマンブレイクが見られるはずであるため、g バン

フラックス密度 (fzy ) の計算には z バンドと y バン

ドで非常に暗いことが期待される。そこで、N B718

ドの測光データを用いる。fzy の計算方法を (5) 式と N B921 の両方でフラックス超過を示す 33 天体のに、N B921 emitter の選出条件を (6) (7) (8) 式に

可視光線におけるスペクトルエネルギー分布を確認示す。

したところ、図 3 に示すようにライマンブレイクがfzy= 0.69fz + 0.31fy

zy − N B921 > 0.2
zy − N B921 > (zy − N B921)3σ(5)

見られる天体が 10 個あることが分かった。このスペ

クトルエネルギー分布からは、z=4.9 の 2 型 AGN(6) に期待される、顕著なライマンブレイク、等価幅の(7) 大きな Lyα および CIV 輝線の特徴が明瞭に確認で(8) きる。このことから、複数の狭帯域フィルターを使用する方法により確かに z=4.9 の 2 型 AGN が選
ただし、N B921 は N B921 の等級、zy は N B921 出できることが分かった。
N B921 < 25.45の波長帯に相当する連続光の等級、(zy − N B921)3σ

図 3 に示した例について、N B718、N B921 で観測

は zy − N B921 の誤差の 3σ の値を表している。

された狭帯域フィルターの超過量を比べると、N B718

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
での超過量の方が大きい。N B718、N B921 で観測された狭帯域フィルターの超過量をそのまま輝線の強さだと仮定すると、N B718 の波長帯に赤方偏移す
る Lyα 輝線のほうが N B921 の波長帯に赤方偏移す
る CIV 輝線に比べて明るいことが示唆される。高赤
方偏移の 2 型 AGN について Lyα のほうが CIV に比べて明るいという結果は、Matsuoka et al. (2009)などで報告されている結果と一致している。

Reference
Aihara et al. 2018, PASJ, 70, 8
Matsuoka et al. 2009, A&A, 503, 721
Miyazaki et al. 2018, PASJ, 70, 1
Shioya et al. 2003, ApJ, 695, 546

——–index

c1

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Search for the most massive overdensities at z ∼ 2.2 with
Subaru HSC
Yongming Liang (総合研究大学院大学 天文科学研究科)

Abstract
The correlation on the distribution between the neutral hydrogen intergalactic medium (IGM) andgalaxies now attracts great interests. In the MAMMOTH project, (Z. Cai et al. 2016a) found that
Coherently Strong Lyman-α Absorption Systems can be ideal tracers for the most massive overdensities.
We performed deep narrowband imaging on the 8.2-m Subaru Telescope with Hyper Suprime-Cam(HSC) to probe the Lyman Alpha Emitters (LAEs) in such most extreme group of HI absorbers, where
the eﬀective optical depth over 20 cMpc is 4 to 6 times higher than the mean optical depth at z∼2.2,
in the quasar spectra drawn from the complete SDSS-III/BOSS database over 10,000 deg2 , which isone order of magnitude larger than any existing high-z galaxy survey, enabling the discovery of therarest and most massive systems. Through this work, we expect to construct a statistical sample ofmassive overdensities at the so-called

Cosmic Noon . Here we show our preliminary results for the

first two observed fields where we found large scale structures and galaxy overdensities. In the future,
we will carefully analyze the correlation between our LAEs overdensity sample and IGM, indicated by
the optical depth data from Lyα absorption in background quasars.

1

Introduction
Massive large-scale structures (LSS) at z∼2.2 areimportant labs for the study of complex interactions
between galaxies and intergalactic medium (IGM),
But it is not an easy mission to search for them anda systematic way of searching is highly desirable
for statistical analysis. To explore a possible solution, (Z. Cai et al. 2016a) has carried out simulations in the MApping the Most Massive Overdensities Through Hydrogen (MAMMOTH) project, andthey found there exists significant correlation between the most massive halos and the Coherently
Strong Lyα Absorption system (CoSLAs) at over
15 cMpc scale. CoSLAs is a kind of extreme Lyα

図 1: The principle of utilizing CoSLAs to traceabsorption system whose optical depth is over 4.5

overdensities.(Z. Cai et al. 2016a)

times of the mean value, which we can find in spectrums of quasars. The basic priciple is shown in overdensities systematically. Especially if we apply
the method into SDSS-III/BOSS field, which covers
Fig.1.
2
With this useful tool, we can search for massive over 10,000 deg , corresponding to a survey volume

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
of 1 Gpc3 , our searching volume will be one order hints of CoSLAs candidates, with optical depthof magnitude larger than any high redshift galaxies τeﬀ > 4 × ⟨τeﬀ ⟩z∼2.2 . Another criteria is that thesurvey at z>2. It enables us to search for the rearest number of LoS within a diameter of ∼0.7 deg, corand most massive structures at z∼2.2. And because responding to the size of the FoV of HSC, is large
Subaru Telescope has an aperture of 8.2 meters, we enough, on account that we would like to make fullare ble to reach deep with a long exposure even use of our LAE overdensity sample to analyzy theusing a narrow band filter (NB). Moreover, thanks overdensity and Lyα absorption correlation. And
to the wide filed of view (FoV) of Hyper Suprime- an example of the candidate fields is shown in Fig.
Cam (HSC), which is 1.5 deg of the diameter, larger

3.

scale could be studied for the LSS and thus a larger
overdensity sample volume is possble to be built.
With these advantages, we are motivated to carryout deep narrow band imaging observation on Subaru/HSC to build up an unique and statistical LAEs
overdensity sample traced by CoSLAs, ie. IGM, andstart the first study to learn their correlations.

図 3: An example of IGM optical depth map inour candidate fields.

The color and size show

15h−1 M pc
τeﬀ
/ ⟨τeﬀ ⟩, and the double circles represent

CoSLAs.
Aiming at constructing a statistical sample ofgalaxy overdensity, we coorperated with UCSC topropose two proposals, and 5 fields are proposed ineach one respetively. The UC proposal was applied
through the exchange time policy and won one nightfor on-site observation, but no data is obtained due
図 2: Our motivation and goals.

to bad weather. NAOJ proposal was appoved as
A grade with 2 nights in Queue HSC mode, andwas carried out in Jan. 2018. But because of the2

poor weather condition, only good g-band images

Observations and Data pro- are obtained for two out of the five candidate fields,
while NB387 images of the two fields are partially
cessing
The candidate fields for our Subaru/HSC obser-

vation was selected out by investigating Lyα absorption in the SDSS-III/BOSS quasar spectra ata scale over 15 cMpc/h near redshift 2.2.

The

first criteria is within a central region of 2’×2’,
there should be at least 4 lines of sight(LoS) haveinfluenced by large seeing ranging between 1.2-1.5
arcsec, stray light of a nearby bright Mira and closemoon light, which results in a shallower image thanwe expected. But the proposal will be still continued in next Subaru S18B semester.
Although the first obtained data is of poor quality, but we have tried to firstly work on it to see

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
preliminary results follwing a process as Fig. 4.
The raw images are reduced by HSC pipeline 5.4.
Then we use SExtractor to perform source detections with a detection area of 20 pixels and over
1.2 sigma to the background RMS. The magnitude
is measured in an aperture of 2 arcsec. As poor
weather has aﬀected some regions of the FoVs, making these area low in signa-to-noise ratio (S/N),such regions are masked for further relible analysis, together with regions which are neighbored withbright stars. Then we apply the following criteria
which is similar to (K. Mawatari et al. 2012) to select out LAEs:
g − NB387 > 0.83 ⇔ EW0 > 20Å,







NB387 < 24.73(AB) ⇔ Mlim,3σ

図 5: Color magnitude g NB387 vs. NB387. Blackdot lines are the 3 criteria for LAEs selection andthe orange points are the detections passing the selection.

g − NB387 > 3σcolor

535 and 598 candidates passing these criteria in
BOSSJ0210 and BOSSJ0222 respectively, and they
are shown in Fig. 5 for BOSSJ0210 as an example.
Contaminants are then exclueded visually, and 511
and 543 LAEs remain in the final catalog. Some
examples of the selected LAEs are shown in Fig. 6.
図 6: Examples of LAE candidates.

ments and voids are hard to be found in the past at
z 2, if without a FoV as lareg as HSC. The overden図 4: Data processing pipeline.

Then we apply a fixed aperture method to makeclustering analysis for our LAEs sample. We choosea typical size of 5 cMpc/h (Y.-K. Chiang et al.
2013) as the aperture and the mean number density is calculated within our FoVs, as ∼1.7 deg2
is large enough for statistics. Only the apertures
overlapped by mask regions below 50% are used foricalculating overdensity δ = N− 1.
Nsity contour map of both field are shown in Fig. 7.
As our next step will go forward to study the correlation between the LAEs overdensity δLAE and the
15Mpc/hoptical depth τeﬀ

of Lyα absorption in the LoS

of background quasars, the preliminary result of the
15Mpc/hposition and the τeﬀ

of the sightlines are alsoplotted in the figure.
Another interesting result is some found Lyα
blobs, which are extended sources with strong Lyαemission. Here we show one of the most extended
sources found in our catalog in Fig.

3

Preliminary results

8, whose

extendness, defined as area with surface brightness over 0.06 × 10−16 erg s−1 cm−2 arcsec−2 here,

In both fields, we found interesting massive LSS reaches over 20 arcsec, corresponding to ∼170 phiwith overdensity δ5cM pc/h 2. Such large-scale fila-

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

4

Summary and future plan
In this poster, I firstly introduce the concept of

CoSLAs come up by (Z. Cai et al. 2016a) and that it
could be used to trace massive overdensities. Then
I introduce our observation using the Subaru/HSC
tp perform deep NB387 imaging for candidate fields
traced by CoSLAs. After that, raw data is reducedby HSC pipeline 5.4 and sources are detected by
図 7: Contour map of LAEs overdensity. The black

points represent the position of LAEs. The positionof sight lines of quasars in BOSS dataset marked as
red stars, whose size and color thickness propor15Mpc/htional to τeﬀ.

SExtractor, in which magnitude is measured with
an aperture of 2 arcsec. LAEs are then selectedout from the detections and clutering analysis isalso performed for the 2 obtained fields. With theseanalysis, I show the first preliminary results that we
find some interesting massive structures and Lyα
blobs in the selected fields.
In the future, We will further perform correlation analysis to study the relationship between our
LAEs overdensity sample with Lyα absorption from
SDSS-III/BOSS dataset. Moreover, in addition tothat the S17B proposal will be contiued in the next
semester, our new Subaru Queue HSC proposal for
S18B has also been approved with grade B, and it
is allocated 1 night for 2 additional fields. So we are
hopefully to further promote our sample volume tomake the correlation result more statistically confident.

ReferenceCai, Zheng; Fan, Xiaohui; Peirani, Sebastien; Bian,
Fuyan; Frye, Brenda; McGreer, Ian; Prochaska, J.
Xavier; Lau, Marie Wingyee; Tejos, Nicolas; Ho,Shirley; Schneider, Donald P., 2016a, ApJ, 833, 135.

図 8: An example of the found diﬀused Lyman-

Alpha Blobs(LABs), which is extended over 20 arcsec ( ∼170 pkpc ).
cal kpc.

Mawatari, K.; Yamada, T.; Nakamura, Y.; Hayashino,T.; Matsuda, Y., 2012, ApJ, 759, 133.
Chiang, Yi-Kuan; Overzier, Roderik; Gebhardt, Karl,
2013, ApJ, 779, 127.

——–index

c2

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ダークマターハローのカスプ-コア遷移におけるガスの力学的作用
佐々木 竜志 (筑波大学大学院 宇宙物理理論研究室)

Abstract
本発表では Navarro,Eke & Frenk (1996)、Ogiya & Mori (2011)、Ogiya & Mori (2014) で考えられたダー
クマターハロー (DMH) のカスプ-コア問題の研究成果についてレビューをする。Navarro et al. (1996) では
超新星のフィードバックでカスプが平坦化されると示された。Ogiya & Mori (2011) では人工的な 2 体緩和の影響を指摘した上で、超新星のフィードバックで掃き出される星間ガスの質量損失時間に着目した。瞬間的な質量損失を仮定した場合でも、カスプは一時的に平坦化されるがしばらくするとカスプが回復してしまい、
カスプからコアへの遷移は見られなかった。これにより単純な質量放出モデルでは、カスプの平坦化に十分な影響を与えないという結論を得た。つまり、一般に言われているような超新星のフィードバックのモデル
では DMH の観測と理論の矛盾を解決する事ができないことを主張した。一方で、Ogiya & Mori (2014) ではより現実的な星間ガスの運動モデルを検討した。超新星のフィードバックによりガスは加熱膨張されるが、この膨張するガスは放射冷却によりエネルギーが散逸され、再度銀河中心に落ち込むようになる。ガスが中心に集められると高密度領域ができ、そこで再び星が生成され、さらなる超新星爆発を誘起する。この再帰的なガスの運動によりガスは膨張収縮を繰り返し、ガスの重力ポテンシャルが変化していく。このガスの重力ポテンシャルの周期的な変動が DM の運動に影響を与える。中心部の DM 粒子はエネルギーを獲得して、より外側に膨張することになる。Ogiya & Mori (2014) では、共鳴条件を満たす位置でカスプからコアへの遷移が見られたため、この過程が DMH の中心部のカスプからコアへの遷移過程のカギを握る事がわかった。

1(1) 式において、α = 1 の時を NFW profile(Navarro,

Introduction
コールドダークマター (CDM) モデルは、宇宙の構造形成のパラダイムとして広く受け入れられている。一方で、銀河よりも小さいスケールにおいては、
いくつかの問題が指摘されている。近年の高分解能の観測によると、大多数の近傍矮小銀河に付随する

Frenk & White 1996)、α = 1.5 の時を FMM profileと呼ぶ。ρ0 , RDM はそれぞれ DMH のスケール密度、
スケール長を表す。また、FMM profile は近似的にMoore (1998) によって示唆されている密度分布対応
し、NFW profile に比べて中心部でべきが急である
ことがわかる。

ダークマターハロー (DMH) の密度分布は銀河中心においてコア構造 (平坦構造) を持つことがわかった。
しかし、CDM モデルに基づく宇宙論的 N 体シミュ
レーションによると、DMH の密度分布が中心部でカスプ構造 (中心で発散する構造) をとるという結果が得られている。この観測と理論の不一致がカスプ-コ
ア問題である。
ここで、DMH の密度分布を表すものとして、理論的に知られるモデルを 2 つ紹介する。

ρDM (r) =3
ρ0 RDM,αr (r + RDM )3−α(1)
図 1: DMH の密度分布 (Oh et al. 2011)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
図 1 は DMH の密度分布を観測と理論で比較したもガスのポテンシャルを取り除いた後 t ∼ 300td 程のである。点線が NFW profile、破線が ISO thermal

度経過したものを図 2 に示す。初期条件 (実線) に比

profile を表す。各シンボルは観測データである。観 べ、外部ポテンシャルの影響が加わったもののべき測結果は銀河の外縁部では密度分布はほぼ一致するが銀河中心部で緩くなっており、超新星フィードバッ

が、中心部では NFW profile から大きく外れている

クにより、カスプの平坦化が発生したと主張した。

ことが分かる。

2

カスプ-コアの古典モデル
Navarro, Eke & Frenk (1996) では、超新星フィー

3

カスプ-コア遷移と 2 体緩和

3.1

2 体緩和の考察

ドバックにともなう質量放出を受けた後 DMH の力

Ogiya & Mori (2011) は Navarro et al. (1996) で学進化過程を、N 体計算により調べた。まず安定な用いられた粒子数が 104 個と少ないため、人工的なDMH の密度分布を用意する。そこにガスの降着を2 体緩和を取り除けていないことを指摘をした。

想定し、中心部に外部ポテンシャルを挿入する。外緩和時間 trelax と力学的時間 td は部ポテンシャルを含めた DMH が準平衡状態に落ち着くのを待ち、超新星によるガスの outflow を想定

trelax ∼

0.1N
td
lnN

(3)

して、瞬間的に外部ポテンシャルを取り除く。そのという関係がある。Navarro et al. (1996) のシミュ

後の力学進化を調べた。

レーションでは図 2 の rh 内に総粒子の半分である

この研究では DMH 内の初期の密度分布として

Hernquist profile (Hernquist 1990)

5,000 個が含まれ、緩和時間は trelax ∼ 50td と見積もることができる。彼らのシミュレーションは約 300td(2)以上経過したものであるため、rh 内は 2 体緩和が効いを用いた。ここで、Mh , ah はそれぞれ系の質量とスカスプの平坦化に成功したと主張したが 2 体緩和の影ケール長であり、G = Mh = ah = 1 とした。

響を取り除けていなかった。Ogiya & Mori (2011) でahMh,ρDM (r) =2π r(r + ah )3てくることがわかる。つまり、Navarro et al.(1996) はガスのポテンシャルについては指数関数円盤を用

は、粒子数 106 (太い実線) と 104 (細い実線) で 100td

い、その大きさは円盤銀河の質量 (Mdisc ) とスケール経過させた時の密度分布を比較している (図 3)。

長 (rdisc ) に依存するとしてシミュレーションを行った。ソフトニングパラメータ、粒子数はそれぞれ、

ϵ = 0.03, N = 10, 000 とした。

図 3: 粒子数を変えた時の密度分布の比較

DMH のスケール長 (RDM = 2kpc) の 10%の領域の緩和時間は緩和時間 trelax ∼ 500td であり、本研究では人工的な 2 体緩和が効かない。
図 2: Mdisk = 0.2 での密度分布

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

超新星フィードバックに対する
力学応答

3.2

図 4 の左列が瞬間損失、右列が力学的時間に対し十分遅く質量損失が起きる場合 (Tout = 50td ) でのシ

ミュレーション結果である。ポテンシャルを加えて
Ogiya & Mori (2011) では、超新星によってガス 準平衡状態に落ち着いた時を t = 0 とし、各グラフが損失するタイムスケールに着目し、N 体計算によ 右上に経過時間を示してある。
る DMH の力学進化を調べた。

図 4 より、質量損失が緩やかな条件ではカスプは計算手法は Barnes-Hut tree 法を採用し、opening

平坦化されていないことがわかる。また瞬間的な損

angle パラメータ、ソフトニングパラメータ、粒子数 失を考えた時は、質量損失後一時的にカスプは平坦
はそれぞれ θ = 0.8, ϵ = 0.008kpc, N = 106 として 化されるがしばらく経過させるとカスプが復活するいる。

DMH の密度分布は (1) 式を用い、挿入するガスのポテンシャルに関しては、Hernquist ポテンシャル

Φb (r, t) = −GMb (t),r + Rb(4)を用いた。ここで Rb は外部ポテンシャルのスケール

ことがわかる。110td 経過した時カスプの復活は止まり、準平衡状態に落ち着く (この時、α = 0.85)。初期
条件 (破線) に比べると平坦化されているが観測の値
は α = 0.2 ∼ 0.3(Spekkens et al. 2005) であるため、単純な超新星フィードバックモデルでは DMH のカ
スプの平坦化に十分な影響を与えないという結論を長である。また、Mb (t) は baryon の総質量 Mb,tot 、 得た。
損失時間 Tout を用いて(
Mb (t) = Mb,tot 1 −

t
Tout

)
,

(5)

カスプ-コア遷移と再帰的

4

超新星フィードバックと表す。瞬間損失を仮定する場合は単に Mb = 0 とする。

単純な超新星フィードバックモデルでは、カスプからコアへの遷移は困難であることが Ogiya & Mori

(2011) で示されたため、カスプ-コア問題を CDM モ
デルの範疇で紐解くためには、より現実的なモデルを構築する必要がある。Ogiya & Mori (2014) では
超新星で掃き出されたガスが放射冷却によりエネル
ギーを失ったのち、銀河中心のポテンシャルにより再び中心に戻ってくるといった、より現実的な状況を想定した。このとき、ガスが集められることで星形成が起き大質量星では超新星を起こしガスを掃き出す。このようにガスの膨張と収縮の繰り返しをモデルとして扱う。

4.1

解析モデル

彼らは、DMH にガスの再帰的ポテンシャルの摂動を与えた場合の線形解析を行い、ガスの重力ポテン
シャルの振動とダークマター粒子との間の共鳴条件nΩ ≈ kv0 を解析的に見出した。これにより、線形解析の範疇においてコアを示す位置は
図 4: 質量欠損時間を変えた密度分布比較

rcore = t−1
d (T ),(6)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
で決まることを主張した。また共鳴条件 nΩ = kv0
に対し、xcore ≪ 1 という近似を用いると、NFW モ
デルの rcore は(rcore = 25

Mvir
109 M⊙)1/3 (T
107 yr

)2
pc,

(7)

と、より単純な式で表されることを示した。

4.2

非線形力学進化過程

計算手法は Ogiya & Mori (2011) と同様で、

opening angle パラメータ、ソフトニングパラメー

図 6: 解析、数値計算での rcore 比較

タ、粒子数はそれぞれ θ = 0.6, ϵ = 0.004kpc, N =シミュレーションでのコア半径 (rsim ) を初期密度

16, 777, 216 としている。

の半分の値となる最外点と定義すると、図 5、図 6 よ
DMH の密度分布は NFW profile を用いる。ガ り、線形解析による共鳴条件を満たす半径とシミュ
スのポテンシャルは Hernquist profile(4) 式におい レーションによって求められたコア半径が内側にあて、Rb = Rb (t) とする。ここで、Rb (t) は Rb (t) =るときは一致することが分かる。

0.5[Rb,max − Rb,min ][1 + cos(Ωt − ϕ0 )] + Rb,min であり、周期的に変化する。図 5 に、NFW モデルでの振動周期 T = τ, 3τ, 10τ とした時の DMH の密度分布を示す (ここで、τ = td である)。

5

まとめ
Navarro et al.(1996) ではカスプが平坦化されたように思われたが、人工的な 2 体緩和の効果を取り除
けていなかった。Ogiya & Mori (2011) では人工的な 2 体緩和の影響を取り除いた上で、瞬間的なガス損失を仮定してもカスプの十分な平坦化は見られなかった。Ogiya & Mori (2014) では超新星が周期的に複数回起こるモデルを考えた。共鳴条件 を満たす
時カスプからコアへの遷移が見られたため、エネル
ギー輸送プロセスを考え、ガスの力学的作用を考慮することは DMH 中心部の密度勾配のべきを緩めることに重要な役割を担うと結論づけた。
図 5: T = τ, 3τ, 10τ での密度分布比較

T = τ, 3τ ではカスプが平坦化されていることがわ

Reference

かる。つまり、ガスの力学的作用によって中心部のNavarro,J.F., Eke,V.R., & Frenk,C.S.
1996a,MNRAS,283,L72

密度が減少していることがわかる。ただし、T = 10τ

Ogiya,G., & Mori,M. 2011,ApJL,736,L2

では中心部に大きな密度領域が生じる。また、図 5

Ogiya,G., & Mori,M. 2014,ApJL,793,46の垂直実線、図 6 の実線は (6) 式を表し、図 5 の垂Spekkens,K., Giovanelli,R., & Haynes,M.P.
2005,AJ,129,2119

直破線、図 6 の点線は (7) 式を示す。

Madau,P., Shen,S. & Governato,F. 2014,ApJL,789:L17
Oh,S.-H., de Blok, W.J.G., Walter,F., Brinks,E., &Kennicutt,R.C.2011,ApJL,141:193

——–indexc3

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

棒渦巻銀河 NGC1300 における星形成活動と分子雲の性質
前田 郁弥 (京都大学理学研究科宇宙物理学教室)

Abstract
棒渦巻銀河の棒部では顕著なダストレーンが見られ星形成の母体となる分子ガスが豊富にあると思われる
が、HII 領域は見られず、重い星の形成が抑制されていることが知られている。この原因については近年の研究により、棒部では分子雲衝突の相対速度が大きく、衝突している期間が短いため、重い星が形成されない可能性や、分子雲が重力的に束縛されていない可能性などが指摘されているが依然として不明である。これまでの棒渦巻銀河の CO 観測から棒部での星形成効率（SFE）は、腕部に比べて 2∼3 倍低いことが知られている（e.g., M83, NGC4303）。しかし、これらの棒渦巻銀河の棒部には星形成が見られるものがあり、星形成抑制の原因を調べるためには、抑制が非常に顕著に表れている棒部（強い棒部）を持つ銀河を対象とする方がより理想的であろう。
すでに我々は、そのような特徴を持つ銀河のうち最も近い NGC1300(距離 20Mpc) と NGC5383(距離 35Mpc)
について、野辺山 45m を用いた CO 観測により、棒部にも分子ガスが豊富に存在することを確認している。
そこで今回この結果を用いて、これまで定量化されていなかった強い棒部を持つ棒渦巻銀河の SFE を導出した。NGC1300 の星形成率は HST の Hα 画像を用いて導出し、NGC5383 については過去の Hα 観測結果を用いた。導出の結果、両方の銀河において棒部の SFE は腕部に比べ 1 桁近く小さいことがわかった。今回の結果はこれまで観測された棒渦巻銀河に比べて、強い棒部では著しく SFE が小さいことを示している。
さらに我々は、棒部と腕部の分子ガスの性質を詳しく調べるため、ALMA を用いて NGC1300 の CO(1-0)の観測を、角分解能約 50 pc で行った。その結果、棒部の HII 領域が見られない領域でもダストレーンに付随して 50∼100pc スケールの分子ガスの構造があることがわかった。今後は、分子雲を同定しその性質について棒部と腕部の違いを調べていく予定である。

1

Introduction
棒渦巻銀河の棒部では顕著なダストレーンが見ら

れ星形成の母体となる分子ガスが豊富にあると思われるが、HII 領域は見られず、重い星の形成が抑制されていることが知られている。これまでの研究では、棒構造に突入する分子雲の速度が大きいために観測的には、これまでの CO 観測から棒部での星形成効率（SFE）は、腕部に比べて 2∼3 倍低いことが知られている（e.g., M83; Hirota et al. 2014,

NGC4303; Momose et al. 2010）。しかし、これら観測されてきた棒渦巻銀河の棒部には星形成が見られるものがあり、抑制が非常に顕著に表れている棒部（強い棒部）を持つ銀河を対象として星形成抑制

分子雲が破壊される可能性 (e.g., Tubbs 1982)、強いの原因を調べることがより理想的であろう。そこで

Shear によって分子雲の形成が抑制されている可能

我々は、そのような特徴を持つ銀河のうち最も近い性 (e.g., Athanassoula 1992)、あるいはその両方の可能性 (Reynaud & Downes 1998) が示唆されてきた。近年では、棒部では分子雲衝突の相対速度が大きく、衝突している期間が短いため、重い星が形成されない可能性 (Fujimoto et al. 2014) や、分子雲が重力的に束縛されていない可能性 (Sorai et al. 2012)などが指摘されているが依然としてその原因ははっきりしていない。

NGC1300(距離 20Mpc) と NGC5383(距離 35Mpc)を対象とした。残念ながら、これまでこの銀河の棒部・腕部の CO 観測は行 われておらず、星形成活動や分子雲の性質は定量化されていなかった。そこで
我々はこの研究の第一段階として、野辺山 45-m 望遠
鏡、HST を用いて星形成効率の導出を行った。以下
では、主に NGC1300 について紹介する。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

星形成効率

2.1

分子ガス面密度

2.3

星形成効率

星形成効率、SFE は

分子ガス質量は、野辺山 45m を用いた CO(1-0)

SF E =

観測により求めた (Maeda et al. 2018)。観測され

ΣSFR
Σmol

(3)

た CO(1-0) の velocity-integrated intensityICO 及び、 と定義される。図 2 に求めた SFE を示す。この図
分子ガス面密度 Σを表 1 に示す。Σ
は以下の は縦軸に ΣSFR 、横軸に Σmol をとった、いわゆる
mol

mol

Kennicutt-Schmidt relation であり、斜めの黒い点線式で求めている。

が SFE が一定である線を示す。色のついた領域は近Σmol = αCO ICO cos i(1) 傍の渦巻銀河の観測結果である (Bigiel et al. 2008)。

ここで、αCO は CO-to-H2 coversion factor であり、4.36 M⊙ (K km s−1 pc2 )−1 とした。また、i = 35◦
は NGC1300 の inclination である。表 1 を見ると棒部にも腕部と同じくらいのガスの量があることがわかる。

これを見ると、腕部は近傍の渦巻銀河と同等の SFEであるのに対して、棒部の SFE は腕部に比べて 1 桁
近く小さいことがわかる。これはこれまで観測された棒渦巻銀河 (e.g., M83, NGC4303) に比べて、強い
棒部では分子ガスが腕部と同じくらい豊富にあるにも関わらず著しく SFE が小さいことを示している。

1 点、Arm C の SFE が低くなっているが、この点は2.2

もともと Hα が無いことと矛盾しない。

星形成率面密度

星形成率を求めるため、HST のアーカイブデータをもとに Hα 画像を作成した。具体的には広帯域フィ
ルター F555W(V)、F814W(I) によって撮られたの画像を元に Hα の波長における連続光画像を作り、狭帯域フィルター F658N(Hα) によって取られた画像から差し引いて作成した。より詳細な方法は Böker etal. (1999)、Gutiérrez et al. (2011) を参照していただきたい。
求めた星形成率面密度 ΣSFR を表 1 に示している。
星形成率面密度は以下の式で導出している。

3

ALMA による CO(1-0) の観測
著しく星形成が抑制されている棒部と活発な星形

成活動をしている腕部において分子雲の性質に違いがあるかどうか調べ、その原因を探るため、ALMA
望遠鏡を用いて高角分解能な CO(1-0) 観測を Cycle

5 で実施した。観測領域は図 1 に示してる。FoV は約54 秒であり、角分解能は約 0.35 秒 =35 pc である。
観測の結果、腕部・棒部において 50∼100pc スケー
ルの分子ガスの構造があることがわかった。これは、

(

)

(

) HII 領域が見られない領域においても分子雲が形成

KHα
ΣSFR
= 3.81 × 1049
M⊙ yr−1 kpc−2
M⊙ yr−1 erg−1 s
されているが、星形成は起きていないことを示す可
(
)2 (
)−2
)(
D
FHα
R
能性がある。今後は、分子雲を同定しその性質につ
×
cos i
Mpc
erg cm−2 s−1
kpc
いて棒部と腕部の違いを調べていく予定である。
(2)

ここで、FHα は Hα の flux である。KHα は Hα 光度と星形成率の変換係数で、ここでは 5.3 × 10−42(Calzetti et al. 2007) を用いている。D は NGC1300までの距離、R は観測した領域の半径（670 pc）である。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ies

x
ala
lg

ira

Sp

表 1: NGC1300 の分子ガス面密度と星形成面密度.1RegionICO(K km srvations with ALMA

1.2

Σmol
−1

)

Bar A

2.8 ± 0.3Bar B

4.7 ± 0.3

(M⊙ pc−2)ga

f pc−2 )(M⊙atyro−1hd t −3.06+0.17

10.2 ± 1.1 an
11RSF
17.0 ±of1.1
ity
ns ± 1.3
e17.7

slog ΣSFR
sa

(1.

)
2.1

−0.08
−2.78+0.14−0.05−1.74+0.06−0.05−2.30+0.13−0.12−2.83+0.24
−0.18

g.,
(e.
n
d
Arm A
4.9 ± 0.4
io
an
lut
d
2
o
.00248.S)
e
H
s
y
Σ
e
Arm B
3.0 ± 0.4fac 10.7 ± 1.4
sb
cr
r
s.
e
i
p
v
u
s
(a) Hα
R
nd
e 0.4
lax
b-k
Arm C
3.2th±
11.4 ± 1.6
× 2 points (Arm & Bar)su.
Σ SF al ga xes a
.4 .
(
n
t
n
8
1
e
a
s
s
r
e
io
Σ H2
Σ ga
flu
ies
tw
lat
ion ation d spi
x
t
.
e
e
∝
R
s
a
r
a
I
0.”30 = 42pc × 30pc
v
e
)
el
al
el
R
nb
ar r
Sr
µm
KS
FR
Sr
tio
ng
Σ SF
b
i
(
S
a
K
Σ
K
4
l
t
2
d
f
on
on
he
l re
hrs / pointtheHα imagechmi
ati
asubtracted
nd
dt
no
yn
s
a
HαUsingrmcontinuum
b
e
o
2)
b
t
i
o
r
w
V
a
o
-S
at
.2.
fo
ALMA-Arm
gl
ga
e
t
l
i
h
U
1
t
r
t
e
n
a
s
(
F
a HST, we
8
trfrom
icukpc nvesSt
at 2.0 km/s bin
nd derived SFEs on 1.3
of Arm
1.4 of 1
gh A
i
nn
i
n
ou
e
t
e
e
f
2
o
r
.
on
v
e
K
ti
d
1
ha
the
igu mpl
ssi s
na
an
i
he
scale:
s
i
F
t
s
s
n
b
a
em
ie
⌃SFR n as 1 atio 11). n a s com show
thi
lax
i
0
Hα x ofw (yr er)v
SFE
=
)
a
o
2
m
ga
a
c
Arm B ⌃ kn
s
.4(
fro
0 p from
rom inde1fll H2 on ob t al.
5
s
e
e
7
d
re
e
w
i
Arm B sured
the hangofislut
ure Figu
ba
n
s
o
w
n
u
a
o
c
s
a
r
o
i
o
t
C
h
h
y
me
-re
ati ArmB
me
1).
Sc• SFEs in Arm
olu A re to
rdl
0.2 .
sArm
re Bated
gh are8; comparableBara−rel A &
i
±
e
e
h
e
r
0
h
s
0
i
w
(2
1.
w
e
tig dexnt
20
Th observations
Rs nves
Σ H2
CO
ce
Rs
t thspirals.
ofprevious
of
F
e
.
a
F
l
∝
n
i
S
R
t in
)
S
om atio
fi
e
y
ta
R
.
2
r
e
)
h
f
H
t
F
e
8
l
I+
ΣS
el
Th Cbesn t . Arm
red times
gie s. Σ H (200 aresu~10
heSre• SFEs in bargw
K
Bi of NGC1300
a
a
v
r
e
BaraA
t th
e
l.
m
a
g
a
l
R
m
SF
an
cu
et
re
1.1 ed thchsmaller thanΣ that
arm.
ole
=
iel inBar
wBe
t
g
o
m
s
i
ow
Bar
t
B A aseo n of A V d sh
-fi
)
t
d
g
s
s
(b
an
be
H2
→ SF is remarkably
suppressedinult ction
n
a
s
o
e
i
ALMA-Bar
r
th
in
lut
wi
ese t ext
so
h
e
t
r
t
strongly bar regions.
lus
tia : Arm , Blue : Bar
tha ge d pRed
a
d
ra
rte
h s Kennicutt-Schmidt
図 1: NGC1300 の観測領域。画像は HSTpoが撮った
ve 図 it2:関係。斜めの黒線がawith
Color regions by Bigiel
et al. (2008) SFE• The low SFE in Arm C is consistent
e
w
e
r
h
e
t
y
g
e
Hα image。青丸が野辺山 45m で観測した領域で、NGC1300の観測結果。
show SFEs in 18 nearby
spiralgalaxies
an 一定の線である。赤・青丸がing
Ththere.
chtheabsentofHII
regionsm′′uBeamsize は 15 = 1.5kpc である。赤丸がon 0.75 kpc
scale.
Bigielet al. (2008) の結果であり、
aw 望 色のついた領域は
ass ALMArl′′we
遠鏡で観測した領域であり、FoV は約 54
po 、角分解 緑線はその結果を直線で fit した結果である。水平な能は約 0.35′′ = 35 pc である
点線は
HST のノイズレベルを示している。
a)very low SFEs in strongly bar region(

Reference

Gutiérrez, L., Beckman, J. E., & Buenrostro, V.
2011, ApJ, 141, 113

Athanassoula, E., 1992, MNRAS 259, 345

s
by
ar f
e
n
o
of tionMaeda, F., et al. 2018, PASJ, 70, 37
2
a
H
(1
in
I+
Σ H omb )/I CO.
1
vs a cit o
Momose, R., et al. 2010, ApJ, 721, 383(2− m
R
I CO ity li iv
SF fromΣob) red rati sitiv nsit
u
e
n
d(
y
Sorai, K., et al. 2012, PASJ, 64, 51
an eas nsit e se he s denteht
H2 e mtw
in −1 . T enlo
. Σ er
Tubbs, A.D. 1982, ApJ 255, 458 R vs Rs w ith a −1 ) pres thes ) re rom
FSF)w) Σ 8). S − 1 K km l (a on fa(2 −2 (
ne siti: ( 001.4 l. (2 CO0 cm in pa tranerut a rom 2
hene
Fig iel e ed f × 10 d li te t
e
a
r
g
t
i
0
c
B asu f 2. dot ndiilme tor o tica (b)
l
r
c
e
e
fa e van
Th in pelin

Hirota, A., et al. 2014, PASJ, 66, 46
Bigiel, F., et al. 2008, AJ, 136, 2846
Böker, T. et al. 2008, ApJS, 124, 95
Calzetti, D., 2007, ApJ, 666, 870
Fujimoto, Y., et al. 2014, MNRAS 445, L65

——–indexc4

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

XCLUMPY: X-Ray Spectral Model from Clumpy Torus
and Its Application to Circinus Galaxy
谷本 敦 (京都大学大学院 理学研究科)

Abstract
We construct an X-ray spectral model from a clumpy torus in an active galactic nucleus (AGN) with
Monte Carlo simulation for Astrophysics and Cosmology (MONACO: Odaka et al. 2016). The geometryof the torus is same as Nenkova et al. (2008a,b), which adopt a power law distribution in the radial
direction and a normal distribution in the angular direction. We investigate the dependence of the Xray continuum. We apply our model to the Circinus galaxy observed with Suzaku, XMM-Newton, and
NuSTAR. Our model can reproduce the observed broadband X-ray spectra. We obtain the hydrogen24
column density along the equatorial plane NHEqu = 34.9+0.65
cm−2 and torus angular width−0.52 × 10

σ = 32.1+0.45−0.33 degree.

1

Introduction

pecially Fe Kα at 6.4 keV flux also depends onthese torus parameters. Recently, the torus is most

There is obscuring matter consisting of gas anddust called torus that surrounds a super massive
black hole (SMBH) and accretion disk (Antonucci
1993; Urry & Padovani 1995). This torus plays

likely a group of many dusty clumps (clumpy torus:
Krolik & Begelman 1988; Wada & Norman 2002;
Hönig & Beckert 2007). Nenkova et al. (2008a,b)
constructed the infrared spectral model from thean important role in active galactic nucleus (AGN)clumpy torus. Their model could reproduce AGN
feeding. This is because this torus is a mass reserinfrared observations.
voir existing between the SMBH and host galaxy.
The structure of this proceeding is as follows: In
Elucidating the structure of the torus is essential to
Section 2, we describe the geometry of the torus
understand a co-evolution between the SMBH andand our Monte Carlo simulation. In Section 3, wehost galaxy (Kormendy & Ho 2013). However, thepresent the results such as a dependence of the Xbasic properties of the torus is still not clear.
ray spectrum. In Section 4, we apply our model to
X-ray observation is a powerful tool to underthe Circinus galaxy observed with Suzaku, XMMstand the nature of surrounding material such as
Newton, and NuSTAR. Throughout the paper wetori. Unlike mid infrared and radio emission, which
adopt standard cosmological parameters (H0 = 70
mainly trace only dust and cool gases, respectively,
km s−1 Mpc−1 , Ωm = 0.3, Ωλ = 0.7). The errors
X-rays can trace all material including gas and dust.
on the spectral parameters correspond to the 90%
X-ray spectra consist of a direct power law compoconfidence limits for a single parameter.
nent and reflection component from the torus. This
reflection component enable us to investigate thetorus structure. For example, the flux and shape

2

Monte Carlo Simulationof the continuum depend on the hydrogen column
density and covering factor of the torus. This re-

A Monte Carlo approach is suitable to solve ra-flection component contains fluorescence lines, es- diative transfer in complex geometry such as an
AGN torus. This is because multiple interactions

100

100

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

10
Energy (keV)

100

0.1

1

10

(d)

0.01

keV2 (Photons cm−2 s−1 keV−1)

1

10−3

1
0.1
0.01
10−3

keV2 (Photons cm−2 s−1 keV−1)

10

(a)

1

10
Energy (keV)100

図 1: Dependence of the X-ray spectrum on the (a) hydrogen column density along the equatorial plane,(d) torus angular width (i = 90 degree), (e) inclination angle (σ = 30 degree), (f) inclination angle (σ = 60
degree). We adopt the following values as default parameters: log NH /cm−2 = 24, σ = 60 degree, i = 60
degree, Γ = 2.0, and Ecut = 100 keV. (a) Black line: log NH /cm−2 = 23. Red line: log NH /cm−2 = 24.
Green line: log NH /cm−2 = 25. Blue line: log NH /cm−2 = 26. (d) Black line: σ = 10 degree. Red line:
σ = 30 degree. Green line: σ = 50 degree. Blue line: σ = 70.
play an important role in a optically thick mat-

3

Results

ter. We construct an X-ray spectral model from aclumpy torus with Monte Carlo simulation for Astrophysics and Cosmology (MONACO: Odaka et al.

We investigate the dependence of X-ray spectrum
on the torus parameters. We adopt the following2016). This code utilizes the Geant4 toolkit libraryvalues as default parameters: log NH /cm−2 = 24,(Agostinelli et al. 2003; Allison et al. 2006, 2016)

σ = 60 degree, i = 60 degree, Γ = 2.0, and Ecut =in order to track photons in a complicated geometry. Geant4 contains implementation of physicalprocesses related to the X-ray reflection. We do not
use these built-in implementation but use our own
implementation that is optimized for astrophysicalapplications.
We perform a Monte Carlo simulation that generated 0.6 billion primary photons. These photons
follow the power law distribution with photon index 2.0 in an energy range 0.5-500 keV for parameter sets other than photon index and cutoﬀ energy. In our simulation, we keep the information

100 keV. Figure 2 shows the dependence of the Xray spectrum on the (a) hydrogen column density
along the equatorial plane, (d) torus angular width(i = 90 degree).
In Figure (1a), the Compton hump increases withthe hydrogen column density. The X-ray flux below
3 (log NH /cm−2 = 24) and 12 (log NH /cm−2 = 25)
keV decreases and X-ray flux above 3 and 12 keVincreases. The X-ray flux of all energy decreases(log NH /cm−2 = 26). This is because the intensityof the reflection component increases with the hydrogen column density, whereas self-absorption by

the torus also tends to occur. In Figure (1d) the Xon photon’s initial energy. We are able to obtain
ray flux below 4 keV decreases and the X-ray flux
another photon index and cutoﬀ energy simulation
above 4 keV increases with the torus angular width.
data by weighting the photon index 2.0 simulation
The reason is that the eﬀective area of the scatterer
data. Then, we construct Γ = 1.5, 2.5, 3.0 andincreases with the torus angular width.
Ecut = 10, 50, 100, 500 keV simulation data.

102018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

10−3
1

(b)

10−5

10−6
5

0.1

10−4

0.01

keV2 (Photons cm−2 s−1 keV−1)

0
−5
2

5

10
20
Energy (keV)

50

100

10−3

(data−model)/error

normalized counts s−1 keV−1 cm−2

0.01

2

5

10
20
Energy (keV)

50

100

図 2: Left: folded X-ray spectra fitted with the Xclumpy model. Right: best-fitting model. Left:

Black crosses: Suzaku/BIXIS. Red crosses: Suzaku/FIXIS. Light blue crosses: Suzaku/PIN. Blue crosses:
Suzaku/GSO. Pink crosses: XMM-Newton/EPN. Orange crosses: XMM-Newton/MOS. Green crosses:
NuSTAR/FPMs. Upper panel: solid curves represent the best-fitting model. Lower panel: each crosses
represents residual. Right: Black line: total. Green line: reflection component from the torus. Red lines:
emission line from the torus. Orange line: contamination from the CGX1. Magenta lines: contaminationfrom the CGX2.

Its Application to Circinus 4.2 Discussion
We compare the torus parameters obtained fromgalaxy4

We apply our model to the Circinus galaxy. Thisis because Ichikawa et al. (2015) applied the infrared
clumpy torus model and investigated the torus
structure. There are observation data of Circinus
galaxy with Chandra, XMM-Newton, Suzaku, and
NuSTAR.

4.1

X-ray and infrared spectra.

First, we compare

the hydrogen column density along the equatorial
plane.

We assume that the gas-to-dust ratio in

the Galaxy (Draine 2003) in order to convert thehydrogen column density from the optical depth.
We obtain the NHEqu = 0.5 × 1024 cm−2 from infrared (Ichikawa et al. 2015), whereas we obtain the
NHEqu = 3.5 × 1025 cm−2 from X-ray. The hydrogencolumn density from X-ray is about 70 times larger

Spectral Analysis

than it from infrared. This implies that the gasWe

perform

Suzaku/BIXIS

simultaneous
(2–8

keV),

fit

to

the

Suzaku/FIXIS(2–

10 keV), Suzaku/PIN (16-40 keV), Suzaku/GSO(50–100 keV), XMM-Newton/EPN (2–8 keV),
XMM-Newton/MOS

(2–10

keV),

and

NuS-

TAR/FPM (8–60 keV). We apply our model tothese observations. Our model can reproduce theobserved X-ray spectra. Figure 2 shows the (a)folded X-ray spectra and (b) best-fitting model.

to-dust ratio is diﬀerent in the AGN environment.
This is because strong AGN radiation destroy thedust. In fact, the Eddington ratio of Circinus galaxy
is relatively high (log λEdd = −0.92). Next, we compare the torus angular width. We obtain σ = 65
degree from infrared and σ = 32 degree from X-ray.
The torus angular width from infrared is larger thanit from X-ray. This implies that the covering factor of the dust is larger than the it of gas. In fact,
Stalevski et al. (2017) revealed that a major fractionof infrared emission comes from the polar regions.

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
We construct an X-ray spectral model from aclumpy torus in an active galactic nucleus (AGN)with a Monte Carlo simulation for Astrophysics andCosmology (MONACO: Odaka et al. 2016). We
assume that the geometry of the torus is same as
Nenkova et al. (2008a,b).

Reference
Agostinelli, S., Allison, J., Amako, K., et al. 2003, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research
A, 506, 250
Allison, J., Amako, K., Apostolakis, J., et al. 2006,
IEEE Transactions on Nuclear Science, 53, 270—. 2016, Nuclear Instruments and Methods in Physics
Research A, 835, 186

1. We investigate the dependence of the X-ray Antonucci, R. 1993, ARA&A, 31, 473
spectrum and Fe Kα line profile on the torus Draine, B. T. 2003, Annual Review of Astronomy andAstrophysics, 41, 241
parameters.
2. We apply our model to the Circinus galaxy ob- Hönig, S. F., & Beckert, T. 2007, MNRAS, 380, 1172
served with Suzaku, XMM-Newton, and NuS- Ichikawa, K., Packham, C., Ramos Almeida, C., et al.
TAR. Our model can reproduce the observed
broadband X-ray spectra.

2015, ApJ, 803, 57
Kormendy, J., & Ho, L. C. 2013, ARA&A, 51, 511
Krolik, J. H., & Begelman, M. C. 1988, ApJ, 329, 702
Nenkova, M., Sirocky, M. M., Ivezić, Ž., & Elitzur, M.
2008a, ApJ, 685, 147
Nenkova, M., Sirocky, M. M., Nikutta, R., Ivezić, Ž., &Elitzur, M. 2008b, ApJ, 685, 160
Odaka, H., Yoneda, H., Takahashi, T., & Fabian, A.
2016, MNRAS, 462, 2366
Stalevski, M., Asmus, D., & Tristram, K. R. W. 2017,
MNRAS, 472, 3854
Urry, C. M., & Padovani, P. 1995, Publications of the
Astronomical Society of the Pacific, 107, 803
Wada, K., & Norman, C. A. 2002, ApJ, 566, L21

——–index

c5

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍銀河の大局的磁力線
藏原 昂平 (鹿児島大学大学院 理工学研究科)

Abstract
本研究の目的は、近傍銀河の磁力線が銀河面内で円環に沿って閉じるか否かを検証することである。銀画
面内のガスは円運動を行っている。電離したガスは磁場によるローレンツ力の影響を受け磁力線に沿って運動することから、ガスが円運動をしているならば銀河面内の磁場もガスの円運動に沿う円環状の構造を持つはずである。しかし、近傍銀河の大局的な磁場構造はスパイラル構造を持っている。磁場のスパイラル構造にそってガスが運動するとその運動は円運動ではなくなるため、実際の銀河面内のガスの運動とガスが磁力線に沿って運動することに矛盾が生じる。
そこで、我々は安楽修論 (2015) の手法を用いて、近傍銀河 NGC6946 について磁場ベクトルを決定し、銀河面内で円環に沿って閉じるであろう磁場ベクトル構造を持つ結果を得た Dobbs et al.(2016) の結果と比較することで、実際の銀河 NGC6946 の磁力線が円環で閉じるかどうかを検証した。その結果、銀河中心を中心とする円に対して、NGC6946 の磁場の角度の方位角方向変化は物質腕との関係がみられ、磁場の向きの方位角方向変化は物質腕との関係がみられなかった。一方、比較対象である、Dobbs et al.(2016) で説明される磁場ベクトルは、磁場の角度の方位角方向変化・磁場の向きの方位角方向変化ともに物質腕との関係がみられた。これらの結果から、NGC6946 は、Dobbs et al.(2016) で説明できるような銀河の磁力線が円環で閉じる磁力線構造は持っていないことがわかった。

1

Introduction
銀河には数 µG 程度の磁場が存在しており、その磁場の構造は銀河の渦状腕によく沿っている (Sofue

et al. 1986, Beck. 2015)。揃った磁場とは別に、ランダムな磁場も存在している (Haverkorn. 2014)。これらの磁場強度は揃った磁場が約 3µG、ランダムな磁場が 5µG 程度である (Sofue et al. 1986)。銀河の磁場の起源については①初期磁場を巻き込んでできた構造、②銀河ダイナモによってできた構造、の 2
種類に分類できる。①初期磁場の巻き込みを考えた
場合、Sofue et al.(1986) で説明されるような円環で

図 1: 初期磁場の巻き込みによる磁力線構造

閉じない磁力線になると考えられる。
磁場は電離ガスの運動を反映し、電離ガスは磁力に沿ったスパイラル構造を持つ (Beck. 2015)。一方

線に沿って運動する (B. Adebahr et al. 2013、V.

で銀河面内のガスは銀河面内のガスは円運動とみな

Heesen et al. 2011、Beck et al. 1999、)。また、中性 せる運動をしている。磁場のスパイラル構造に沿っガスの塊は磁場と相互作用はしないが、一部が電離 てガスが運動するとその運動は円運動ではなくなる
し電離ガスになっている場合、その電離ガスと中性ため、ガスが磁力線に沿って運動することに矛盾がガスが相互作用をするため、一部が電離していれば生じる。

中性ガスの塊もやはりある割合で磁場に沿って運動

現在までに、近傍銀河の大局的な磁力線構造に関する。近傍銀河の大局的な磁場構造は銀河の物質腕する観測的研究はされていない。なぜなら、従来は2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
観測データから磁場の角度は調べることができたが、磁場の向きまでは知ることができなかったからである。しかし、安楽修論 (2015) で磁場の向きを決定する手法が開発された。磁場の角度だけでは、その磁場に沿ってどっちの向き磁力線が進んでいるかがわ
からない。磁場の向きが決定できると、その磁場の向きをつなげることで磁力線が描けるため、磁場の向きは磁力線の構造を解明するためには必要不可欠である。そこで我々は、安楽修論 (2015) の手法を用いて近傍銀河 NGC6946 に対して、磁場ベクトルマッ
プを作成した。得られた NGC6946 の結果と、銀河
図 2: Face on 補正

回転にのった円環で閉じるような磁場ベクトル構造をもったシミュレーション結果 (Dobbs et al. 2016)を比較することで、近傍銀河 NGC6946 の大局的な磁力線構造が銀河面内で円環に沿って閉じるかどうかを検証した。

したがって、銀河の短軸が X 軸に揃っている場合、座標値 (pX1 , pY1 ) と偏波の終点 (pX2 , pY2 ) の X 軸成
分の大小関係を比較することで、ベクトルの始点と終点を決定することができる。なぜなら、pX1 > pX2

2

Methodの時、点 pX1 は点 pX2 の東側にあり、pX1 < pX2の時、西側にあるからである。このことを利用して、銀河の傾きと RM(Rotation Measure) の情報を用

偏波の始点 (pX1 , pY1 )・終点 (pX2 , pY2 ) を磁場ベクいることで、磁場ベクトルの向きを決定できる。RM

トルの始点 (pX1 , pY1 )・終点 (pX3 , pY3 ) に書き直す

は磁場の視線方向成分に関係している。視線に対して(図 3)。

天体から我々に向かう向きに磁場が存在していれば、

RM > 0 であり、磁場の向きが逆であれば RM < 0である。したがって、観測した偏波が銀河ディスクからの放射であり、RM の値もディスクの成分の寄与が大きいと仮定すると、銀河の傾きと RM の符号か
ら偏波角の 180 度の不定性を取り除くことができる。
ここでは、図 2 のように天球面上での銀河の傾きが西側が手前となるように Face on 補正を行なった場合について、磁場ベクトルの描画の仕方を説明する。
磁場ベクトルの描画に必要な情報は①座標値(pX1 , pY1 )=偏 波 の 始 点 (X3 , Y2 )、② 偏 波 角 の 値(PolA)、③偏波の終点 (pX2 , pY2 )、④銀河の傾きの情報、⑤ RM、である。ここでは、ベクトルの始点の座標をピクセルの中心値と同じにする。ここで、銀河の短軸を X 軸に揃える操作を行った後から説明する。
銀河の短軸を X 軸に揃える操作は 3.7 節を参考にされたい。まず、図 2 のように天球面上での銀河の傾
きが西側が手前となっている場合、RM > 0 で磁場のベクトルは西向き、RM < 0 で東向きなっている。

図 3: 磁場ベクトルの始点・終点

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Data

Thin - Han et al.(2006)、Giacinti et al.(2010)

NGC6946 の磁場ベクトルマップを作成するために、超大型干渉電波望遠鏡群 (Very Large Array,VLA)のアーカイブデータを用いて Astronomical Image• 磁場構造Thick - Ferrière & Terral(2014)

Processing System(AIPS) と呼ばれるソフトで解析

Thin - Akahori et al.(2018)を行った。

• 熱電子密度

表 1: NGC6946 の VLA アーカイブデータ情報

Thick - Cordes & Lazio(2002)

観測日

25-Jul-88

1-Apr-91

バンド

L

C

周波数

1665 MHz

4885 MHzそ の 結 果 、銀 河 の イ ン ク リ ネ ー シ ョ ン に よ っアレイ配置

D array

D arrayてモデルの再現性が変化することがわかった (図ターゲット天体名

NGC6946

NGC6946

fig:Toymodel)。インクリネーションが小さいと観測

強度・偏波較正天体名

3c286

1328+307

される RM へのハロー成分の寄与が大きくなり、イGain 較正天体名

2021+614

2021+614

ンクリネーションが大きいと偏波構造がずれてくる

Thin - Cordes & Lazio(2002)

ことがわかった。

4

Results and Discussion

4.1

磁場ベクトルマップの再現性

磁場ベクトルの向きを決定する際、銀河の傾きとRM の情報を用いている。RM は視線に対する積分量であるため Face on 銀河の観測の場合、その視線上にはディスク成分に加えてハロー成分も含まれて
いる。
L
∫ pc

図 4: Toy model による磁場ベクトルの再現性: それ(1) ぞれの左上、右上の数字がインクリネーションを表0している。
そこで、ハロー成分が磁場ベクトルマップへ及ぼRM= 8.1 × 105
rad m−2

(

B||
ne
z
)(
) d( )
cm−3 µB
pc

す影響を調査した。調査方法は、銀河磁場のトイモデ
ルを作成しそのモデルから計算される偏波角と RMしたがって、磁場ベクトルマップの再現性はインの情報からベクトルマップを作成し、モデルで仮定

クリネーションがちょうど中間 (45 度) あたりの銀河

した磁場構造を再現できるかどうかを検証した。トに対して最も有効であることがわかった。

イモデルは、Thick disk と Thin disk の 2 成分を考えており、RM を計算するためそれぞれの成分は磁場強度、磁場構造、熱電子密度の情報をもっている。
それらの各情報は以下のリファレンスから引用した。

4.2

NGC6946 の磁力線構造

偏波解析の結果 L・C 帯での偏波マップが作成でき、マップ上での各点で偏波角・偏波強度・Rotation• 磁場強度Measure(RM) が得られた。また、2nd Digitized Sky

Thick - Ferrière & Terral(2014)

Survey Blue (DSS2 B) の画像 (McLean et al. 2000)と The HI Nearby Galaxy Survey(THINGS) の速度2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
場の情報 (Walter et al. 2008) から銀河の傾きを推測し、作成した RM マップと C 帯の偏波マップから
磁場ベクトルマップを作成した。

図 7: 銀河中心周りの方位に対する磁場のピッチ角変化 (左)Dobbs et al. (2016) 点: ピッチ角、線:ピッチ
角を方位角方向に 40deg で平均、(右)NGC6946 点:
ピッチ角、線:12µm での明るさに変化している物質腕の間での変化を図 8 に示す。

図 5: NGC6946 の磁場ベクトルマップ Face on view。
背景は DSS2 B の画像であり、VLA の C 帯のビー
ムサイズに分解能を合わせている。
銀河回転にのった円環で閉じるような磁場ベクトル構造をもったシミュレーション結果 (Dobbs et al.

2016) と①磁場のピッチ角、②磁場の向き、の 2 点 図 8: 磁場の向きの方位角方向変化について比較を行った。
(左)Dobbs et al.
(2016) 点:
磁場のピッチ角とは接線に対する磁場の角度、磁磁場の向き、(右)NGC6946 点: 磁場の向き、線:12µm の明るさ

場の向きとは接線に対する磁場ベクトルが向いている角度とする (図 6)。
磁場の向きについては、Dobbs et al. (2016) では連
続的に磁場の向きが変わっているのに対し、NGC6946
では磁場の向きの変化が不連続である。

5

Conclusion
NGC6946 について磁場ベクトルを決定し、MHD

シミュレーション結果のベクトルマップと比較を行うことで磁力線が銀河面内で円環に沿って閉じるか
図 6: 磁場のピッチ角と磁場の向きの定義①磁場のピッチ角について、図 7 に示す。

否かを検証した。

NGC6946 の磁力線構造は、磁場の向きが連続的に

図 7 中の灰色の長方形は物質腕がある部分を示し

変化していないことから、銀河の回転方向の磁場とている。磁場のピッチ角については、両者ともに同じ

反回転方向の磁場を一本の磁力線で説明することが傾向であり、物質腕の間で連続的に変化している。そできない。これを Dobbs et al. (2016) が提示する磁の変化の幅は Dobbs et al. (2016) で約 80 度、NGC

場の反転モデルで説明することは困難であるという

6946 で約 40 度であった。

ことがわかった。

②磁場の向きについて、磁場のピッチ角が連続的

——–indexc6

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Faraday tomography を用いた銀河磁場解析
鈴木 真輝 (熊本大学大学院 自然科学教育部)

Abstract
磁場は宇宙の様々な天体に普遍的に存在し、それらのダイナミクスや高エネルギー現象の多様性を形作っている。このため、天体に関する磁場を解析することによりその天体の進化の過程やダイナミクスを知ることができる。磁場の 3 次元的な情報を得る手法として Faraday tomography という手法がある。これは、観測された偏波強度スペクトルをフーリエ変換することによって、視線上の磁場と偏波分布を示すファラデー
スペクトル (Faraday Dispersion Function:FDF) を合成する手法である。この手法によりこれまで得ることができなかった奥行き方向の磁場構造を解析することが可能になる。Faraday tomography 磁場解析には2 つの問題がある。1 つは観測された偏波強度スペクトルからどのように構築するか。もう 1 つは得られた
FDF からどのように物理的情報を引き出すかである。ファラデースペクトルは、 Rotation Measure (RM)と呼ばれる視線に平行な磁場と電子密度の積の視線積分値の関数であり、直接実空間における偏波強度分布を示すものではない。そのため、観測量からファラデースペクトルを正確に構築できたとしても、我々が知りたい物理情報を引き出せる かは自明ではない。本研究ではこの 2 つ目の問題に焦点を当てている。ファラデースペクトルの解釈を行う先行研究として、face-on の簡略的な銀河のモデルから解析的にファラデース
ペクトルを計算し、その形を特徴付ける統計量である幅、歪度、尖度 から磁場の情報を引き出す研究や、視線を斜めにすることで磁場の視線方向成分と偏光角を変化させ、ファラデースペクトルの変化を見る研究がある。今回私はこれらの先行研究を拡張し、現実的な渦巻銀河のモデルを用いてあらゆる視線方向に関して
ファラデースペクトルの解析を行い、どのような特徴が現れるか調べた。

1

χ0 は初期偏波角、λ は観測する波長であり、係数 RM
はIntroduction
宇宙には多くの磁場が存在し、惑星や恒星、銀河などの様々な天体に付随している。例えば渦巻銀河
においては数 kpc のスケールで数 µG の強さの大局磁場が渦に沿って存在していることが観測から明らかになっている。天体に付随する磁場を解析することにより、その天体の構造や進化の過程を解明でき

RM (cm−2 ) = 0.8119

∫ (

ne )
cm−3

(

B||
μG

)(

dr
pc

)
(2)

の式で表される。ne は電子密度、B|| は視線に平行な磁場である。また、偏波角 χ は観測される偏波強度、
すなわち、ストークスパラメータ Q、U を用いてるのではないかと期待されている。観測される磁場

χ=は主にシンクロトロン放射によるものである。視線

1
U
arctan2Q(3)上の磁場の情報を得る一般的な手法として、Faradayのように表すことができる。偏波角の線形近似によrotation と呼ばれる手法がある。これは偏波が磁気り RM を求めることで、磁場の積分量を得ることが流体中を通過する際に偏波角が回転する現象のことできる。

である。この偏波角を多数の波長で観測することで、さらに、視線上の磁場の構造を得るための手法と非常にシンプルな状況では以下の式のように線形にして Faraday tomography という方法がある。従来近似することができる。

の方法では磁場の積分量を求めることしかできなかっχ = χ0 + RM λ2たため、観測する視線上に偏波源がいくつあるのか(1)

を知ることはできなかった。この手法を発展させたものが Faraday tomography であり、磁場の視線分2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
布を与える。ここで今回は大局磁場の大きさを 5µG、乱流磁場の大きさ∫ r

ϕ(r) = 0.8119
0

ne B|| dr(4)

を 1µG とした。乱流磁場のスケールを 10pc とし、スケールハイト 1kpc を視線方向に 200 分割した。まと定義する。RM は傾きであり、ϕ は積分量である。 た、銀河のどこでも明るさは一定とする。計算され磁場が一様であるようなシンプルな場合は RM と ϕ るファラデースペクトルは各 layer における確率密度は一致する。ファラデースペクトル F(ϕ) を ϕ 空間に関数の和で表すことができる。

おける偏波強度分布と定義すると、 観測される偏波

F (ϕ) ∝

分布 P(λ2 ) は

∫ ∞

N||
∑

Pj (ϕ)(7)j=1(5) このとき、十分大きな観測領域をとることで中心極限定理が成り立ち、確率密度関数がガウシアンで記と表される。F(ϕ) は ϕ 空間での偏波強度分布を表す。 述することができる。
[]
ファラデースペクトルは従来の手法と比較して、磁21(ϕ − j∆ϕcoh )
(8)
exp −
Pj (ϕ) = √場や偏波強度、電子密度や宇宙線電子の分布といった
2jσϕ2
2πjσϕ
多くの情報を持っている。ところが、実距離と ϕ は１
P (λ2 ) =2

F (ϕ)e2iϕλ dϕ−∞対１対応をしていないためにこれらの情報をファラ
デースペクトルからこれらの情報を引き出すことは難しい。また、観測された偏波強度スペクトルからどのようにしてファラデースペクトルを構築するかも問題となっている。今回は１つめの得られたファラデー
スペクトルからどのようにして物理的情報を引き出すかに焦点を当てている。先行研究として Ideguchi

et al. 2017 では非常にシンプルな銀河モデルを faceon で見たときのファラデースペクトルの数値計算を行っており、ファラデースペクトルから計算されるモーメント (variance, skewness, kurtosis) と銀河磁

N|| は分割した layer の個数で、∆ϕcoh はコヒーレン
トな磁場の影響で、∆ϕcoh = Kne Bcoh Lcell という式で表される。K は定数、ne は熱的電子密度、Lcell は乱流磁場のスケールである。今回は K=0.81、ne =0.02cm−3 とした。σϕ はランダムな磁場の影響であり、σϕ = Kne Bcoh Lcell と書ける。face-on から視線を傾けることによって渦巻磁場の視線方向成分がでてきて、ファラデー回転が起きる。これにより各 layer
において偏波角 χ は異なる値を持つ。これらを考慮することによって確率密度関数 Pj はに、Eguchi et al. in prep. では face-on から視線を傾

[ (
)2 ]
∑
ϕ − B|| (j, θ)1
exp −Pj (ϕ) = √
2jσϕ2
2πjσϕ

けたときのファラデースペクトルの振る舞いを調べ

exp(2iχ(j, θ))

場が相関を持っていることが報告されている。さらており、観測する状況によってはファラデースペク
トルが 2 ピークになることが報告されている。今回は仮定している銀河モデルをリングモデルから Axi-

Symmetric Spiral (ASS) モデルにしたときの FDFの振る舞いを調べた。

(9)のようになる。B|| (j, θ) は各 layer の視線に平行な磁場、exp(2iχ(j, θ)) の項は各 layer の偏光角で ある。
リング磁場に対する磁場のピッチ角を θ′ とする。

θ′ = 20◦ として Faraday tomography を行い、ファラデースペクトルの変化を見た。さらにピッチ角 θ′が変化することによって視線に平行な磁場とファラ2

デースペクトルがどのように変化するかも見た。

Methods
銀河磁場を視線に平行な磁場 B∥ と垂直な磁場 B⊥に分けて考える。視線に垂直、平行なそれぞれの成分で、コヒーレントな磁場と乱流磁場に分けること
ができる。

3

Results
図１はピッチ角を 0◦ (上)、20◦ (下) にそれぞれ固定

し、視線の傾きを系統的に変化させた時のファラデー

B∥(⊥) = Bcoh + Brandam(6) スペクトルの絶対値を示している。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: z とφの関係

図 1: 視線の傾きを変化させた時のファラデースペク
トルの変化
視線の傾きが face-on から変化することによって１つの天体が２ピークを示している。また、1 つ目の図 3: z とφの関係

ピークの値が θ の増加に伴って大きくなっている。式(8) より、layer が進むにつれてガウシアンの幅が大きくなっていくので second component よりも firstがピッチ角の増大とともに ϕ の負の方向へシフトしており、ファラデースペクトルの最初のピークもよcomponent の方がより高くなる。図 2 は視線の傾き り高くなっていく。これにより傾きが滑らかな z ＜ 0を 5◦ に固定し、ピッチ角を系統的に変化させたときの領域ではより明るさが足し合わされ、ピークが高のファラデースペクトルである。
回転角が大きくなるにつれて 1 つ目のピークが大◦きくなっている。また、回転角 θ = 0 の時に見られた 2 つのピークが、徐々に 1 つのピークへと変化している様子が見て取れる。

4

くなっている。θ = 60◦ でのファラデースペクトルのピークが θ = 50◦ と比べて低くなっているのも、ϕの傾きの絶対値が大きくなっているので、足し合わされる量が少なくなるので図３のようになることも説明できる。

Discussion
図 3 は各 layer における ϕ を表している。ピッチ角

5Conclusion

が大きくなるにつれて、より z¡0 における ϕ の減少

銀河の磁場を解析することで銀河の構造を知るこ率が大きくなっている。従って、図 2 における FDFとができると言われている。 Faraday tomography2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
により銀河の磁場分布を得ることができる。先行研
究では face-on や視線の方向を斜めにして Faraday

tomography を行うことでファラデースペクトルを解析した。私の研究では先行研究を拡張して、リング
銀河の磁場を傾けることでより現実的な銀河のモデルを考え、ファラデースペクトルの変化を見た。その結果 2 つになったピークが 1 つに変化したり、ピー
クの大きさが変化することがわかった。 これは視線方向の磁場が変化することによって明るさの足し合
わされ方が違うために、ピークの高さや位置が変わることが考えられる。結論として、磁場の回転角を変化させることによってファラデースペクトルの変化が起き、リング銀河とは異なる様相を表すことがわかった。

Reference
Brentjens M. A. and de Bruyn, A. G. 2005, A&A, 441,
1217
Widrow M. 2002, RMP, 74, 775
Ideguchi, S., Yuichi, T,. Takuya, A,. Keitaro, & T,.
Dongsu, R. 2017, The Astrophysical Journal, 843, 146

——–index

c7

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

矮小楕円体銀河の星形成史
三好 貴大 (東北大学大学院 理学研究科 天文学専攻)

Abstract
銀河系の衛星銀河は、矮小楕円体銀河 (dSph) が多く、SDSS 以降では、さらに暗い ultra faint dwarf

galaxy(UFD) なども見つかってきている。これらは暗黒物質 (DM) が大きく支配している系であり、星形成史や化学進化を考える上では DM の影響を考慮する必要がある。しかし、ダークハローとバリオンの共進化を追うことは簡単ではなく、シミュレーションに頼ってきた。最近の動きとして、バリオンの影響を

semi-analytic-model としてシミュレーションに含めることで、DM 進化の中での、星形成史や化学進化を詳しく言及できるようになった。その一例の論文として、今回、私は Starkenburg E. et al.(2013a) という論
文のレビューを行う。本論文では、観測される光度関数や光度金属量関係、星形成史などを再現できた。ただし、金属量分布は観測よりもせまくなっていた。レビューとともに、dSph の星形成史の多様性と、それに影響を与える物理機構を振り返る。また、私の今後の展望としては、よりよい物理的理解のため解析的モ
デルにおとしこもうとすることである。その際に用いる、銀河系の衛星銀河に見られる universal な動力学
関係 (Hayashi, K., & Chiba, M. (2015)) に触れる。また Gaia DR2 から期待される情報の紹介も行う。

1

Introductionが重要になる。しかし、これに迫ることは簡単ではな
く、シミュレーションに頼るところが大きい。最近の銀河系周りには多くの衛星銀河が存在するが、その形態を調べると、矮小楕円銀河 (dE) や矮小楕円体
銀河 (dSph) が多いことがわかっている。これらの銀河は、とても暗く、広がっており、質量光度比にして 10〜100、つまり DM が大きく支配している系である。また、現在ガスがほとんど残っておらず、色等級図から求められる年齢は、120 億歳前後のものが多い。これらの銀河の形成の理解は、ダークハローとバリオンの関係に迫ることに対して重要な意義を持つ。また、CDM による階層的合体を考慮すると、銀河系を形作る際のビルディングブロックの生き残流れとしては、シミュレーションに銀河形成に関する
バリオンの物理を semi-analytic に組み込むこんできている。その一つに Starkenburg E.et al(2013) の論
文’The satellites of the Milky Way - Insights fromsemi-analytic modelling in a ΛCDM cosmology’ がある。本論文は、宇宙論的な高解像度の Aquarius DM
シミュレーションと、semi-analytic に求めたバリオ
ンの物理を組み合わせたものになっている。オリジ
ナリティは星形成史に影響を与える潮汐力の振る舞い (3 の機構) を加えたことである。今回は本論文のレビューと今後の展望について紹介する。

りとして考えられるため、銀河系形成の理解の点でも重要である。
観測的に銀河系の衛星銀河の星形成史を導いた論文として、Weisz D.R. et al.(2014) がある。HST による深い観測で求めた色等級図から星形成史を導出
すると、図 1 のように多様性が見られた。この多様性に関係する物理機構として、主に1. 宇宙再電離
2. supernova feedback
3. tidal stripping,tidal disruptionがある。これらとダークハローとの結びつきの理解

図 1: Milky Way の衛星銀河のうち UFD と dSph の星形成史 (Weisz et al.(2014) より引用)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Model

2.1

Aquarius simulation

2.2.2

supernova feedback

超新星爆発によりガスが加熱され、外に抜け出ることで星形成が妨げられる。特に、low-mass な銀河ほど

Aquarius simulation と は 、ΛCDM に お け る この影響に敏感である。。今回は、ejection model(DeMilky-Way クラスの銀河形成の N 体シミュレーショ Lucia et al.(2004)) というモデルを用いた。
ンである。z=127 から、シミュレーションを始め、宇宙論パラメーターは WMAP1 のものを用いている。
今回、とってきたハローの情報は、以下の図 2 に示 2.2.3 tidal stripping,tidal disruption
している。

衛星銀河はホスト銀河 (Milky Way) の重力により、ダークマターハローだけでなく、星の構成要素であるガスがはぎとられる。ガスの剥ぎ取りは、星質量の半分を含む半径 R∗1 が、サブハローの質量の半分2を含む半径 RDM
より大きい際に、RDM
よりも外
1
1
2

2

側の成分ははぎとられるとした。潮汐力による破壊
は、衛星銀河の軌道の近点における衛星銀河の質量密度 ⟨ρsat ⟩ と、ホスト銀河の質量密度 ⟨ρhost ⟩ の大小で決める。⟨ρsat ⟩ < ⟨ρhost ⟩ の場合、潮汐力の影響を受け、破壊されるとした。参考にしたのは、Guo et
図 2: 今回のシミュレーションの各パラメータ値al.(2011b) である。
今回の物理機構をまとめたのが図 3 になる。

2.2

semi-analytic-model

本 論 文 で 用 い た モ デ ル は 、Li,De

Lucia

&

Helmi(2010) の ejection model に tidal strippingの影響を加えたものになっている。ejection model
は、supernova feedback の影響を他の研究と少々変え、さらに再電離の時期を比較的早めにとり、smallhalo(Tvir < 104 K) の cooling が抑えられたモデルである。Introdcution に挙げた 1〜3 の物理機構に触図 3: semi-analytic model に含まれている物理機構

れながらその概略を述べる。

2.2.1

3

Result3.1

Milky Way

宇宙再電離

宇宙再電離の影響により、ガスが電離され、加熱され、銀河の外に抜け出るために星形成が妨げられる。

観測と比べると、星質量や、バルジとディスクのこの影響は low-mass の銀河の形成に関わってくる。 質量比などで最もよくあっているのは、Aq-B であっ
今回は Gnedin(2000) と Croton et al.(2016) のモデ た。しかし、星形成率や、金属量を多く見積もってルを用いた。ただし、再電離は z0 = 15 から zr =11.5

しまっていて、これらはシミュレーションの解像度まで続いたとしている。

の向上とともに更なる観測が求められる。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3.2

satellite galaxy

観測の光度関数と比べると、Aq-B がもっともあっていた。Macció et al.(2010) によると、semi-analyticのコードによらず、host galaxy の halo mass と、衛星銀河の光度関数には関係があり、それが正しいとすると、Aq-B での halo mass が前述の議論と組み合わせると確からしいといえる。

Aq-B ついて、[Mg/H] を調べると、観測とよく一致した。しかし、metal-poor([Fe/H]<-3.0) 側にすそ野が伸びてしまっていた。これは、first-star によるenrichment を考慮しなかったためである。
動径方向の分布を調べたところ、host galaxy の
inner region を除いては、観測をよく説明できていいた。星種族の年齢も大きくは観測とずれてはいな
かった。
星形成史をたどると、衛星銀河の大部分の星は、再電離前に作られ、host galaxy に infall してからは星が作られないように見られた。また、より明るい銀
河ほど、星形成史が広がっていて、暗くなると burst
が数回起こるような星形成史であった。infall してか

図 4: 星形成史に関して、観測との比較

ら、星形成が止まるのは、ram pressure などにより、ガス密度が星形成の threshold を上回らないためと考えられる。星形成史の具体例を図 4 に挙げている。
観測と比較するとよく説明できていることが分かる。

5

Future Prospect
本論文のように、DM のシミュレーションに、バ

リオンの物理を semi-analytic に入れ込んだ他のプロジェクトは多くある。しかし、観測結果を再現できても、物理的な理解につなげることは難しい。その4Discussion
本論文では、潮汐力による影響を含めたが、とくにためには、Toy model のような解析的モデルが必要になる。バリオンについては観測から、星形成史や、組成が分かりつつある。DM については、Milky way
tidal stripping の影響により光度関数が形に大きく影の衛星銀河に関する universal な関係が見つかってき響を与えた。しかし、観測によって UFD などの暗いている。最近の研究では、図 5 のように最大円軌道
銀河も見つかってきているのでそれも整理して比べ速度を持つ半径内の表面密度はほぼ一定であるといる必要がある。観測をよく再現できているものもあうことが示唆されている。(Hayashi, K., & Chiba,
れば、ずれが生じた物理量もある。また、DM 質量とM. 2015a) この特徴を用いて、星形成史を求めた論
星質量を見ると、単調に増加するという傾向が見ら
文 (Y.Okayasu & Chiba 2016) があり、今回と比べれたので、よく用いられている abundance matchingて再電離時期は異なるが、infall したときに質量成長の妥当性も示唆できる可能性がある。
を止めるという、状況が似たモデルである。星形成
本論文の結果を用いて、Sculpter の化学進化史をの有効性について、再電離の時期と、infall の時期に計算した論文もある。ここでは、金属量分布や abunよって 2 つに分けられた。また観測された星形成史
dance の再現には、加熱されたガスの大部分が外にの第一ピークとよく一致していた。しかし、化学進化
出ていく必要があると結論づけられた。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
Okayasu, Y., & Chiba, M. 2016, ApJ, 827, 105
Hayashi, K., & Chiba, M. 2015a, ApJ, 803, L11
Hayashi, K., Ishiyama, T., Ogiya, G., et al. 2017,
ApJ, 843, 97
S.Garrison-Kimmel et al. 2018,arxiv,1806.04143
Weisz, D. R., Dolphin, A. E., Skillman, E. D.,
et al. 2014a, ApJ, 789, 147

図 5: 銀河系衛星銀河に見られる universal な関係
史は導出しておらず、また、supernova feedback やtidal stripping の影響もきちんと考慮できていない。
前者については、化学進化を考えるうえで empiricalに導入することが多いが、後者についてはまだ理解が進んでいない。これに対しては、Gaia DR2 の登場で、銀河系のビリアル質量だけでなく、衛星銀河の固有運動が高精度で求められたため、運動情報から近点を計算し、潮汐力を含めたモデルを作れるのではないかと期待している。また、潮汐力による剥ぎ取りは、銀河サイズにおける CDM の問題の一つである Too big to fail problem を解決できるというシミュレーションの論文 (S.Garrison-Kimmel et al.

2018) もあるため、それについても言及できる可能性がある。
さらに、図 5 をよく見ると、Vmax が 20km/s より小さいところでは、一定でなく下がる傾向があり、これはいわゆる UFD の領域である。N 体シミュレー
ションでは、この領域は直線で近似できるとされているが (Hayashi, K., Ishiyama, T., Ogiya, G., et al.

2017)、観測のデータを打つには、main-sequence までの深い観測が必要で、これは TMT まで待つ必要がある。

——–index

c8

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

COSMOS 領域の中間赤方偏移における強輝線天体サーベイ
平野 洸 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究ではすばる望遠鏡 Suprime-Cam の中帯域フィルターを用いて中間赤方偏移に存在する強輝線天体のサーベイを行い、COSMOS 領域において 3097 個の強輝線天体を選出することができた。これらの天体について SED フィッティング解析を行ったところ、これらの天体は測光赤方偏移 0.11 − 1.22、等価幅の中央値

181Å、星質量の中央値 1.5 × 108 M⊙ 、星形成率の中央値 0.8M⊙ yr−1 と算出され、典型的な矮小星形成銀河と同様の値を示した。先行研究で得られた測光赤方偏移と本研究で得られた測光赤方偏移の比較を行った結果、矮小星形成銀河のような強輝線を持つ銀河の測光赤方偏移を算出する際は強輝線の影響を考慮する必要が示唆された。また本研究で得られた矮小星形成銀河は先行研究で得られた星形成メインシークエンスと同程度のシークエンスを示すことがわかった。

1

Introduction

al. 2015)。本研究では COSMOS プロジェクトの一環として、すばる望遠鏡 Suprime-Cam の中帯域フィCold Dark Matter 理論 (CDM 理論) では、初めにルターを用いることで COSMOS 領域の中間赤方偏矮小銀河が誕生しそれらが衝突・合体を繰り返すこ移に分布する強輝線天体サーベイを行い、大量の矮とで天の川銀河やアンドロメダ銀河といった大質量
小星形成銀河の選出を行った。
銀河へ進化してきたと考えられている。この形成シ
ナリオは銀河の階層的構造形成と呼ばれ、宇宙の大規模構造の形成 (大スケール) を説明することができ

2

Data and Selection

た。しかし個々の銀河進化 (小スケール) においては、観測された矮小銀河の数がシミュレーションで予測

本研究では COSMOS oﬃcial photometric cata-

される数より少ないミッシングサテライト問題など

log (version 2012) を使用し、強輝線の特定にはすばる望遠鏡 Suprime-Cam の 12 枚の中帯域フィルターがあり、観測との矛盾が見られる。そのため銀河進(Intermediate-band filter: IA バンド) を用いた。IA
の詳細な解明が求められている。今日における銀河 バンドの分解能は R = λ/∆λ = 20 − 26 であり、12進化の観測的研究の主流は遠方宇宙 (赤方偏移 z ∼ 7) 枚のフィルターによって静止系で 4270Å − 8270Å のに存在する銀河を観測することであるが、技術的な 波長域をカバーしている。これによって中間赤方偏制限により遠方宇宙においては大質量銀河の観測に 移の強輝線天体の選出が可能となっている。
化を包括的に理解するためには銀河個々の進化過程

らに矮小銀河は銀河の階層的構造形成におけるビル

選出方法は以下の通りである。1) 超過がみられる
IA バンドの選出。選出基準として IAc − IA ≥ 0.3、
IAc − IA ≥ 3σIAc −IA を設けた。IA、IAc はそれぞ

ディングブロックであるため、銀河の進化過程の包れ IA バンドの測光値、IA バンド周辺のブロードバ

括的な理解のためには銀河進化の基となっている矮

ンドより算出した IA バンドの仮想的な連続光の測光

小銀河についての詳細な解明が必要である。

値を表す。この選出において 6164 個の強輝線銀河が限られている。大質量銀河は宇宙に存在する銀河のごく一部であり、銀河の大多数が矮小銀河である。さ

本研究では矮小銀河を効率よく観測するため矮小選出された。2) 前項で選出された強輝線銀河におい星形成銀河に着目した。近年の観測から矮小星形成て超過 IA バンドに受かっている強輝線を特定するた銀河は非常に巨大な等価幅を持った強輝線を示すこめに、各銀河にスペクトルエネルギー分布 (SED) のとが分かっている (Amorı̀n et al. 2015, Calabrò et

フィッティングを行った。本研究で用いる IA バンド

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
は 4270Å から 8270Å にかけて設置されているため、 は 0.8M⊙ yr−1 であり、強輝線ごとでは Hα + [NII] のIA バンドへ寄与する輝線として [OII]、[OIII] + Hβ 、 星形成率の中央値は 0.69M⊙ yr−1 、[OIII] + Hβ の星
Hα + [NII] を仮定した。超過 IA バンドを除いた多 形成率の中央値は 0.87M⊙ yr−1 、[OII] の星形成率の波長測光データより測光赤方偏移算出コード EAZY 中央値は 0.45M⊙ yr−1 となった。これらより本研究を用いて測光赤方偏移の算出、並びに超過 IA バンで得られた矮小星形成銀河候補は星質量は一般的なドに入っている強輝線の種類の同定を行った。これ

矮小銀河の星質量と同程度かつ高い星形成率を示しによって 3138 個の強輝線銀河が選出された。3) 前ており、本研究の狙いである矮小星形成銀河を大量項で選出された強輝線銀河について銀河の物理量をに選出することができた。

得るために、前項で得られた測光赤方偏移で固定しGALAXEV を用いて SED フィッティングを行った。
この際に強輝線の影響を除くために強輝線の影響を 4受けているバンドを除いてフィッティングを行った。

4)AGN 候補の同定を行った。AGN 候補の選別基準
として、IRAC color criterion、X 線源、電波源のうDiscussion

4.1

Accuracy of photometric redshift

本研究で得られた矮小星形成銀河の測光赤方偏移

ちいずれかを満たす天体を AGN 候補とした。このは 0.01 ≤ zph ≤ 1.22 であった。この測光赤方偏移に選別の結果、最終的な矮小星形成銀河候補は 3097 個

ついて zCOSMOS 10k bright catalog の分光赤方偏となった。

移との比較を行い、算出精度の確認を行った。その結果、分光赤方偏移が分かっていた 81 天体すべてで赤方偏移が一致していることが確認できた。一方、本3

Results
本研究によって 3097 個の矮小星形成銀河を選出することができた。これらの銀河の測光赤方偏移は0.01 ≤ zph ≤ 1.22 となり、これらの銀河は中間
赤方偏移に存在していることがわかった。受かった
強輝線ごとの測光赤方偏移は Hα + [NII] サンプルは 0.033 ≤ zph ≤ 0.255、[OIII] + Hβ サンプルは0.013 ≤ zph ≤ 0.671、[OII] サンプルは 0.142 ≤研究で得られた矮小星形成銀河について、先行研究(The COSMOS2015 photo-z catalog) で求められた
測光赤方偏移の算出精度の確認を行った結果、81 天
体中 6 天体で測光赤方偏移が誤っていることが分かった。本研究における測光赤方偏移の算出方法は先行研究の方法と比べ、強輝線が受かっているバンドを除いて測光赤方偏移の算出を行っているため、測光
赤方偏移の算出精度が高いことが示された。また矮小星形成銀河のような強輝線を含んでいる天体の測
zph ≤ 1.211 を示した。Hα + [NII] の等価幅の中央値
光赤方偏移を求める際は強輝線をよく考慮する必要は 183.8Å、[OIII] + Hβ の等価幅の中央値は 161.9Å、があることも確認された。
[OII] の等価幅の中央値は 409.3Å となった。また近強輝線が測光赤方偏移に与える影響を調査するた年の研究では非常に大きな等価幅を持つ強輝線銀めに、本研究で得られた測光赤方偏移と先行研究で河、Extreme Emission-Line Galaxies(EELGs) が発得られた測光赤方偏移の比較を行った (図 1)。本研見されている。Amorı̀n et al. 2015 と Calabrò et
究で得られた測光赤方偏移がすべて正しいと仮定す
al. 2017 では EELGs の判別基準として EW[OIII] ≥ると、強輝線銀河の 34.6%において先行研究の測光
100Å が使用されていた。今回得られたサンプルのう
赤方偏移が誤っていたことが確認された。この不一
ち、EW0 ≥ 100Å を満たすものは 2633 銀河であっ
致率は先行研究での赤方偏移不一致率約 10%と比べた。星質量の中央値 (全体) は 1.5 × 108 M⊙ となっても高く、強輝線銀河の測光赤方偏移が誤って算出た。Hα + [NII] の星質量の中央値は 2.8 × 107 M⊙ 、されやすいと言える。超過 IA バンドから見積もられ[OIII] + Hβ の星質量の中央値は 2.0 × 108 M⊙ 、[OII]
た強輝線の等価幅について測光赤方偏移が一致したの星質量の中央値は 6.6 × 107 M⊙ となった。また
天体、一致しなかった天体にわけ、その大きさの比SED テンプレートから算出された星形成率の中央値較を行った (表 1)。その結果、測光赤方偏移が一致

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

3

Cardamone+09 (z=0.25)
Ly+14 (z<0.9)
Amorin+14a (z<0.9)
Amorin+15 (z<0.93)
This work

2

log SFR [Msunyr-1]

zph(Laigle+16)

1.5

1

1

0

-1

0.5
-2

0

1834 Sample

0

0.5

1

zph(low-z)

1.5

-3

2

6

7

8

9

log Mstar [Msun]

1011

図 1: 測光赤方偏移の比較

図 2: 星形成メインシークエンス

しなかった天体の方が系統的に等価幅が大きいこと

り broken power law fit(橙線) に一致している傾向ががわかった。これらより等価幅が大きい天体ほど測確認できた。

光赤方偏移が誤って算出される可能性が高いことが示唆される。

5
表 1: 強輝線の等価幅の比較
強輝線

Hα + [NII][OIII] + Hβ[OII]

EW0 (med)
zph match
148.8Å
130.2Å
155.2Å

EW0 (med)zph unmatch
219.3Å
305.4Å
399.6Å

∆EW0
70.5Å
175.2Å
244.4Å

Conclusion
本研究ではすばる望遠鏡 Suprime-Cam の中帯域フィルターを用いて、COSMOS 領域の中間赤方偏移に存在する強輝線天体を 3097 個選出することができた。これらの天体の物理量は典型的な矮小星形成銀河と同程度であり、本研究で得られた強輝線天体は大多数が矮小星形成銀河であることがわかった。分
光測光赤方偏移との比較から本研究で得られた強輝

4.2

Star-formation main sequence

本研究で得られた矮小星形成銀河の中で分光観測がなされていた 81 天体について Hα 輝線より星形成率を求め、星形成メインシークエンスについて議論を行った (図 2)。図 2 において赤点は本研究において分光スペクトルより SFR を算出した矮小星形成
銀河、黒点は先行研究における矮小星形成銀河である。緑線・橙線は 0.5 ≤ z ≤ 1.0 における Whitaker
et al. 2012 と Whitaker et al. 2014 で得られた星形成メインシークエンスである。本研究で得られた矮小星形成銀河は先行研究と同程度のシークエンス

線を考慮した測光赤方偏移の算出精度は高いことが確認された。先行研究との比較から、強輝線を放つ
銀河の測光赤方偏移を求める場合は強輝線を考慮する必要があることが示唆された。また本研究で得られた矮小星形成銀河は先行研究で得られた星形成メ
インシークエンスと同程度のシークエンスを示すことがわかった。

Reference
Amorı̀n, R., Perez-Montero, E., Contini, T., et al. 2015,
A&A, 578, A105に分布しており、典型的な矮小星形成銀河であると考えられる。また先行研究で得られた星形成メイン
シークエンスと比較すると、power law fit(緑線) よCalabrò, A et al. 2017, A&A, 601, A95
Whitaker K. E. et al., 2014, ApJ, 795, 104

——–indexc9

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる-HST-アルマで暴く銀河形成最盛期における爆発的星形成銀河
木村 大希 (東北大学大学院 理学研究科)

Abstract
我々が現在進めている Mahalo Deep Project の field 領域のサーベイの一環として私は GOODS-S のCANDELS 領域における輝線銀河について調べている。その調査の初期成果を今回発表する。すばる望遠鏡の MOIRCS で観測を行い、狭帯域フィルター NB2315(中心波長=2.317 μ m) を用いて z=2.53 の H α輝線
銀河および z=3.63 の [OIII] 輝線銀河を選出した。その結果、main sequence より有意に高い比星形成率を示す銀河の多くは合体などの相互作用の兆候を持っていることが HST のデータから分かった。加えて、そのう
ちの少なくとも一つが ALMA の dust continuum の観測で明るく検出されていた。これらの結果から、銀河形成の最盛期において、銀河の合体が星形成活動の活発化の原因となりうることが分かった。また、multiple
な構造を持つ銀河も発見され、割合として z=2.5,z=3.6 それぞれで 40%,20%であった。main sequence からのずれを二つの赤方偏移の間で比較すると統計的な有意差がないことが分かった。このことから少なくとも field 領域では星形成銀河の進化プロセスは同じ段階である可能性が示唆される。

1

Introduction

性という点においても非常に優れている。これまでに様々な時代の銀河団やグループ、フィールド領域

赤方偏移 z=2 3 の時代は宇宙の星形成率密度が最大となる銀河形成の最盛期であり、銀河の星形成史を知るうえで非常に重要な時期である。そこで私はにおいて多くの輝線天体を発見している。

現在はサーベイをより低質量側に拡張しているところである (Mahalo Deep)。

特に z=2 3 における星形成銀河に着目し、それらの形成および進化が周囲の環境（銀河の数密度）や銀河質量にどのように依存しており、その原因が何であるかを突き止める研究を行なっている。

2

Methods/Instruments
and Observations
狭帯域フィルター NB2315(中心波長 2.317µm、波長幅 0.027µm) を用いてすばる望遠鏡の MOIRCSで GOODS-S 領 域 (Field1[seeing=0.4 , 限 界 等
級 (3 σ)=24.3、4h]、Field2[seeing=0.68 、限 界
図 1: 星形成率密度の進化 (Hopkins & Beacom 2006)
我々研究グループが進めている Mahalo-Subaru

等級 (3 σ)=23.56、4h]) の観測を行った。連続波の 成 分 と し て VLT の HAWKI の K-band(中 心
波長 2.146µm、波長幅 0.324µm) で行われたアー

カ イ ブ デ ー タ [31.5 hours(seeing=0.4 )+11.3-13(Mapping Halpha and Lines of Oxygen with Subhours(seeing=0.4 )、限界等級 27.3] を用いた。デーaru) では狭帯域フィルターを用いて星形成銀河が放タの１次処理には MCSRED2(Tanaka et al. 2011,
射する H αや [OII], [OIII] などの輝線を trace し、PASJ, 63, S415) を用いた。
近傍から遠方 (z=0.4 3.7) にある様々な環境下に属している星形成銀河を探し出すことが出来る。狭帯
域フィルターを用いることで赤方偏移の不定性を限りなく小さくすることができ、サンプリングの完全2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
輝線銀河の選出には次の３つの式を基準とした。
√

K − NB>K − NB>mN B>−2.5log

2
2f3σ,K+ f3σ,NB
s

入るので Hα/[N II] = 0.22(Sobral et al. 2012) を用いて [NII] の寄与を省いた。また、重要な過程として(1)

減光補正をする必要がある。減光の程度は本来銀河

0.7(EW > 244.35Å)(2)

内の空間的分布が存在したり、金属量などに依ったり

限界等級 (3 σ)(3)する可能性もあるが、今回は簡単のために星質量と

fN B

+ 0.1

A(Hα) の関係式 (Garn & best 2010) を用いた。星質(1) 式の f3σ,Ks , f3σ,N B はそれぞれの画像のノイズ 量はカタログから引用している（Straatman 2016）。
レベルの 3σ に相当するフラックスを意味している。 [OIII] 輝線銀河に対しては Hα/Hβ=2.86(in Case
また、(2) 式を用いて優位に NB で明るいもののみを B)、[OIII]/Hβ (Kewley2013.) を用いて [OIII] 輝線(Hayashi et al. 2012).

検出している。

強度を Hα 強度に変換してから同様の方法で星形成率に換算した。求めたこれらの星形成率をそれぞれの時代の平均的な星形成率と比較を行うために main

sequence と呼ばれる星質量と星形成率の間に存在す
る平均的な関係式も参照した (Hayashi et al.2012 at
z=2.5、Speagle et al. 2014 at z=3.6)。
図 2: 輝線銀河の選出

最後に、GOODS-S には HST の非常に深いデータ(Guo et al. 2013) も存在するので形態についても検次に輝線の同定を行う。狭帯域フィルターに適合証することができ、合体の兆候（潮汐力の跡）を示する輝線は異なる赤方偏移の異なる種類の輝線であすものや multiple な構造を示すもの（ガス円盤の不る可能性がある。そこで今回は photmetric redshift

安定性などに起因）も存在した。こうした形態を定とその分布を用い、輝線の分類を行った (図 3)。

量的に評価できる方法も存在する（Conselice 2003.)
が、今回はまず Sextractor を用いて優位に multiple
な構造を持つ銀河を調べた (Shibuya 2016.)。具体的には HST の WFC3/IR F160W の画像に対し、ノイズの３ σ レベル以上の pixel(1 pix=0.06”) が 7 pixel
以上連続で分布し、その分布の中に複数のピークが

図 3: phot-z を用いた輝線の分類
ある輝線が狭帯域フィルターに入るとき、フィル

存在するとき、各ピークが互いのピークの２ σ 以上のフラックス強度をもっている場合に複数の構造とみなしている（図 4）。

ターには幅があるため、同じ輝線でも赤方偏移のずれが生じる。今回用いたのは photmetric redshift であるため、その精度も考慮して図 3 のように 2 < z < 3
は Hα、3 < z < 4 は [OIII] とした。これを filed 全体に行った結果 Hα emitter12 天体、[OIII] emitter14
天体が得られた。
輝線銀河のもつ重要な物理量として星形成率（単位時間にどのくらいのガスを星形成に用いるか）がある。星形成率を求める手法はいくつかあるが、ダストの減光を受けにくいことから Hα が良い指標とされており、SF R = LHα ∗7.9∗10−42 (M⊙yr−1 )(Kennicutt.

1998) という換算式が存在し、今回はこの式を用いた。狭帯域フィルターには Hα だけでなく [N II] も

図 4: multiple な構造 (直径 2”)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

3

Results

HST による形態調査からは z=2.5 で 5 天体、z=3.6で 3 天体が multiple な構造を持っているということ

まず星形成率と星質量の相関関係の結果である（図5、 図 6）。

が分かった。また、z=2.5 では合体を起こしているペアの銀河両方が輝線銀河として受かっていること ( 図8)、および、それらは有意に main sequence を超える星形成率をもつことが明らかになった。また、そのペアのうち片方がダストの連続波を強く放射していることが ALMA の観測から分かっている（Aravena

et al. 2016, 図 9）。

図 5: z=2.5

図 8: 合体銀河

図 9: dust continuum

図 6: z=3.6

4Discussion

starburst の基準としては比星形成率（逆数が星形
成の time scale）が 10−8 yr−1 を採った。また、星形

まず 図 5、 図 6 の相関関係であるが、先行研究と成が活発になっているのか quench しているのかを定同様に星質量と星形成率の間に相関関係が確認でき

量的にみるために main sequence からのずれを 図 7た。観測データの傾きについては z=3.6 のほうが大にプロットした。

きく (0.42 at z=2.5、0.76 at z=3.6)、より質量依存性が大きい。z=2.5 で main sequence を超過している天体については全て合体の兆候が確認できた ( 図

8 の下２天体、図 10)。特に 図 8 の２天体はどちらもHα emitter として検出されているため、同じ時代に存在し、互いに相互作用している天体である。これらは重力的相互作用によってガスの角運動量が失われ、中心にガスが収縮していくことによって星形成が誘発されていると考えられる。加えこのペアのうち左側の銀河は dust 連続波の強い放射源として ALMA
図 7: main sequence との差によっても検出されているため高い星形成活動の有力な根拠となっている。z=3.6 の main sequence を2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
超えている銀河にも同様に合体の痕跡が見えている

して z=2.5 のほうが星形成率の質量依存性が小さい

ものが確認出来た。一方で multiple な構造を持つ銀こと、合体により星形成が誘発されること、z=3-2

河が z=2.5、z=3.6 でそれぞれ 40%、20%の割合で見の間で星形成銀河の進化プロセスは同じ段階にいる

つかったが、multiple な構造を持つことによって星可能性があることが分かった。[OIII] から星形成率

形成率が高くなっているなどの特徴は今回見られなへの換算、減光補正について熟慮すること、サンプかった。今後は積分時間を増やしたり、他の field 領

ル数、比較対象を増やすことが課題となった。また、域について調べたりすることでサンプルを増やして

MAHALO DEEP cluster 領域との比較も行っていき検証する必要がある。

たい。

星形成銀河の進化プロセスとして何らかの作用によりガスの収縮が起きると星形成活動が活発化して

main sequence の上側に分布し、ガスを大きく消費す Reference
ることにより quench して main sequence の下側に分 Hopkin & Beacon 2006, Natur, 440, 746
布していくという振動プロセスの存在がシミュレー
Tanaka et al. 2011, PASJ, 63, S415
ションなどから示唆されている。これについて調べる
Hayashi et al. 2012, ApJ, 757, 15
Rために mainsequence からのずれ (δ = log SFSF
RM S ) を異なる赤方偏移の間で比較し、両者で有意な差がある

Kennicutt. 1998, ApJ, 498, 181のかを検定したところ優位差はなかった（p=0.14）。 Sobral et al. 2012, MNRAS, 420, 1926
このことから少なくとも field 領域においては z=3-2にかけて星形成銀河の進化は同じ段階にある可能性

Garn & Best 2010, MNRAS, 409, 421が示唆される。しかし、サンプル数の問題があるた

Straanman 2016, ApJ, 830, 51

めこちらに関してもサンプル数を増やして検証した

Kewley 2013, ApJ, 774, L10いところである。

Speagle et al. 2014, ApJ, S214, 15
Guo et al. 2013, ApJ, S207, 24
Conselice 2003, AJ, 126, 1183
Aravena 2016, ApJ, 833, 68

図 10: 銀河合体
今回の研究では減光補正を質量依存性からのみ推定しており、ダストの見積もりが過大評価になっている可能性がある。実際カタログにある星形成率よりも低い見積もりになっている銀河が複数存在する。
また、[OIII] に関しては直接的な星形成率への換算式が存在せず、不定性が大きい。

5Conclusion
field 領域における赤方偏移 2.5 および 3.6 の星形

成銀河についての調査を行った。今回の観測結果と——–index

c10

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Catalina Real-time Transient Surveyを用いた
Changing Look Quasar 探査
名越 俊平 (京都大学 大学院理学研究科 宇宙物理学教室)

Abstract
クエーサーが変光することはよく知られていて、その典型的な変光量は数ヶ月で 0.1mag 程度のものである。しかし、数年間で 2mag 程度もの変光を示すクエーサーも存在することが近年報告されている (Changing

Look Quasar, 以下 CLQ)。そのような変光は AGN 活動性の ON/OFF の切り替わりだと考えられていて、クエーサーの特徴である広輝線が出現/消失している。CLQ の OFF 状態のスペクトルを観測することで、ON 状態では見ることのできなかった母銀河の情報を得ることができたり、変光中のスペクトル変化を分光モニタ観測することにより、中心の巨大ブラックホールの周辺構造に制限をつけられる可能性がある。しかし現在までの CLQ の報告例は非常に少なく、本研究ではそのような CLQ の探査を目的としている。

CLQ の可能性がある天体を探すために、Sloan Digital Sky Survey(SDSS) でクエーサーと同定された天体の光度曲線を Catalina Real-time Transient Survey(CRTS) カタログから入手し、解析した。CLQ は数年間連続で単調変光するという特徴を持っているため、CRTS の光度曲線を一次関数でフィッティングし単調変光性を調べた。そして、傾きや標準偏差などの情報をもとに約 27 万天体の中から現在も変光を続けている可能性のある候補天体を絞り込んだ。選定した天体に対して、変光の継続を確認するために口径 40cmの望遠鏡で測光観測を行ったが、観測の結果これらの天体の変光は継続していないことがわかった。今後は他の候補天体の観測を行い、継続的な変光が確認できた場合、分光観測のターゲットとする。

1

Introduction
クエーサーが持つ特徴の１つに変光が挙げられるが、その典型的な変光量は数ヶ月のタイムスケール
で 0.1mag 程度である。しかし、クエーサーの中には数年のタイムスケールで 2mag 程度の変光を示すもす鍵になるかもしれない。しかし、これまでに報告されて来た CLQ の数は 20 個程度しかなく (MacLeod

et al. 2016)、さらに Changing Look の過程を分光観測できた例は１つもない。そこで、本研究では分光モニター対象とするべき、Changing Look 中のク
エーサーを探査することを目的とする。

のもある (LaMassa et al. 2015; Ruan et al. 2016;

Runnoe et al. 2016)。このようなクエーサーの変光
前後のスペクトルをとると、広輝線が発達している 1型クエーサーから広輝線が見えない 2 型クエーサー

2

Methods（またはその逆）への変化といったように、スペクトル

CLQ は可視光の光度が長期間大きく単調変光す型が変化している。このような天体は Changing Look

る。そこで、可視光の長期間の測光データがある

Quasar(CLQ) と呼ばれていて、この現象のシナリオ Catalina Real Time Transient Survey(CRTS) を用
は論争中であり、Active Galactic Nuclie(AGN) の構 いた。Sloan Dgital Sky Survey(SDSS) によってク造推定や銀河進化の理解に重要だと考えられている。 エーサーと同定された天体の位置情報から、クエー
スペクトルの変化の時間発展がわかれば中心構造に サーの光度曲線を入手して解析した。使用した SDSS
対して制限がつけられる。さらに、銀河進化の過程でのカタログは、DR7Q(90527 天体)、DR12Q(DR7Q

重要な段階である可能性もあり銀河進化を解き明かに含まれる天体を除いて 182563 天体) の 2 つ。光度2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
曲線は約 27 万天体分あるので、その中から追観測候補を選定するために、光度曲線の一次関数フィッティ
ングによって得られる情報から観測候補を絞り込んだ (図 1)

図 2: 27 万天体の３年分のデータで一次関数フィッ
ティングして得られた傾きと標準偏差3

Observations
観測には京都大学宇宙物理学教室の屋上にある40cm 望遠鏡を用い、観測は 2017 年 10 月 25 日に
図 1: CRTS の光度曲線と解析例。ここでは主にフィッ 行った。当初観測に使用する予定だった CCD が機材
ティングの傾きと標準偏差、現在予想される等級を 不良のため、本観測では量子効率 50%の CMOS カメ
用いて選定している。

ラを使用した。観測の感度を上げるためにノーフィ
ルターで観測を行い、周辺の星の観測カウントとカ

クエーサーの単調変光を調べるために、CRTS の最

タログ等級から今回の観測結果を計算した。また、観新の観測点から遡って n 年分 (n = 1 ∼ 10) のデータ

測時の空が明るくカメラのゲインを最大まで上げてを用いて一次関数フィットを行った。使用するデータ行った観測のため星の位置をずらして背景光を差しの期間を変化させているのは、どのタイミングで変引いた。

光が始まったかがわからないためである。フィッティ
ングから得られる情報のうち、傾き、標準偏差、予想される現在の明るさを用いて候補天体を絞り込む。 4
傾きが大きくて標準偏差も大きい場合、エラーなど
によるランダムな変光の影響であると考えられるので、傾きが大きくて比較的標準偏差が小さな天体は有意に単調変光していると考えられる。さらに、追観測に受かる程度の明るさ (約 17 等以上) になっていると予想されるものを観測対象に選んだ。
これらの基準を満たす天体は増光中の天体ばかりだったので、これらの天体のスペクトルを目視し、AGN 活動性が発達前、すなわちできるだけ広輝線がResults & Discussion
観 測 し た 5 天 体 の 代 表 例 と し て J000701.42-011459.1 を図 3 に示すが、今回観測した天体を検出することができなかった。
そこで、今回の観測の upper limit を計算した。周辺に写っていうる天体のカタログ等級と観測カウン
トを以下の式F (A, B, C) =∑(Agn + Brn + Cin − fn )2(1)

n

卓越していないもの選んだ。候補に挙がった天体のに 代 入 し 、F (A, B, C) を 最 小 に す る よ う な 係 数中で、観測時期を考慮した 5 天体に対して実際に追A, B, C を計算した。gn , rn , in はそれぞれ n 番目の星観測を行った (図 2)。ただし、図 2 にプロットされたの g, r, i バンドのカタログ等級を線形に変換した値。

4 天体の他に 1 年分のデータを用いた同様の選定で受かった 1 天体がある。観測を行った天体は表 1 に

fn は観測カウント。A, B, C は各バンドの重みに相当する。すなわち、Agn +Brn +Cin は n 番目の星のカタリストした。

ログから予測されるカウントである。F (A, B, C) を最2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 1: 観測天体リスト。期待される V mag は、CRTS のフィッティング通りの増光が現在まで続いた場合の等級SDSS 天体名

red shiftg mag(SDSS)r mag(SDSS)MJD(SDSS)

期待される V mag

1.821±0.00069

21.93±0.08

21.93±0.13

54769

7.54

J000701.42-011459.1

0.057±0.00036

20.42±0.02

20.27±0.02

52910

16.85

J020344.27+304237.8

0.760±0.00010

19.53±0.02

19.10±0.02

54861

11.28

J021923.29-045148.7

0.630±0.00006

18.95±0.01

19.12±0.01

54822

1.52

J023126.19-061552.6

2.697±0.00122

19.97±0.02

20.17±0.02

54847

16.52

J232904.26-023726.5

図 3: J000701.42-011459.1 の天体画像。積分時間は

図 4: 予測カウントが実際のカウントから大きく外れ

180 秒 × 8

るところを upper limit とする。ここでは、x = 10000にある黒の縦線が upper limit である。黒線よりも右小にする係数は、A = 17614, B = 14490, C = 9351

側にも予測カウントと実測カウントが大きく異なるであった。ここから、観測で検出された天体のカタ

天体がいくつかあるが、これらは近くにある明るい

ログ等級と、A, B, C を用いて計算した予測カウント

天体の影響により観測カウントが伸びたものである。

を比較し、upper limit≃ 10000 を求めた。(図 4)

upper limit を天体の光度曲線にプロットしたもの
が図 5,6 であり、今回選定した天体が一次関数フィッティングで期待されるような増光を確認できなかった。
今回の選定法では、CRTS の測定誤差によるばら
つきにフィッティングが影響を受けやすく、図 6 下段にあるような天体が受かってしまう（長期間のデー
タでフィットすると単調変光性が確認できるので今回は観測対象にした）。さらに、CRTS の最後の測
定点が約４年前と古いことから予測が難しいという欠点がある。そこで今後は最近の測光データ (Gaia,

Dark Energy Camera Legacy Survey) を用いて光度曲線にプロットし再選定することが有効だと考えて

図 5: 光度曲線と本観測の upper limit2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 6: 他の 4 天体の光度曲線と upper limit
いる。さらに、SDSS の DR14 に新たにクエーサーと同定された天体が 114865 天体あるので、今後はそれらのデータも用いて再選定していく。

Reference
LaMassa et al. 2015, ApJ, 800, 144
MacLeod et al. 2016, MNRAS, 457, 389
Ruan et al. 2016, ApJ, 826, 188

5Conclusion
CRTS の光度曲線解析によって CLQ 候補天体を選定し、5 天体に対して測光観測を行った。今回の観測では目標天体が観測できなかったが、京大の屋上で行う観測の upper limit が分かった。さらに今回は急遽 CMOS カメラでの観測となったが、広い波長範
囲で高い感度を持つ裏面照射タイプの CCD で露出
時間を延ばして観測することで、19 等程度までの候
補天体まで確認可能であると考えている。CRTS の一次関数解析から期待されるような変光を示すもの
は確認できなかったが、積分時間を延ばすなどの方法で変光が継続していることを確認できるかもしれない。

Runnoe et al. 2016, MNRAS, 455, 1691

——–index

c11

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すばる HSC で探る、銀河団の進化段階と内部の銀河の星形成活動
山本 直明 (東北大学理学研究科)

Abstract
銀河の色や明るさ、形態といった性質は銀河の周辺環境に大きく依存していることが知られている。この関係がいつどのように起こり、その後どのように発展していったのかを観測することは、銀河進化の研究において極めて重要なテーマである。星形成史を辿ると、特に赤方偏移が 1-2 の間の時代は、近傍銀河の示すハッブル系列や、銀河団をはじめとする周辺構造が大きく変化した時代であるため、その時代の銀河の性質とその環境依存性を調べることは重要である。
しかし赤方偏移が 1 以上の遠方銀河団サンプルは希少であり、銀河も暗く詳しく調べることも難しいので、これらの遠方銀河団の性質を統計的に調べた研究は少ない。そこで広視野かつ深い観測データがある HSC-SSPに着目し、0.5-1.7 の時代の銀河団サンプルを大量に構築するプロジェクトを行った。ここでは二つのサーベイを行っている。一つ目は Blue cloud サーベイである。星形成銀河の出す輝線を狭帯域フィルターを用いて星形成銀河を探査するサーベイである。二つ目は Red sequence サーベイである。広帯域フィルターを用いて得られた天体を色選択し、星形成を終えた銀河を中心に探査するサーベイである。これら二つの探査法
を、HSC-SSP のデータを利用して行うため HSC-HSC(Hybrid Search for Cluster with HSC) と呼ぶ。
これまで S15B のデータを使って Blue cloud サーベイでは 86 個、Red sequence サーベイでは 199 個の銀河団候補を発見した。特に前者で発見した銀河団候補の中には、輝線銀河が非常に支配的に群れているものが見つかった。本研究では 2018 年上旬の分光フォローアップ観測に向けて、輝線銀河が支配的な銀河団や、輝線銀河と赤い銀河どちらも多く存在している銀河団などの性質を調べ、銀河団や銀河の星形成がどのように変化していったのかについて調べた。

1

Introduction
銀河の色や明るさ、形態といった性質は銀河の周辺環境に大きく依存していることが知られている。この関係がいつどのように起こり、その後どのように発展していったのかを観測することは、銀河進化の研究において極めて重要なテーマである。星形成史を辿ると、特に赤方偏移が 1-2 の間の時代は、近傍銀河の示すハッブル系列や、銀河団をはじめとする周辺構造が大きく変化した時代であるため、その時代の銀河の性質とその環境依存性を調べることは重要である。
しかし赤方偏移が 1 以上の遠方銀河団サンプルは希少であり、銀河も暗く詳しく調べることも難しいので、これらの遠方銀河団の性質を統計的に調べた研究は少ない。そこで広視野かつ深い観測データがある HSC-SSP に着目され、0.5-1.7 の時代の銀河団

サンプルを大量に構築するプロジェクトを行われた。
ここでは二つのサーベイを行われた。一つ目は Blue

cloud サーベイである。星形成銀河の出す輝線を狭帯域フィルターを用いて星形成銀河を探査するサーベイである。二つ目は Red sequence サーベイである。広帯域フィルターを用いて得られた天体を色選択し、星形成を終えた銀河を中心に探査するサーベイである。これら二つの探査法を、HSC-SSP のデー
タを利用して行うため HSC-HSC(Hybrid Search for

Cluster with HSC) と呼ぶ。
これまで S15B のデータを使って Blue cloud サーベ
イでは 86 個、Red sequence サーベイでは 199 個の銀河団候補を発見されている。特に前者で発見した銀河団候補の中には、輝線銀河が非常に支配的に群れているものも見つかった。このような銀河団を Bluedominate cluster とし、Blue cloud サーベイで見つ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
かった銀河団のうち、残りの銀河団を Dual cluster

Deep, Ultra-Deep では、狭帯域フィルター (NB0816,とした。

NB0921, NB101) が使われている。

本研究では、これらの銀河団候補領域の色等級図を作成した。銀河の色等級図では、星形成を終えた赤い銀河が列のようになって現れる Red sequence と、星形成が活発な青い銀河が雲のようになって現れる

Blue cloud が見られることが知られている。また両2.2

銀河団探査法について

Red sequence サーベイでは、Red sequence 上に者の間には Green valley と呼ばれる領域がある。

分布する赤い銀河の高密度領域を見つけるために、銀河団の種類ごとに色等級図を作成することによっ その時代に応じて銀河の色選択を適切に行う必要性て、銀河の分布がどのように異なるかについて調べ がある。今回使用した種族合成モデルは Kodama &る。今回は特に Deep, Ultra-Deep のサーベイで見つArimoto 1997 である。例えば、測光赤方偏移が 0.8-かった銀河団候補の中で、Ultra-Deep の cosmos 領

0.9 の天体で使用した色選択、等級の基準は以下の通域における銀河団の性質を調べた。

りである。

r − i′ > 1.1′

r − z > 1.7′

z < 23.7

(1)
(2)
(3)

一方、Blue cloud サーベイでは、星形成が活発な青く若い銀河を選択するために、Hayashi et al. 2017の line emitter catalog を使用した。これは HSC-SSPの photoz, 銀河の色, NB excess を元に、各 redshiftの emitter catalog が作成されている。このカタログから cmodel における nb921 の等級が 24.5 等より明るいものを選び高密度領域の探査に用いた。
図 1: 近傍の銀河の色等級図。横軸は r バンドにおける絶対等級であり、縦軸は u-r のカラーを取っている。星形成が活発な Blue cloud と星形成を終えた

Red sequence が確認できる。

2.3

fixed aperture method

色選択された銀河団の高密度領域を以下のようにして探査した。まず、ある半径の aperture を観測領

2

Data and Methods

2.1

HSC-SSP

すばる望遠鏡の戦略的プログラムである,HSC の大規模撮像サーベイ (PI: Satoshi Miyazaki) は、2014
年から 5 年間で 300 晩の観測を予定している。観
測の深さや広さに応じて HSC-Wide, Deep, Ultra-

域に隙間なく敷き詰め、各 aperture 内にある銀河の個数を数えた。次に、aperture 内に含まれる銀河の平均の個数とその分散を求めた。そして、3sigma 以上に対応する aperture 内の銀河の座標の重心を繰り返し求め、新しい高密度領域の中心とした。重心を求める作業は収束するまで行い、最後に高密度領域間の重複を最後に取り除いた。この時の aperture の半径は、銀河団成長のシミュレーション (Chiang et
Deep の三種類に分かれている。使用されている広 al. 2013) に基づき、着目している時代での典型的な帯域フィルターは g ,r ,i’ ,z’ ,y バンドであり、また銀河団半径を使った。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
z’ バンド等級を境に明るい天体を giant、暗い天体を
dwarf と定義して、それらの比を取ることで (giant
to dwarf ratio:GDR)、どのような進化段階にあるか
定量的に評価できる (Bildfell et al. 2005)。今回見積
もると blue dominate cluster, Dual cluster それぞれGDR は 0.78, 0.61 という結果になった。

図 2: Ultra-Deep の cosmos 領域 (測光赤方偏移 0.8-0.9) における Red sequence サーベイ高密度領域。高密度領域がフィラメント状に分布している。

3

Results銀河団の Blue dominate cluster, Dual cluster の
図 3: Blue dominate cluster の色等級図

色等級図を作成したところ図のようになった。横軸
は cmodel の r バンド等級、縦軸は cmodel の r-z’ をカラーとした。この時、各銀河団候補領域の半径は2.3arcmin とし、同じ分類の銀河団候補領域を足し合わせた。以下の銀河団の色等級図はいずれも field の差し引きを行なった後の図である。
二つを比較すると、Blue dominate cluster は Blue

cloud の分布が多く Red sequence の分布は少ない結果となった。一方で、Dual cluster では Red sequence
側や Green valley に属する銀河がより多くなるという結果になった。
比較のために field 領域における色等級図を用意した。field 領域では赤い銀河は少なく、Blue cloud 側に

図 4: Dual cluster の色等級図

天体が多く分布している。星形成が活発である Bluedominate cluster は、時間が経つにつれて星形成活動が穏やかになっていき、Dual cluster のような両者の性質を示す段階を経由して、赤い銀河が多く群れている段階になるのではないかと言える。ここで4Discussion

青い銀河と定義して、青い銀河の割合を見積もった

field 領域、Blue dominate cluster, Dual cluster の
順に Blue cloud から Red sequence に銀河が移るこ

ところ field, Blue dominate cluster, Dual cluster のとが分かった。先行研究ではリッチネスの大きさで順に値が小さくなっていた。

環境が定義されてはいるものの、同じような傾向が次に環境における quench した銀河についてより詳し確認されている（Tanaka et al. 2005）。本研究でもく調べた。red sequence 上にある銀河についてある

field, Blud dominate cluster, Dual cluster の順番で

r-z’ が 1.5 より大きい天体を赤い銀河、小さい銀河を2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 5: field 領域の色等級図

2.25

図 8: z=0.83 の環境ごとの色等級図

r-z' [mag]

2.00
1.75
1.50
1.25

みると Blue dominate cluster の方が Dual cluster よ1.00

り大きな値となった。これは質量の大きい銀河から

0.75
20

21

22

23

z' [mag]

24

25

26

先に進化していく downsizeng 現象が環境軸方向にも生じていると考えられる。

図 6: Blue dominate cluster の色等級図の plot

5
2.25

1 月の分光観測に向けて新しい種類の銀河団の性

2.00

r-z' [mag]Conclusion

質を調べたが、HSC-HSC で見つかった銀河団候補

1.75
1.50

領域の色等級図を作成することにより、銀河の環境

1.25ごとで色等級図上のどの領域に分布しやすいかが分

1.00
0.75

かった。今後は環境軸方向だけではなく、時代ごと

0.50
20

21

22

23

z' [mag]

24

25

26

にどのように変化していくのか調べる必要性がある。
また光度関数や星質量関数を環境軸や時間軸ごとに

図 7: Dual cluster の色等級図の plot

求め、どのような傾向があるのか調べていく方針である。

銀河の個数密度が大きくなっているので、リッチネ
スつまり銀河団の質量が星形成活動の quenching に影響を与えているのだろう。また星形成銀河が多い

Reference「青い銀河団」では、進化段階がまだ若く、ダウンサ

Chiang et al. 2013 ApJ 779 127

イジングの遅れとも関係していることが分かる。
また Blue dominate cluster では明るく重い銀河のHayashi et al. 2017 PASJ 70 17

みが red sequence に分布しているが、Dual cluster でKodama & Arimoto 1997

は暗い側の銀河も sequence に現れ始めていた。GDRTanaka et al. 2005 PASJ 362 268は遠方であればあるほど大きい値を取ることが知ら

Baldry et al. 2004 ApJ 600 681

れているが (Bildfell et al. 2012)、環境ごとに調べて

Bildfell et al. 2012 MNRAS 425 1

——–index

c12

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Blue horizontal-branch stars を用いた銀河 系恒星ハロー構造の解明
福島 徹也 (東北大学大学院 理研究科天文学専攻)

Abstract
銀河系ハローには古い星が多く、銀河系形成時の動力学情報を保存していることから、これらの星の空間分
布・力学情報を得ることは銀河形成の研究において非常に重要である。本研究では、すばる望遠鏡の超広視野カメラ Hyper Suprime-Cam (HSC) を用いた戦略枠プログラムのデータの中から、青色水平分枝星 (BHB)
をその測光的特長から取り出し、銀河系中心から約 300 キロパーセックのハローの端に及ぶ銀河系ハローの構造を明らかにするのが目標である。BHB 星は絶対等級が明るいことと距離の評価が容易であることから、ハローの構造を決定する上で大変優れたトレーサーである。BHB の抽出には、たとえば SDSS で行われた
ように、u − g vs g − r の 2 色図を用いバルマー線の違いを反映した方法を取ることが多いが、今回用いた

HSC のデータには u-band がないので、z-band におけるパッシェン系列の違いにより BHB を選択する。その際、HSC と SDSS のデータをクロスマッチして一致した天体を基準として、HSC のフィルターシステム
を用いた新たな BHB の選択条件を決めた。新たな選択条件を Sextans dSph に含まれる BHB を用いて評価したところ、completeness : 67%, purity : 62% という結果を得た。本研究では、ハローの構造を動径方向にべき乗 (べき α) の形を持つ密度分布で、軸対称で一定の軸比 (q) をもつ関数形を採用した。そして、今回選ばれた BHB に対して選択の精度を考慮した最尤法を用い、パラメータ α と q を推定した。その結果、ハローの全体構造は一般にプロレート状であることが分かった。また、動径方向のべきがある半径（ｒb ）で変化するモデルを採用したところ rb = 200 kpc でべきが変化すると推定された。この半径はハローの端があるとすればその半径に相当するものであるかもしれない。

1

Introduction

先行研究では銀河中心から数 10 − 100 kpc の範囲の恒星ハローの構造を研究しているが、天の川銀河

ハローは円盤に比べて力学時間が長いため、銀河系
恒星ハローは、銀河系形成時の情報を保持している。
そのため、銀河形成の研究において銀河系恒星ハローの構造を知ることは大変重要である。明るく絶対等級が推定しやすいという点から、恒星ハローの構造を探のダークマターハローのビリアル半径は約 300 kpc
ほどでありこれには達していない。ハローの密度分
布のべきの変化は降着した銀河によりつくられ、変化する半径は降着した時間と降着したサテライトの質量に関係するという研究もあり、より外側に密度

るうえで red giant-branch(RGB) や RRLyrae(RRL)

プロファイルの変化がないか探ることで最近の小さや blue horizontal-branch(BHB) といった星がトレーなサテライトの降着の有無などの最近の降着史を知サーとして使われる。RRL や BHB を使った研究か
ら、銀河系中心から数十から百 kpc においてはハロー
は smooth な成分と substructure を持つことが知られている。smooth な成分は一定の軸比 (q) を持つべ
き乗 (べき α) の密度分布が使われるが、先行研究では 2 < α < 4、0.4 < q < 0.8 のような値が求められている。また、これらは銀河系中心からの距離により変化し、外側は内側に比べて α が大きく傾きが急で、q は 1 に近くなりあまり潰れていない構造になることも示された。

ることができる。Subaru Strategic Program (SSP)で行われた Hyper Suprime-Cam (HSC) で得られた

BHB 星を使って 100 kpc より外側の恒星ハローの構造を調べることで銀河系の形成過程に制限を付けることが本研究の主な目的である。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2

Data

&

Methods

2.1

HSC-SSP dataに入っておりこの選択条件を支持した結果になっている。左図と右図を比べると HSC のデータの方が今回は HSC-SSP の Wide のデータを用いた。これは 5 つのバンド (g, r, i, z, y) で約 1400deg 2 の領域を観測する計画であるが、現在 7 つの領域 (XMM-

SDSS にくらべてそれぞれ分類された星がまとまっていて、BHB と他の A-type star をうまく分離できる。これは HSC の z-band がよりパッシェン系列にsensitive なものになっているからである。

LSS, WIDE12H, WIDE01H, VVDS, GAMA15H,
GAMA09H, HECTOMAP) 約 300deg 2 の観測デー

2.3

Contamination of BS stars

タが扱える。カタログ内の extendness を使って銀河と星のサンプルを分けるが、暗いサンプルになると

図 1 にしめした Sextans 矮小楕円体銀河の色等級

誤差によりうまく分けられなくなる。本研究では、銀図から選んだ BHB と BS を用いて今回用いたセレク河のコンタミが少ないと思われる i < 23 のサンプル

ションの completeness と purity を求めたところ、そを使って議論する。今後出てくる等級は、星間減光

れぞれ 67%、62% とわかった。この値を後述する尤

を補正したものである。

度に含めることで結果に与える BS のコンタミの影
響を小さくする。

2.2

Selection of BHB stars

BHB は表面重力の違いにより、他の A-type star

2.4と分離される。この時、365 nm のバルマー線の形状により生じる u-band の違いを用いて、g − r vsDistance estimate and spatial
distribution of BHBs

BHB の絶対等級は Deason et a. (2011) を参考に

u − g の color cut で BHB を選択する。しかし、HSC 次式で求めた。
のデータには u-band が存在しないため、代わりにパッシェン系列により z-band に生じる違いを用いてMg= 0.434 − 0.169(gSDSS − rSDSS )BHB を選択する。この時,Vickers et al. (2012) で決+2.319(gSDSS − rSDSS )2 + 20.449(gSDSS − rSDSS )3められた selection box を用いようとしたが、SDSS+94.517(gSDSS − rSDSS )4と HSC の測光バンドの特性の違いによりうまくいかなかった。そこで、SDSS のデータと今回の HSC のデータをクロスマッチして SDSS の g − r vs u − g(2)

今回は銀河ののコンタミが少なく、BHB 候補の密度分布を十分にとらえられていると考えられる 50 <の color cut により BHB とされたサンプルを参考に

r < 300 kpc のサンプルを使う。GAMA15H、XMM-

れぞれ SDSS により BHB・BS・その他 A-type star

ル両方を使って議論する。

HSC の測光システムにおける新たな BHB の選択条 LSS には substructuer が存在することが知られてい件を決めた。図 2 において、青点・緑点・赤点はそ るため、これらを含めたサンプルと含めないサンプとされたものである。これらを参考に決めた新たな

BHB 選択条件が次である。(図１左図の実線)−0.3 < gHSC − rHSC < 0

2.5

Maximum likelihood method

一定の軸比 (q) をもつべき乗 (べき α) の密度分布0.2(gHSC − rHSC ) − 0.04 < iHSC − zHSC < 0.01
2(gHSC − rHSC ) − 0.23 < gHSC − zHSC
< 2(gHSC − rHSC ) − 0.03. (1)
オレンジ色の四角は Xue et al. (2011)SDSS の分光データを用いて決められた BHB 候補。選択領域内

α
ρ(R, z) = ρ0 R⊙

]−α/2
[
z2
2
,
R + 2
q

(3)

を仮定し、(α, q) を最尤法を用いて求める。このとき、尤度は次で表される。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 1: Left: spatial distribution of stars in the HSC-SSP data near a dwarf spheroidal galaxy, Sextans.

The candidate member stars in Sextans are designated with red points. Blue points show the field stars
outside Sextans but covering the same area. These field stars are utilized for the correction in the estimateof selecting BHB stars. Right: g vs. g − r color diagram of stars with i ≤ 23 mag in Sextans. Blue andred points denote the selected BHB and BS stars.

表 2: Maximum Likelihood results for a broken
fBHB
P (xi ) = p(griz|BHB)
power-law model
VBHB
Substructure
αinαout
rb (kpc)q3
× ρBHB (mg − MgBHB , l, b)DBHB
+0.3
+0.6
+35
with
3.1−0.4 4.7−0.9
105−252.6+1.9−0.3
fBS+ p(griz|BS)
without
3.2−0.4
5.3
210
1.5+1.8−0.4
VBS
3
× ρBS (mg − MgBS , l, b)DBS(4)

log L =N
tot∑

log P (xi )

(5)

i=1

3

Results & Discussion
途中でべきの変わらない密度プロファイルのモデルを仮定して i < 23 等で 50 < r < 300 kpc の BHB候補に対して最尤法を用いたところ、表 1 のような結果を得た。
表 1:

Maximum Likelihood results for a single

power-law model
Substructure
withwithoutαq3.38+0.15−0.25
3.51+0.36−0.38

2.04+0.37−0.13
1.34+0.66−0.37

全領域のサンプルを使うと、 α = 3.68+0.15−0.25 andq = 2.04+0.37−0.13 となりプロレートな形状になる。一方、
GAMA15H・XMM-LSS を 除 い た サ ン プ ル だ と α =+0.66
3.51+0.36−0.38 and q = 1.34−0.37 となり、α は同じような値になるが、球に近い形状になることが分かった。この結果
は、GAMA15H・XMM-LSS に含まれるサジタリウスス
トリームといった構造によるものと考えられる。これらの構造は、銀河系円盤と垂直の軌道をしているサジタリウス
矮小銀河の潮汐破壊により生まれたものである。これらの構造により銀河系円盤と垂直方向に伸びたようなプロレー
トな形にフィットされる。
また、ある半径でべきが変わる broken power-law モデ
ルに対してもフィッテングを行った。この結果表表 2 のよ
うな結果を得た。GAMA15H・XMM-LSS を含まないサンプルに注目すると r ≃ 200kpc でべきが急になることが分かった。この半径にこのような境界が本当にあるとしたら、この結果は天の川銀河は過去 10 億年のあいだ小さい銀河の降着をしていないことを示している。しかし、これらの結果はサンプルが少なく誤差が大きいため、今後観測されるデータを含めた慎重な議論が必要がある。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

0

0

-0.05

-0.05
i-z (SDSS)

0.05

i-z (HSC)

0.05

-0.1

-0.1

-0.15

-0.15

-0.2

-0.2

-0.25
-0.3

-0.25

-0.2

-0.15

-0.1

-0.05

0

-0.25
-0.3

-0.25

-0.2

g-r (HSC)

0.1
0
-0.1

-0.1

-0.05

0

-0.15
-0.1
g-r (SDSS)

-0.05

0

0.1

Other A-star
BS
BHB
BHB(spec)

0
-0.1
-0.2

g-z (HSC)

g-z (SDSS)

-0.2
-0.3

-0.3

-0.4

-0.4

-0.5

-0.5

-0.6

-0.6

-0.7

-0.7

-0.8
-0.3

-0.15
g-r (SDSS)

-0.25

-0.2

-0.15
g-r (HSC)

-0.1

-0.05

0

-0.8
-0.3

-0.25

-0.2

図 2: Color-color diagrams for the selection of BHB stars in the g − r vs. i − z space (upper panel)and the g − r vs. g − z space (lower panel). Left and right panels correspond to the HSC and SDSS
filter systems, respectively. Green and blue points indicate stars classified as BS and BHB candidates,
respectively, whereas red points are other A-colored point sources based on SDSS’s (u, g, r)-band selection(?). Orange squares show BHB stars selected from spectroscopy by Xue et al. (2011). In left panels with
the HSC filter system, black dots are all of the point-source data in HSC-SSP and areas enclosed by solidlines denote the fiducial selection region for BHB stars against BSs, white dwarfs and quasars adopted
in this work. The dashed lines in the blue side of iSDSS − zSDSS (upper left panel) is also employed to
examine the eﬀects of the contamination by BS stars. In the right panel with the SDSS filter system,
solid lines show the selection of BHB stars proposed by Vickers et al. (2012).

4

Conclusion

特殊な構造がない領域の r = 50 − 300 kpc にある約 450
個の BHB を使って銀河系恒星ハローの構造を求めたところ、(α, q) = (3.51, 1.34) という結果を得た。さらに、途中でべきがかわるモデルを用いたところ、r ≃ 200kpc でべきが急になることが分かった。サンプル数が少ないため
今後の観測も含めた慎重な議論が必要である。

Reference
Deason, A. J., Belokurov, V., & Evans, N. W. 2011,
MNRAS, 416, 2903
Fukushima T., Chiba M., Homma D., Okamoto S.,
Komiyama Y., Tanaka M., Tanaka M., ArimotoN.,Matsuno T., 2018, PASJ, 73
Vickers, J. J., Grebel, E. K., & Huxor, A. P. AJ, 143,
86
Xue, X.-X., Rix, H.-W., Yanny, B., et al. 2011, ApJ,
738, 79

——–index

c13

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Gaia DR2 でみる作用空間の基礎構造
山田 優太郎 (新潟大学大学院自然科学研究科

M1)

Abstract
ESA（欧州宇宙機関）の位置天文衛星”Gaia” の Data Release2(DR2) の公開により、13 億個程度の光源の
5D パラメーター (赤経、赤緯、固有運動、年周視差) が得られている。これまで使用されてきた Hipparcosの観測によるカタログは 100pc 程度までしか精度よく距離を測れなかったが、この Gaia は 10kpc までの星の距離測定が可能になる計画である。DR2 は中間公開ではあるが、DR1 と比べても非常にたくさんの星に対して 5D パラメーターを得ることができるようになった。視線速度についても Gaia 単機での測定が継続中であり、今後のデータリリースでは 6D パラメーターの公開が期待されている。
現在この DR2 をもとに様々な研究が行われているが、ここでは太陽から 1.5kpc 以内の 350 万個程の星についてのデータを用いて、星の銀河系内軌道運動の分布について調査した論文のレビューをする。DR2 から得られた星の詳細軌道運動のデータにより従来の限界であった太陽系近傍を超えて天の川銀河の小規模構造の解析が可能になった。星の軌道運動は (JR , Jϕ = LZ , JZ ) を用いてマッピングすることで同じ軌道上の星の識別を容易にしている。これまでに銀河の基礎構造が軌道運動の密度 n(JR , LZ ) に関係していることが知られており、DR2 のデータでより精度よく対応関係を示すことができる。既知の、そして新しい銀河の基礎構造を示し、異なる軌道上の星の占有率の違いと基礎構造における非軸対称性の程度を計ることは、どちらも天の川銀河円盤のモデル化にとって重要である。
ここでは、速度による構造と作用による構造の比較と、太陽系からの距離による構造の変化を見る。その後、既知の構造とも比較し、Gaia DR2 による解析への影響を見る。

1

Introduction
軌道運動の作用積分 (以下作用（) J R , J ϕ = Lz , J z）は天の川銀河を解析するうえで強力なツールにな
りうることがわかっている。作用は運動の積分であるから、銀河の星の成分を表す分布関数の理想的なパラメータである。2018 年 4 月 25 日に公開されたGaia DR2 により、かつての Hipparcos などから比べて、非常に詳細な構造が見ることができた。この研究では、Gaia DR2 が提供する 6D パラメータから星の作用を推定することで、太陽から約 1.5 kpc 以
内の星の軌道分布を定性的に調べている。

2

Data and Methods

2.1

Data & Quality cuts2018 年 4 月 26 日に公開された GaiaDR2(Gaia
Collaboration et al. 2018a,b) では、7,224,631 個も

図 1: GaiaDR2 のサンプル数の 6D パラメータ (2D 位置（RA、Dec）、年周視差

ϖ、固有運動 µRA , µDec 、そして視線速度 vlos ) が得

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
1
られた。ここから距離測定として d = ϖを用いても対称構造を示す銀河では、例えば Lz は半径方向移十分正確であるように、相対距離誤差 5 ％に相当す

動の影響を受ける。しかし、銀河の重力ポテンシャる δϖϖ≤ 0.05 を満たすもデータのみを採用すると、 ルが特別な場合 (Stäckel potential) では、それぞれ

3,738,840 個になった。

の式が単一の直角位相に減少し、速く簡単に評価

さらに太陽に対する三次元空間速度、
((
)2 (
)2
vtot
4.7623 masvlos=+
km s−1km s−1ϖ[()2 ()2 ]) 12
µRA∗
µDec
×
+
mas yr−1
mas yr−1

することができる。ここでは、Bovy による galpy

python package(2015) の軸対称な重力ポテンシャ
ル (MWPotential2014) を仮定し、Binny(2012) による「theStäckelFudge」を用いる。この仮定では、太(1) 陽の位置 R⊙ = 8 kpc での円周速度が vcirc (R⊙ ) =220 km s−1 になる。

でもカットが行われる。これは年周視差、固有運動、視線速度の不確実性がすべて vlot に凝縮されることを示√しており、δvtot > 8 kms−1 ∼ 3×5 kms−1 の星をす
べて除外する。 最後に astrometric excess noiseが 0.2mas 以下になるようにすることで、3,564,940個の星の高品質なデータを得る。
高品質に抜粋した観測データのうち、太陽からの距離で三つの枠組みに分ける。「局所太陽系近傍」:
1
太陽からの距離が ϖ< 200 pc。これは Hipparcosのミッションでカバーされた範囲である。「拡張太陽近傍」：200 pc <域」:600

2.2

1
ϖ

1
< 1.5
pc < ϖ< 600 pc。「拡張円盤領kpc。

Action Estimation

恒星の運動は一般的には 6 次元位相空間にて表現
され、銀河重力ポテンシャルにおいて複雑な時間発展を示す。軸対称銀河ポテンシャルにおいては、位

図 2: 疑似軸対称銀河の速度と作用の分布

置と速度をその軌道に沿って積分することで、便利な次のような形で定義される。
I
1
JR =
pu du
2π orbitI1
Jϕ =pT dϕ = LZ
2π orbit
I
1
JZ =
pν dν
2π orbit

(2)
(3)

2.3

Axisymmetric mock data

今、完全に軸対称な銀河系ディスクの場合に太陽系近傍の作用空間 (Lz , JR ) と速度空間 (U, V )(4) で ど の よ う な 分 布 を 期 待 さ れ る か を 示 す 。模 擬(u, v) は銀河中心子午面の (R, z) に相当し、(pu , pv )が対応する運動量である。ϕ および pT は方位角および方位角速度である。特に Jϕ は単に z 方向の角運動
量 Lz である。
ただしこの式 (2)〜(4) の正確な計算は容易ではない。銀河系のバルジや腕上構造のような非軸データは、Trick et al.(2016),Appendix A に記載された手順に従って、恒星分布関数（DF）のモ
ンテカルロサンプリングによって作成される。
天 の 川 銀 河 モ デ ル は 、作 用 推 定 に 用 い た 重 力 ポ
テンシャルモデル、MWPotential2014、擬似等温(quasi-isothermal)DF である軸対称銀河円盤、お2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: 「局所太陽系近傍」「拡張太陽近傍」「拡張円盤領域」における n(U, V ) と n(Lz , JR )よび太陽系近傍 d = 200 pc での鋭いカットオフ角3

Results

3.1

The 200 pc Solar neighborhood,and beyondを持つ球形選択関数、で構成されている。疑似等
温密度分布関数のスケールパラメータは、ディスqdf
クスケール長 hqdf
= 2.5 kpc、速度分散 σR,0=R
−1 qdf−1
33 km s σz,0 = 25 km s 指数速度スケール
qdf
長 hqdfσ,R = 8 kpchσ,z = 33 kpc(Bovy and Rix

2013)。これらの条件で約 310 万個の星々を描いた。この疑似データの星々の動径方向および垂直方向の速度分散は、σR = 34 km s−1 および σz =22 km s−1 であり、 従って我々の GaiaDR2 から得た「局所太陽近傍」サンプルにおける速度分散σR = 37 km s−1 , σz = 20 km s−1 に近い。

GaiaDR2 から得られた n（Lz , JR ）と n（U, V ）を
疑似データと比較する。図 3 では、3 つの範囲における銀河中心子午平面の分布を 1 段目に示している。中央の段は銀河系円盤内の水平運動による分布で、1/ϖ <200pc の場合は動径および接線方向の運動を記述する
ために (ULSR , VLSR ) の速度を、200 pc < 1/ϖ つまり太陽系近傍の外では銀河中心座標系の (−vR , vT )を利用している。3 段目が作用空間の分布である。太陽系近傍半径 R⊙ = 8 kpc において、速度 vcirc (R⊙ )〜220 km s−1 の円軌道を持つ星の角運動量 Lz =z
8kpc × 220km s−1 ≡ Lz,0 を基準とした LLz,0を横軸にしている。(a) の局所太陽系近傍では、速度空間と作用空間ともに詳細な構造が見て取れる。密度が高い尾根上の構造はほぼ一定の Lz で盾に伸びている2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
ようだ。そして (ｂ)、(ｃ) と 1/ϖ が大きくなるに
つれて速度分布は急速にぼやけてしまう。しかしながら、作用空間では構造が識別可能な余地が依然として存在しているのがわかる。

4

Discussion & Conclusion
この研究では、Gaia DR2 により約 1.5kpc 以内の銀河円盤内の星々の軌道-空間分布に重要な構造があることを示した。数百万の恒星の位置と速度を高精度に測定する Gaia DR2 のおかげで初めて可能に

3.2

Moving goroups

なった。図 3 からわかるように、太陽系近傍 (100〜

200pc) を超えた速度空間では軌道の基礎構造が不明
瞭である。それに比べ作用空間では、太陽系近傍ではいくつもの Moving goroup と過密構造を示す。これら n(Lz , JR ) の構造では以下の４つの物理的意味を持つと考えることができる。(1) 典型的な測定の不確かさは、このサンプルでは観測された構造のサイズよりも小さい。(2) これら n(Lz , JR ) の過密構造では平均 Jz が低く、円盤に非常に近いままである。(3)
多くは非常に非対称な動径方向運動の領域に対応する。(4)1/ϖ = 1.5kpc までのすべての距離領域で同様の構造が観測されている。
ただし、ここで用いた作用があくまでも推定であったことには注意が必要だ。銀河系重力ポテンシャルの形状がよくわかっていないこと、またそれは明らか
図 4: Gaia DR2(上) と Hipparcos(下) による局所太陽系近傍の MovingGroupsに軸対称ではないためにこの作用は推定でしかない。
これまでの作用推定は大部分が測定の不確実性により支配されていたため、作用空間の基礎構造で銀

図 4 左上には既知の Moving goroups を「局所太河系を記述するために軸対称モデルを使用すること

陽系近傍」の速度空間に示す。Hyades や Pleiades なはそこまで問題はなかった。Gaia DR2 は、データ

どの星団由来の stream がある。これからわかるようの複雑さを落とすための銀河系モデルが、本来の天に、V がほぼ一定で、既知の移動群と一致する広範の川銀河を知るための枷になることを示唆している

囲の U にまたがるアーチを検出している。図 4 右上

かもしれない。

にはその範囲に対応する作用空間の領域を同じ色の線で囲んである。見てわかる通り、作用空間内の高密度部分に対応している。そしてそれは同じようなReference(U, V ) 速度を有するなら、同様の Lz , JR し似通った Wilma H. Trick et al. 2018, arXiv:1805.03653
軌道をとることを示す。
Gaia DR2 が公表される以前のデータでは品質も量も足りず、(U, V ) 平面における移動群の範囲の定量化は困難だった。図 4 下に示したのは、Sellwood(2010)
により Hipparcos のデータを使用して同様に行われた作用推定の結果である。Hipparcos では Hyades の

Sellwood J. A. 2010, MNRAS,409,145
Gaia Collaboration(arXiv:1804.09380)

et

al.,

2018b,

preprint,

Gaia Collaboration(arXiv:1804.09365)

et

al.,

2018a,

preprint,

みが顕著にしか見えていたが、Gaia DR2 によりほ

Bovy J., 2015, ApJS, 216, 29かの構造が明瞭になっているのは言うまでもない。

Trick W. H., Bovy J., Rix H.-W., 2016, ApJ, 830, 97

——–index

c14

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

水素分子冷却による宇宙初期天体の形成過程
官野 優翔 (新潟大学大学院 宇宙物理学研究室)

Abstract
赤方偏移 z が 103 程度の時代は、宇宙膨張による温度低下から電子が陽子に捕獲され水素原子になり、宇宙の中性化が起こる。z が 8 から 103 程度の時代は、宇宙は中性で明るい天体が観測されていないことから宇宙暗黒時代と呼ばれており、この時代に宇宙最初の天体が形成されたのではないかと考えられている。この天体は今宇宙にある銀河以前に形成され、銀河の元と考えられる前銀河天体（原始銀河雲）であり、重元素を含まない原始ガスから形成されたと考えられている。銀河形成を考える上では、温度が 104 K
以下では水素分子の振動・回転準位の励起による放射冷却が重要になり、原始ガス中にほとんど存在しな
いため水素分子の生成・解離過程を詳細に考慮し存在比を評価する必要がある。
本発表では [1][2] の論文のレビューを行う。宇宙の中性化時に再結合できず、取り残された電子や水素イオンを触媒とした非化学平衡での水素分子形成を考える。原始銀河雲の収縮時には水素分子形成と電子の再結合が同時に進む。このことを考慮して水素分子の形成・解離、電子の再結合、冷却のタイムスケー
ルの比較から水素分子の形成量の推定を行う。冷却のタイムスケールを自由落下時間や宇宙膨張のタイムスケールと比較することで、冷却が効き天体形成が期待されるパラメータ領域を示し、原始雲が進化し実際に形成される天体の質量を推定する。

1 Introduction
原始銀河雲から形成される天体は、初期の宇宙では密度超過領域から重力収縮により形成されること2 Methods
まずは、H2 による冷却を考慮したイオンを触媒とする H2 の形成過程を考え、存在比を推定する。

が広く受け入れられている。天体の形成方法を理解

実際に形成される天体の形成は、自由落下時間とするためには様々な進化段階における雲の物理的過冷却時間との比較によって基本的に理解される。よっ程を個別に考慮する必要がある。

て、推定した H2 の存在比から、冷却を含む ρ − T 平

原始銀河雲の進化を考える上では、原始雲の冷却過程が重要になる。重元素を含まない原始ガスによ

面上の cooling diagram を図示し、冷却が効き天体形成が期待されるパラメータ領域を示す。

る重力収縮を考えているため、冷却過程は水素原子（H）・水素分子 (H2 ) による冷却を考慮する。T > 104 K
では水素原子冷却が効くが、T < 104 K では水素原子による冷却率が急減するため、H2 の振動・回転準位の励起による放射冷却の過程が重要になる。しかし、始原ガス中に水素分子がほとんど存在せず、H2

2.1 H2 形成過程
H2 の冷却過程として二つの過程を考える。
・H− 過程（電子を触媒）は励起されにくい。よって、水素分子冷却を考える

H + e− −→ H− + γ

上で H2 の形成過程・存在比を評価する必要がある。

H + H− −→ H2 + e−

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
・H+2 過程（水素イオンを触媒）

H + H+ −→ H+2 + γ
H+2 + H −→ H2 + H+
上記の過程から、H2 形成には電子や水素イオンの存在が必要である。そのため電離度が重要になる。
化学平衡で考えると電離度は、電離と再結合反応速度の関係から T< 104 K 以下で急減するためイオンが存在せず H2 が形成されない。よって、宇宙膨張による密度減少から有限に残る電子を触媒とする H2 形成を考え、H2 の存在比を推定する。

要になる。この過程からビリアル温度および赤方偏移を有する非平衡な yH2 を評価する
図 1a は tdis 、tcool 、trec を比較し、その境界を ye − T
平面上に表した図である。比較から三つの領域に分かれている。

1. tdis < min（tcool 、trec ）図 1a の「tdis fastest」領域である。T < 104 K より
水素原子の冷却が効く。H2 の解離タイムスケールが最も短いため H2 は化学平衡状態にある。この場合、
eq

yH2 は tform = tdis より決定する。ここで、yH2 は化学平衡における yH2 を示す。
eq

yH2 = yH2

2.2 H2 の存在比の推定
T < 104 K での冷却率を推定するためには、H2 の存在比（以下、yH2 ）が必要であるが、銀河形成期のT < 104 K では一般的に平衡状態ではない。yH2 の値は ρ と T だけでなく、初期条件にも依存するため、
時間的進化を考慮して非平衡な yH2 の値を推定する

2. trec < min（tcool 、tdis ）図 1a の 「trec fastest」領域である。T < 104 K より

H2 冷却が有効になる。再結合のタイムスケールが最も短いため H2 は化学平衡から外れ、ye が減少する方へ進化する。その場合、yH2 は式 tform = trec より決
定される。

(
eq
yH2 = yH2

必要がある。また、原始銀河雲の収縮による密度増加で、電子の再結合と H2 形成が競合する。よって、タイムスケールを比較し yH2 の値を推定する方法を採用する。ここで、tdis 、tform 、tcool 、trec の 4 つのタイ
ムスケールを導入する。それらは、それぞれ、H2 の解離および形成時間、冷却時間、および再結合時間
を表す。

trec
tdis

)

3. tcool < min（trec 、tdis ）図 1a の「tcool fastest」領域である。T < 104 K より H2 冷却が有効になる。冷却のタイムスケールが最も短いため、yH2 は式 tform = tcool によって決定されeqeqる。ここで、tcool は、yH2 を用いた H2 の rovibrationaltransition による冷却のタイムスケールを表す。

nH2
1= ∑ dis
dis
k
n
n
k
H2 i
i i
i i nH yi
yH2
nH2
tform ≡ ∑ form
= ∑ formi j ki j ni n j
i j ki j nH yi y j eq 1/2
 t 
eq 
yH2 = yH2  cool 
tdis

tdis ≡ ∑1.5ρkB Tµm p Λ
np1
trec ≡ rec=k ne n p krec nH yetcool ≡eqrel
電離度 は、yrele と ye で表現される。ここで、ye はGalli ＆ Palla（1998）で計算された宇宙論的な残った−4
電離度 （yrel、ye は化学平衡時の電e ∼ 3.02 × 10 ）eq

離度である。
図 1b は 、3.02 × 10−4 の 初 期 電 離 度 で z=nH , ni , yi (≡ ni /nH ), k X , ρ, µ, m p , Λ はそれぞれ全核子 0, 100, 200, 300 の場合に形成される yH2 を原始雲のの数密度、i の数密度、i の割合、X 過程の化学反応 ビリアル温度に対して示した図である。z < 100 で速度係数、質量密度、平均分子量、陽子質量、冷却は z 依存性がほとんどなくなく、水素分子比率は最率である。これらのタイムスケールを比較する。比大で yH2 ∼ 10−4 程度となる。図において z ≤ 100 お較によって最もタイムスケールの短い過程がまず重よび T ∼ 10−4 K の場合、H2 は化学平衡状態にある2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

が、温度が低下するにつれて、冷却時間が他のタイ

H −1 の比較をすることで天体の進化を予測する。tﬀ

ムスケールに比べて短くなるため、H2 は平衡から離と tcool を以下に示す。
(
)1/2
3π
1.5µ−1 kT virtﬀ =, tcool =32Gρvir
nvir Λ(yH2 , T vir , nvir )れる。2000K 未満では、再結合のタイムスケールが最短であり、H2 形成の触媒となる電子が急減し、H2形成が起こらず yH2 ∼ yrele となる。
これを用いて、yH2 を推定することができる。

(1)

ρvir ≡ 18π2 Ωρcr
nvir ≡ Ωb ρvir /mpρcr ≡ 1.9 × 10−29 h2 (1 + Zvir )3 gcm−3
今回の論文では、密度パラメータ Ω = 0.3、Ωb = 0.04
、h = 0.7 を採用します。式（1）から tﬀ と tcool との境界、H −1 と tcool との境界が得られ、その線を（1 + zvir）− T vir 平面上に描く（図 2）。

3 Results
図 2 より三つの領域に分けられる。

1. tcool < tﬀ :原始雲の冷却が進み、温度低下から圧力の影響を
ほとんど無視し tﬀ で動的に重力収縮する。恒星サイズの雲に分裂し収縮することが期待され、複数の天体形成が予想される。
この領域では T> 104 K では水素原子の輝線冷却が効き、T< 104 K（だいたい zvir が 10 ∼ 100 の領域）
では H2 が形成され H2 冷却が非常に有効である。

2. tﬀ < tcool < H −1 :原始雲はほとんど冷却されずに収縮するため、圧力の影響を受け重力収縮せず止まり、ハップル時間
内で冷却が効き準静的収縮が起こる。中心密度が高図 1: (a : 上図) tdis 、tcool 、trec を ye − T 面で比較した図

い場合逃走的収縮が起こり、巨大で少数の天体形成, (b : 下図) 4 つの赤方偏移 z でプロットした原始雲が予想される。

がビリアル化したときに形成される yH2 を表した図

この領域では T< 104 K より H2 冷却が有効となる。

3. tﬀ < H −1 < tcool :この領域でも T< 104 K より H2 冷却が効く。しか2.3 自由落下速度と冷却時間の比較
前節で評価した yH2 を用いて冷却率を評価するこし、原始雲はハップル時間内に冷却ができないため、天体形成は期待できない。

TCMB > T vir は冷却の禁止領域となっている。

とができる。自由落下速度（tﬀ ）と H2 冷却の寄与

各領域における天体形成システムと冷却過程につを含む冷却時間（tcool ）の比較、tcool と Hubble 時間

いて示した。最後に原始雲が進化し実際に形成され2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

る天体の質量の推定を行う上で、宇宙モデル・密度が可能になる。しかし、この領域では自由落下時間

揺らぎのモデルについて考察する。

内に冷却が起きない事を考慮すると、 自由落下時間
内に冷却可能な領域 tcool < tﬀ で M ∼ 106 M⊙ の最初の天体形成につながることが考えられる。 この領域
では H2 冷却が非常に重要である。結果、このモデ
ルでは原始銀河雲の進化から z∼ 50 程度のときに質量が M ∼ 106 M⊙ の天体になることが推定される。

5 Conclution
宇宙論的な残った電離度 （yrele ）触媒とした H2 形成過程から、4 つのタイムスケール比較することで非化学平衡での H2 の存在比を推定し、T vir < 104 での冷却率を考えた。この冷却率を用いて、冷却のタ
イムスケールを自由落下時間や宇宙膨張のタイムス
図 2: tﬀ , H −1 , tcool を比較し、（1 + zvir ）− T vir 平面上にプロットした図。1σ、2σ、3σ は CDM 宇宙モデル
における密度揺らぎをビリアル化したときの T,z でプロットした線。右上から左下に横切る線は原始雲

ケールと比較することで、冷却が効き天体形成が期待されるパラメータ領域を示した。その図から小質量の原始雲が先に収縮し、形成される宇宙初期天体の質量が M∼ 106 M⊙ (z∼ 50) になることを示した。

の質量（105 M⊙ , 107 M⊙ ）に対応する。

参考文献

4 Discussion
原始雲が収縮し形成される宇宙初期天体の質量を推定するには、特に密度の揺らぎについて考察する必要がある。ここでは、観測から示唆されている冷たい暗黒物質 (CDM) の密度揺らぎから現在の銀河などの構造が形成されたモデル（CDM モデル）について考える。
この場合、小スケールにおいて揺らぎの分散が大きくなるため、小質量の原始雲から先に階層的に収縮するシナリオが考えられている。よって冷たい暗黒物質の揺らぎの 1σ、2σ、3σ の線を図 2 に示すことで、最初に形成される天体の質量を推定する。
図 2 の 3σ の線に着目する。原始雲が領域 tﬀ <H −1 < tcool から進化していくが、この領域では冷却が効かないため天体形成は期待できない。その後、
領域 tﬀ < tcool < H −1 ではじめて冷却および天体形成

1. Nishi, Ryoichi; Susa, Hajime. 1999 , ApJL ,523 103
2. Susa, Hajime. 2002 , Prog. Theor. Phys. Suppl.,
147, 11

——–index

c15

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

JWST 打ち上げに向けた高赤方偏移銀河形成シミュレーションの解析
垂水 勇太 (東京大学大学院 理学系研究科 物理学専攻)

Abstract
2021 年に JWST の打ち上げが予定され、高赤方偏移 (z > 10) の銀河が観測にかかることが期待される。そのため理論面の整備が重要であるが、観測の難しさからそれは進んでいない。本研究では、流体力学をメッシュ法、ダークマターによる重力を粒子法で扱った enzo コード (The enzo collaboration 2013) による高赤
方偏移シミュレーションを用いる。このシミュレーションと他のシミュレーションの間で、物理量や Stellar

Mass - Halo Mass(SMHM) など結果の比較を行った。比較対象には、ダークマターによる構造形成を追った
N 体シミュレーション結果上で、ハローの質量に比例する量の星を置くシミュレーション、および 2014 年にenzo を用いて行われた Renaissance シミュレーション (O’Shea et al. 2015) を選んだ。比較の結果、シミュ
レーションごとに popII の SMHM のべきはおおよそ一致し、量に 1 桁程度の差があること、および popIIIの SMHM の関数形や合計の質量は大きく異なることがわかった。本講演では、関数形に物理的説明を与えること、および差を生じる物理の解明を目的として、低赤方偏移での星形成史についての論文 (Behroozi etal. 2015) を参照しながら議論する。また popIII の SMHM の相違から、化学進化について解析を行い、星の平均年齢とガスの金属汚染に関係があることを示した。

1

Introduction

2

Methods & Results

2021 年に打ち上げが予定される JWST では、高赤赤方偏移 z = 11, 13, 15 における enzo シミュレー

方偏移 (z > 10) にある初期銀河が観測されることがションの結果を解析し、本学 PD 研究員 Hartwig, T.

期待される。初期銀河内には金属量が 0 である初代

らが使用する準解析的モデルの結果と比較した。enzo星があると考えられており、活発な研究対象となっ データから Projection plot など空間情報を含んだプている。初期銀河や初代星の性質の理解のためには、 ロットを作る際には、Python モジュールの一つであ
金属汚染の進み方を理解することが重要である。

る yt を用いた。

宇宙論シミュレーションは二種類に大別できる。一つは、ダークマターのみを N 体シミュレーションで考え、時間発展を追ってダークマターハローを形成

2.1

Stellar Mass - Halo Mass relaiton

したのち、ハロー内でガス冷却などバリオンの物理

まずは星質量 - ハロー質量関係 (SMHM relation)を考慮するもの。もう一つは、バリオンを流体力学の比較を全ての星、低金属星に対して行った。する的に扱い、バリオンの物理を最初から考慮するものと、全ての星の SMHM relation は他のシミュレーである。本研究は、バリオンを流体力学的に扱った

ション (Behroozi et al. 2015) と凡そ一致したのに対シミュレーションの解析を通じて、ダークマターハ

し、低金属量星の SMHM relation は、(準解析的モ

ロー上でバリオンの物理を考慮する際の取り扱いをデルに比べて) 星が多く作られることが予言された。

改善することが目的である。

popII のものを図 1, popIII のものを図 2 に示す。詳しくは Discussion にて議論する。 このことから、金属と水素ガスの混合 (metal mixing) に特徴があることが示唆された。そのため、「金属と混合したガス」
を特徴づける方法として、ある基準金属量 Zcrit を用
いて「Z > Zcrit ならば混合した」とみなす方法を

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
汚染が 10 ∼ 100Myr で起こっていることが示唆された。散布図を図 4 に示す。

図 1: z = 11 での pop-II 星質量 - ハロー質量関係

図 4: 星年齢 - 混合割合散布図。色は星質量とハロー質量の比に対応している
また年齢を 5 つのビンに区切り、ビン毎に平均を求めることで年齢から high-Z fraction を予言する関数をフィッティングで求めた。興味深いことに、赤方偏移毎にはほとんど差がなく、S 字カーブの中心は(log10 を取り、Myr 単位で) 約 1、幅は 0.8 であった。
図 2: z = 11 での pop-III 星質量 - ハロー質量関係z = 11 のみ、グラフを図 5 に示す。

とった。以降はこの「混合したガス」を high-Z gasと呼び、その質量割合を high-Z fraction と呼ぶ。この基準値として、金属量のヒストグラムを見たところ、Zcrit = −3.5Z⊙ とすると良いことが示唆された。この値は星形成モードが変化する基準を調べた
論文 (Bromm & Loeb 2003) で示唆された値と同様
である。

2.2

図 5: z = 11 での星年齢 - 混合割合関係。縦の線はStellar Age - highZ fraction rela各 bin での標準偏差に対応する
tion

続いて、high-Z fraction を説明する物理量の解明のため、相関行列を作成した。それを図 3 に示す。
図 3 を見ると、Zcrit を −3 ∼ −6 のどこにして2.3

metal escapeも凡そ同じであり、この間に基準値を設定すると超新星で放出される金属はハロー内にとどまると良いことが示唆される。以降は基準金属量としては限らず、周りのハローを汚染することがある。本

Zcrit = −3.5Z⊙ を用いる。当初の予想は星質量と研究で解析したシミュレーションでは、各ハロー内

high-Z fraction に強い相関があるというものであっ の星質量から超新星の数、従って放出される金属のたが、実際には相関が低く、むしろ星の平均年齢と 量が推定できる。そこで、推定される金属量と実際
high-Z fraction に強い相関が見られた。そのため散 の金属量を比較することで、金属の逃げ出しや進入布図を作成したところ、その分布より典型的な金属 を調べたのが図 6 である。続いて、実際に金属の逃2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 3: z = 11 での相関行列

図 6: z = 11 での星質量 - 金属質量関係。青線は星質量から推測される金属量であり、金属の逃げ出しや進入がなければ全ての点がこの上に乗る。逃げ出

図 7: 金属の逃げ出しが多い銀河

しが多いと線より下に来るる部分があり、形状が高密度領域と同じであるため、
げ出し/進入が起きているハローの金属量、密度分布

金属汚染が密度の低い方から進むことが示唆されるを調べた。ここには金属量のみを記載する。図 7、図(Chiaki et al. 2018)。続いて進入が起きるのは、近8 がその図である。 まず逃げ出しが起きるのは、超新星の bubble がビリアル半径を越えて拡大している銀河 (図 7) である。中央には比較的低金属量で残傍にビリアル半径を超えて広がった超新星 bubble を持つ銀河がある場合である。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校• SMHM relation は他のシミュレーションと矛盾していなかった。
• 汚染されるガスの割合は銀河中の星の平均年齢と相関があり、典型的タイムスケールは 10 ∼100Myr であることがわかった。
• 金属の逃げ出しの割合は銀河ごとにばらつきが大きく、典型的には 10 ∼ 100%であった。
である。現在本学 PD 研究員の Hartwig, T. と共に研究しており、Hartwig らが開発した “Semi-Analytical
図 8: 金属の進入が多い銀河

3

Discussion

model” に対して本研究の帰結 (特に age-highZ fraction relation) を適用する予定である。Hartwig らのシミュレーションにおいては、超新星などで生成される金属とガスの混合割合を確率的に取り扱ってい

SMHM relation について、popII のものはやや星が多いように見えたものの、分散が大きく、また準解る。その取り扱いにおいて、ハロー毎に差をつけず、

析的モデルの予言にそれほど正確性がないため、差が2018)。しかし、本研究で星の年齢を用いて混合割合

混合割合は一様なガウシアンに従う (Hartwig et al.

あるとは言えなかった。一方 popIII のものについて、 を決めると良いことが示唆されたため、実際に取りHartwig らの準解析的モデルは popIII 星の形成を注 扱いを変更する予定である。また、生成される金属
意深く取り扱っており、明らかな差が見られた。この のうち外部に逃げ出す割合と内部にとどまる割合は差について、enzo では popIII 形成を特別に扱ってい パラメーターになっており、enzo のデータにより何ないこと、およびハローの質量領域に差があることが らかの示唆が得られることが期待されたが、ハロー考えられる。enzo によるシミュレーションでは、主 毎にばらつきが大きく、それほど精密な議論はできな研究対象は popIII 星ではなく、従って IMF に差をなかった。これにより SAM での金属汚染の取り扱

つけていない。これは SMHM 関係を変える要因にないが改善され、初代星形成やその feedback に関するるが、データのうち zero-age main sequence のみを予言の正確性が向上することが期待される。

選んで比較することで、平等な比較を行った。続いてハローの質量領域の差について、enzo によるシミュ
レーションでは 108 M⊙ といった大きなハローを考察

Acknowledgement

対象とするのに対し、準解析的モデルでは 106 M⊙ とTilman Hartwig 氏には多くの素晴らしい指導をしていただきました。また Renyue Cen 氏にはシミュレーションデータを提供していただきました。お二人に深く感謝申し上げます。

いった minihalo を考察対象としている。ハロー質量
はガスの冷却や金属汚染に強く関連する量であり、この差は重大だと言える。実際に popIII 星が生まれるのは minihalo であり、この点で準解析的モデルの方が現実に近い予言だと言える。

Reference
The enzo collaboration 2013, arXiv:1307.2265

4Conclusion, Future Work

Bromm & Loeb 2003, Nature, 425, 812-814
O’Shea et al. 2015, ApJL 807:L12

本研究では、高赤方偏移の宇宙論シミュレーショ
ンデータの解析によって、3 つの帰結を得た。それはBehroozi, Wechsler, & Conroy 2013, ApJ 770:57
Chiaki, Susa, & Hirano 2018, MNRAS 475, 4378-4395
Hartwig et al. 2018, MNRAS 478, 1795-1810

——–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——–index

c17

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

r-process 元素組成比の宇宙時間進化
山崎 雄太 (国立天文台/東京大学大学院 理学系研究科天文学専攻)

Abstract
ビッグバン直後の宇宙は水素、ヘリウムと少量の軽元素のみから構成されていた。その後、初代天体の誕生とともに初期銀河が形成され、現在に至るまで様々な重元素が生成されて、宇宙は化学的に進化してきた。
その中でも Fe より重い元素は s-process や r-process と呼ばれる中性子捕獲過程によってつくられると考えられている。この s/r 過程はそれぞれ特徴的な核種を生成するため、重元素合成における各 process の寄与は十分に分離可能である。s-process に関しては既に起源天体や元素合成過程に関して多くが明らかにされてきた一方、r-process の詳細は未だ完全には明らかにされていない。元素合成過程に関しては、様々なモデルが提唱され一定の成果をあげつつあるものの、起源天体は今なお不確定である。r-process が進行するには非常に多くの中性子が供給される必要がある。起源天体候補として中性子星を残すような超新星爆発との関連が長年議論されてきた他、中性子星連星系合体に関しても徐々に理解が進んできた。現在 r-process のサイ
トは 3 種類に分類されるとの見方が有力である。中性子星連星合体 (NSM)、磁気流体回転駆動型 (MHDJ)
およびニュートリノ加熱型 (NDW) の重力崩壊型超新星爆発の 3 つである。
本研究はすでに銀河化学進化において一定の成果をあげている議論 (Paper1[1]) をベースに用い、各サイトにおける r-process のモデルによって計算された元素生成比 (Paper2[2]) を組み込むことで、銀河における

r-process 元素量の時間進化モデルの構築を提案するものである。
このモデルから予想される理論的な時間進化と、各恒星外層に保存されたその恒星誕生時の元素組成比の観測から導かれる時間変化とを比較することで、r-process 元素量から起源天体、および銀河化学進化の詳細を明らかにすることができると期待される。

1

Introduction
ビッグバン直後の H や He と少量の軽元素のみで構成される宇宙から、天体の誕生や銀河の形成を経
る中で様々な重元素が生成され、化学的に進化してきたことはすでに知られている通りである。その中でも Fe より重い元素は s-process や r-process と呼ばれる中性子捕獲過程によってつくられると考えられている。既に起源天体や元素合成過程に関して多くが明らかにされてきた s-process に比べ、r-processの詳細は未だ多くの議論を残しているものの、近年の研究により元素合成過程は観測と矛盾ない程度には説明がなされ、起源天体についても 2 種類に細分される重力崩壊型超新星 (CCSNe) と中性子星連星合
体 (NSMs) であろうことが広く認められ始めている。

2

Methods

2.1

銀河化学進化銀河の化学進化は現在までに数多くの研究がなされてきており、星間ガスの元素組成比の時間発展は以下の観点から定式化される。1) 恒星の主系列段階
において天体内部の核反応によって生成された元素が、星の寿命とともに外層放出や超新星爆発等に伴い星間空間に放出される。2) 星形成により星として凝縮し、結果として星間空間の元素量が減少する。3)星間空間に外部からのガスの流入、流出が行われ元素が輸送される。4) 核種の崩壊により増減する。これらの影響を式に表したものが以下である。

dσi= Eject∗ − Birth∗ + inf all + decaydt(1)

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校本研究では r-process により生成される元素のみを取2.3

り扱うが、(1) 式の 2、3、4 項は他の元素と同様に計算することができる。r-process 元素の時間発展を計算するために第 1 項について考える。重力崩壊型超新星のうち、多くが NDW であり、MHDJ となる天体は非常に少ない。この fraction を ϵM HDJ とすると、天体から放出される r-process 元素量は次のように表される。

ある質量 m の天体が時刻 t に誕生し主系列を経て時刻 t に重力崩壊型超新星爆発を起こし r-process
元素を星間空間に放出すると考える。恒星の寿命の大部分が主系列星であるので、t-t はおおよそ主系列としての寿命τに一致する。主系列星としての寿命は初期質量 m の関数で表され、長年にわたり様々な研究が行われており、本研究では Paper で議論さ

dσi
= Mi,N DW · RSN II
dt+ Mi,M HDJ · ϵM HDJ RSN II+ Mi,N SM · RN SM
σi− B(t)+ σ̇i,gas +σgasr-process 起源天体の発生頻度

σi
τ1/2

れている値を用いる。時刻 t において質量 m の天体が誕生する量はその時の星形成率 (SFR) と初期質量関数 (IMF) の積で表されるので、時刻 t における

(2)

超新星の発生頻度は以下の式で表される。
∫ mhϕ(m) ψ(t − τ (m) ) dm
RSN II =Mi,∗ は各 r-process サイトで放出される元素量、R∗は各イベントの発生頻度である。

(3)

ml

ml , mh は重力崩壊型超新星となる元天体の質量の加減と上限であり、一般に重力崩壊型超新星を起こすのは 8〜40M⊙ とされている。phi は m の関数で2.2

r-process 元素生成量ある IMF、ψ は誕生時点での SFR を表す。

r-process はプロトンと中性子から開始する反応であり、シードとなる核種のない primary process であ3

Results/Discussion

る。このため、r-process 元素の生成量は起源天体のイベントの発生率の時間変化に関しては Kajino ら

元素組成に依存しないと考えて良い。元素組成比のによってすでに計算されており、結果を示す。青線

時間発展を計算していく研究において、時間微分の中に計算結果を逐次代入していくことは初期条件や観測的に誤差のある計算パラメータへの依存性を高めることとなるため、この観点からの r-process 元素の時間発展の計算をする優位性が認められる。各サ
イトにおける r-process 元素生成量はすでに多くの先行研究内で計算されており、3 成分を適切な重みで和をとることで現在の太陽組成を十分に説明できるモデルも提案されている。しかし、r-process 自体が未だ完全には解明されていないこと、発生サイトがコ
ンパクト天体であり高精度な数値シミュレーションに時間がかかることから、起源天体の質量による依存性を詳細に計算した先行研究は存在しない。本研
究では各サイトにおける r-process 元素生成量の起源

図 1: イベント発生率の時間変化

天体の質量依存性を考慮せず、3 サイトそれぞれにおいては常に Paper2 で計算された元素量が放出されるが超新星の発生頻度であり、赤線が NSM の発生頻度と仮定して計算を進める。

である。実線と破線は異なる SFR を用いて計算しており、それぞれ、SF R = const.、SF R ∝ exp − (t)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校に対応している。

NSM は重力波を放出することで角運動量を失い軌道長を減らしていくが、その時間変化は非常に小さく合体までに 1〜10 億年程度を要するとされている。このため、NSM の寄与は超新星に比べ遅れて上昇しているのがわかる。NSM の発生頻度は超新星爆発に比べ未だ理論的にも解明されていない部分が多く、今後合体までのシナリオが理論的に研究されていくことでより予測が正確になることが期待される。

4

Future Works
昨年 GW170817/GRB170817A/SSS17a から重力波が検出されたことで、ショートガンマ線バーストの中心天体が NSM であるとする仮説が支持され、今後マルチメッセンジャーとしての NSM 観測が進んでいくことが期待される。また、近年の観測技術の向上により、様々な天体の元素組成を高い精度で見積もることが可能となってきており、元素組成比の進化自体も観測的に確認することができるようになるであろう。
一方理論計算も 3d-simulation を用いた Mi,∗ の推
定が日々進んでおり、3 サイトの r-process 元素を適切に組み合わせることで太陽系の元素組成比をよく再現できる結果も得られてきている。今回提案した手法を用いて r-process 元素の生成率変化と Mi,∗ から原素組成比全体の宇宙時間変化を計算することが可能である．

Reference[1] Timmes et al. 1995, ApJ[2] Shibagaki et al. 2016

——–indexc18

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

すざく衛星による銀河団外縁部の高温ガスのエントロピーの評価
杉山 剣人 (東京理科大学大学院 理学研究科)

Abstract
本研究ではすざく衛星が観測した Abell 1835、Abell 262 銀河団の観測データを用いて高温ガスの各物理量を推定した。その際に Abell 1835 では点源からの漏れ込みを、Abell 262 では電荷交換反応と考えられる放射をモデル化することで、電荷交換反応による放射を評価し、高温ガスのエントロピーを推定することで、電荷交換反応によるエントロピーへの影響を調べた。その結果、点源からの漏れ込みによって温度が過大評
価されることが、電荷交換反応による放射が存在することで電子数密度が過大評価されてしまうことがそれぞれ確認された。この結果よりエントロピーの推定への影響を議論する。

1

Introduction

くなった。しかし、外縁部における放射は弱いため、温度や密度を測定する際の系統誤差の問題が指摘さ銀河団とは、数十から数千の銀河が重力的に束縛れている。

されている宇宙で最大の天体である。銀河団中にはすざく衛星の X 線望遠鏡の特性として、対象の領銀河だけではなく、107 -108 K 程度の高温ガス (Intr-

域以外からの放射が漏れ込んでしまうという問題がacluster Medium; ICM) が存在しており、X 線を放生じる。銀河団外縁部のような暗い領域に点源など射している。この X 線を観測し、スペクトルを解析の放射が漏れこんでしまうと温度を過大評価してしすることで、ICM の温度や密度といった物理量を評まうことがある。これが銀河団外縁部を観測した際、価することが可能となる。
温度に対する系統誤差の要因となっている可能性が銀河団は今現在も、宇宙の大規模構造からガスが考えられるため、本研究では外縁部領域への点源か
落下することにより成長している。この時、ガスがらの漏れこみの評価を行った。
持っていた重力ポテンシャルが開放される事で衝撃
電荷交換反応とは中性の物質にイオンが近づいた
波が発生し銀河団中のガスを加熱する。この加熱のとき、ある確率で中性物質からイオンに電子が移動強さはする現象である。さらに、移動した電子が低いエネ−2/3
エントロピー : K = kT × n(1) ルギー準位に遷移する際に X 線が放射される。このe

放射は 1 keV 前後の ICM からの放射と区別することによって定義されるエントロピーパラメータ:K の大が難しい。そのため、電荷交換反応による放射を考きさから評価することが可能となる。ここで、kT は

慮しないと ICM の密度を過大評価してしまう問題が高温ガスの温度、ne は ICM の電子数密度を表す。銀指摘されている。本研究では、電荷交換反応による河団が成長するにつれて銀河団の質量は増加し、ガ放射をモデル化し ICM 成分との切り分けを行った。

スの落下時に開放されるポテンシャルも増加する。すると、発生する衝撃波は強くなり、エントロピーも増加する。銀河団中心部のエントロピーは過去の落下時に発生した衝撃波の強さを、銀河団外縁部のエントロピーは、最近のガスの落下による衝撃波の強さを反映しているため、エントロピーは外縁部ほど大きくなることが予想されている。しかし、すざく衛星によって観測されたエントロピーはビリアル半径に近づくにつれて、予想されている値よりも小さ2Observations
本研究では、すざく衛星による Abell 1835 銀河団

観測データを用いて他領域からの放射の漏れこみの評価、Abell 262 銀河団の観測データを用いて電荷交換反応による放射の評価を行った。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

2.1

Abell 1835 銀河団

Abell 1835 銀河団の観測には、OBSID=805037010(Exposure time = 49.4 ks、east 領域) の XIS0,1,3 の観測データを用いた。Abell 1835 銀河団のビリアル
半径が 12’ であることから、銀河団中心から 12’-20’の領域をバックグラウンド領域として使用し、それより内側の領域を銀河団領域としている。銀河団領域
は半径ごとの調査を行うために銀河団中心から 2’-4’、

4’-6’、6’-9’、9’-12’ の 4 領域に分割して解析を行った。

2.2

Abell 262 銀河団

図 2: すざく衛星の検出器 XIS1 で観測した Abell 262
Abell 262 銀河団の観測では、OBSID=808115010 銀河団の X 線イメージ (0.4-7.0 keV)
(Exposure time = 31.9 ks、east4 領域) の XIS0,1,3の観測データを用いてバックグラウンド成分の決定 Cosmic X-ray Background) と光電吸収を受けた 0.3を行い、OBSID=808110010 (Exposure time = 40.1 keV の銀河系放射 (MWH; Milky Way halo)、光電吸

ks、ne3 領域) の XIS0,1,3 の観測データを用いて ICM 収を受けていない 0.1 keV の銀河系放射 (LHB; Localの解析を行った。
Hot Bubble) の 3 種類の放射を仮定した。ICM に関しても光電吸収を受けた光学的に薄い熱的プラズマからの放射を仮定した。

3.2

漏れこみの評価

漏れこみの評価は、対象としている領域からの放射にバックグラウンド成分、ICM 成分、点源領域から漏れこんだ成分が存在すると仮定し行った。バックグラウンド成分と ICM 成分については領域にないに一様に広がる放射を、漏れこみ成分についてはす
ざくの点拡がり関数に従って広がるような放射を考
え Xspec を用いてフィッティングを行った。
図 3 に ICM の半径分布を、図 4 にエントロピーの半径分布をそれぞれ漏れこみを考慮した場合とし
図 1: すざく衛星の検出器 XIS1 で観測した Abell

ない場合について示した。これより、温度分布につ1835 銀河団の X 線イメージ (0.5-8.0 keV)

いては漏れこみを考慮すると ICM の温度が減少するのが確認できる。また、エントロピーについては大
きな差はないものの、誤差が大きくなる結果が得ら

3

Analysis & Results

3.1

バックグラウンドおよび ICM の決定

バックグラウンドのモデルは Abell 1835 銀河団とAbell 262 銀河団ともに、宇宙 X 線背景放射 (CXB;れた。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
用いて、スペクトルフィットを行った。 図 7 はスペ

図 3: Abell 1835 銀河団の east 領域における、ICMの温度の半径分布。赤:漏れこみを考慮してない場合、
緑:漏れこみを考慮した場合
図 5: ne3 の XIS1 の観測データについて 0.5-2.0 keVの範囲で作成した light curve。time1 は 0 - 2.2 ×

104 s、time2 は 5.0 × 104 - 7.5 × 104 s を示している。

図 4: Abell 1835 銀河団の east 領域における、エントロピーの半径分布。赤:漏れこみを考慮してない場
合、緑:漏れこみを考慮した場合

3.3

電荷交換反応による放射の見積もり

図 6: 抜き出した電荷交換反応によるによる放射をフィット SPEX の CX モデルでフィットしたもの

図 5 に ne3 観測データについて 0.5-2.0 keV の範囲で作成したライトカーブを示した。ここから time1と time2 を比較すると時間変動する放射が存在する
ことが確認できる。銀河団やバックグラウンドからの放射は時間変動しないため、この時間変動する放クトルフィットの結果、図 8 は CX を考慮した場合としない場合のエントロピーを比較したものである。
これより、CX のモデル化を行い評価することでエントロピーパラメータが上昇することが分かる。

射が太陽風による電荷交換反応に由来する放射だと考え、この時間変動する放射を抜き出しモデル化を試みた。
図 6 に time1 のデータから time2 のを差し引いた

4

Discussion

4.1

漏れこみのエントロピーへの影響

ものを SPEX の CX モデルを用いてフィットしてものを示す。このフィットで得られたパラメータを固定

漏れこみの評価では、温度への影響こそあるもの

して、time1 時間帯の観測データについて SPEX をのエントロピーパラメータへの影響はそこまで見られないことが分かる。つまり、点源からの漏れこみ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

5

Conclusion
放射の漏れこみではエントロピーはあまり影響を受けないことが、電荷交換反応による放射が存在することでエントロピーが大きく影響を受けることが確認された、そのため外縁部のエントロピーを推定する際には電荷交換反応による放射を正確にモデル化することが必要であることが分かった。

図 7: 電荷交換反応による放射の成分を固定してフィットしたもの。黒:XIS0、赤:XIS1、緑:XIS3

Reference
Kawaharada, M., Okabe, N., Umetsu, K., et al.
2010, ApJ, 714, 423.
Ichikawa, K., Matsushita, K., Okabe, N., et al.
2013, ApJ, 766, 90.
Gu, L., Kaastra, J. & Raassen, A. J. J. 2016, aap,
588, A52.
Yoshino, T., Mitsuda, K., Yamasaki, N. Y., et al.
2009, Publications of the Astronomical Society ofJapan, 61, 805.

図 8: 電荷交換反応を考慮した場合と、そうでない場合におけるエントロピーを比較したもの

Fujimoto, R., Mitsuda, K., McCammon, D., etal. 2007, Progress of Theoretical Physics Supplement, 169, 71.

が存在することによってエントロピーパラメータが減少することは考えづらい。

Okabe, N., Okura, Y. & Futamase, T. 2010, ApJ,
713, 291.

4.2

電荷交換反応

電荷交換反応による放射を考慮することでエント
ロピーが上昇することが分かった。これにより、電荷交換反応による放射が存在する状況では、正しく電荷交換反応による放射を考慮しないとエントロピーが減少することが考えられる。しかし、電荷交換反応による放射のモデル化の点では未だ再現できていない部分もある。そのため、電荷交換反応による放射の正確なモデル化を行っていきたい。

——–index

c19

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

近傍 Seyfert 銀河における AGN トリガーの形態的証拠の探究
高橋 美月（東北大学大学院 理学研究科）

Abstract
活動銀河核 (active galactic nuclei; AGN) は、銀河の中心に存在する超大質量ブラックホール (supermassive black hole; SMBH) への質量降着によって強大なエネルギーを放っている銀河中心領域である。多くの銀河の中心に SMBH が存在しているが、AGN を持っているのはそれらの一部である。このことから、

AGN 活動を引き起こすためのトリガーとなるメカニズムの存在が示唆されている。
中心の SMBH まで物質を降着させるには、角運動量を効率よく失う必要がある。それを実現しうるトリ
ガーメカニズムの一つが、銀河同士の merger である。実際に、クェーサーでは merger の形態的証拠が多く見つかっており、それが AGN 活動をトリガーすると考えられている。一方、近傍の Seyfert 銀河 の多くは対称な形を保っており、merger の形態的証拠はほとんど見つかっていない。

Tanaka, Yagi & Taniguchi(2017) は、Hyper Suprime-Cam と Suprime-Cam の深い撮像データから、
NGC 1068(M 77) が過去に minor merger を経験したことを示唆する faint な構造を発見した。NGC 1068
は近傍にある典型的な Seyfert 銀河で、それまでは形態的な撹乱のない対称な銀河として知られていた。このことから、近傍 Seyfert 銀河をあらためて深く観測することは、AGN のトリガーメカニズムの解明にとって意義のあることだと考えられる。
本研究では、HSC-SSP の撮像データを用いて、複数の近傍 Seyfert 銀河の merger の形態的証拠を調べることを目的とする。サンプルは、Veron & Veron(2010) の AGN カタログから Z < 0.2、M < -19 である

Seyfert 銀河で、かつ HSC-SSP の領域内にあるものを用いた。また、比較サンプルとして、同等の赤方偏移、絶対等級などを持つ inactive な銀河の HSC-SSP データを用いた。本講演では、Seyfert 銀河と inactive
な銀河の形態を比較し、merger や非対称性などが Seyfert 銀河に特有なものかどうか議論する。

1

Introduction
活動銀河の中心領域である活動銀河核 (active

galactic nuclei; AGN) は、超大質量ブラックホール(super massive black hole; SMBH) への質量降着によって膨大なエネルギーを放っていることが知られている。銀河中心に存在する SMBH までガスを流入させるためには、ガスの角運動量を効率よく失うプロセスが必要である。このプロセスとして有力なものの一つが major merger で、シミュレーションやクェー
サーにおける形態的証拠の発見により広く支持されている。一方で、クェーサーほど明るくない AGN を持つ近傍の Seyfert 銀河については、AGN トリガー機構が未だに解明されていない。Taniguchi(1999) が衛星銀河との minor merger によるトリガー機構を提唱しているものの、撹乱された構造や tidal tail などの観測的証拠が見つかっていなかった。

Tanaka, Yagi & Taniguchi(2017) は、近傍のSeyfert 銀河において merger の証拠を見つけるために、すばる望遠鏡の Hyper Suprime-Cam(HSC) と

Suprime-Cam の撮像データを用いた。HSC は ∼28
mag arcsec−2 という深い観測が可能であり、minor
merger がもたらす母銀河のわずかな撹乱や、過去のmerger が残した暗い痕跡なども検出できる可能性がある。実際、Tanaka, Yagi & Taniguchi(2017) は、
これまで撹乱がなく対称的な形であると思われていた NGC 1068(M 77) に対して、図 1 に示すような複数の暗い構造を発見した。UDO-NE と UDO-SW はそれぞれ NGC 1068 の北東と南西に位置する ultra

diﬀuse object であるが、これは過去の衛星銀河とのminor merger によって生じたストリームのような構造であると解釈されている。また、南西に位置する

one-arm 構造と、その反対側の ripple 構造も発見さ2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
れ、これらは過去の minor merger の潮汐力によってdeg 2 , ∼27 mag arcsec−2 )、Ultradeep(3.5 deg 2 , ∼28

もたらされた構造であると考えられている。このよ

mag arcsec−2 ) の 3 つのレイヤーに分かれる。本研

うに、HSC の深い撮像データを用いて、これまで発究では、より深い撮像データを得るために Ultradeep

見されなかった merger の暗い痕跡を探すことは十分の領域内の銀河をサンプルとして抽出した。データはに意義のあることだと考えられる。

全て Data Release1 の i-band の画像である。Seyfert

本研究では、先行研究よりもサンプルを増やし、Hy-

銀河サンプルについては、赤方偏移が z < 0.2、絶対per Suprime-Cam Subaru Strategic Program(HSC-

等級が M < −19 であるものを Veron & Veron(2010)

SSP) の撮像データから近傍 Seyfert 銀河の暗い構造を の AGN カタログから抽出した。inactive 銀河サンプ探ることを目的とする。比較サンプルとして、Seyfert ルについては、まず Sloan Digital Sky Survey(SDSS)
銀河サンプルと同等の赤方偏移、絶対等級などを持を用いて Ultradeep の領域内で z < 0.2 であるもの

つ inactive な銀河の HSC-SSP データを用いる。

を抽出した。さらに、それぞれの Seyfert 銀河サンプルと比較して赤方偏移が ± 0.02、軸比が ± 0.2、Major axis が ± 0.1 arcsec の範囲内にあり、SIMBAD Astronomical Database で「galaxy」と同定されているものを抽出した。赤方偏移、Major axis、

Minor axis については NASA/IPAC Extragalactic
Database(NED) から入手した。Seyfert 銀河サンプ
ルは全部で 21 天体、それに対応する inactive 銀河は

Seyfert 銀河 1 つに対して 0-7 天体に絞られた。図 2、3 に赤方偏移、軸比の分布をそれぞれ示した。

3

Results & Discussion
図 4 に Seyfert 銀河とそれに対応する複数の in-

active 銀河の例を示した。Seyfert 銀河の中には、その周囲に tidal debris のような淡い構造が確認できる天体があった。図 4 の中段の天体が好例である。他の銀河と相互作用または merger 下にある天体や、非対称な形状を持つ天体も確認できた。また、目視検査では衛星銀河のような小さな銀河が付随している天体が多く (∼86%)、Seyfert 銀河は孤立した環境に存在する可能性は低いと考えられる。しかし、速度分散などの動力学的パラメータが不足しているため、
図 1: Tanaka, Yagi & Taniguchi(2017) が発見した

物理的に関係している衛星銀河であるかどうかは不NGC 1068 の外側の暗い構造。

確実である。さらに、視野を Seyfert 銀河から数 Mpcまで広げ、他に関係のある銀河はあるか、どのような環境下にいるかを調べる必要がある。

inactive な比較サンプルについては、Seyfert 銀河2

Data
HSC-SSP は 300 夜にわたる広域サーベイであり、Wide(1400 deg 2 , ∼26 mag arcsec−2 )、Deep(27と同様に tidal debris のような構造を持つ天体、one-arm のような構造を持つ天体、他の銀河と相互作用
または merger 下にある天体、非対称な形状を持つ

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

図 2: 赤方偏移の分布。上が Seyfert 銀河サンプル、 図 3: 軸比の分布。上が Seyfert 銀河サンプル、下が下が inactive サンプル。

inactive サンプル。

天体など、様々な形態が確認できた。暫定的な結果4として、銀河同士の merger が引き起こすこれらの形
態は、Seyfert 銀河のみに特有なものではないと考えられる。Seyfert 銀河と inactive 銀河のどちらに pre-fer するかどうかをより統計的に調べるためには、今回設定した基準では比較サンプルが抽出されなかった 5 天体の Seyfert 銀河に対しても比較サンプルを用意することが必要である。そのための方法としては、inactive な銀河を NED によって同定するだけ
でなく、MPA-JHU カタログなどの分光データから同定することが挙げられる。また、目視による確認
だけでなく、中心集中度 (concentration)、非対称性

Conclusion
本研究では、複数の近傍 Seyfert 銀河に対して、

AGN をトリガーするような merger の形態的証拠を発見するために、HSC-SSP の撮像データを用いて形態を調査した。Seyfert 銀河では、tidal debris と思
われる淡い構造、非対称な形態、衛星銀河、他の銀河との相互作用/進行中の merger などの、merger と関連する形態が目視検査で確認できた。一方で、比較サンプルである inactive な銀河にも同様の形態が確認でき、現段階ではこれらの形態は Seyfert 銀河に特有なものではないことがいえる。今後は、より統計的に調査するためにサンプルの抽出方法を見直し(asymmetry)、平滑度 (smoothness) といったいわゆてサンプル数を増やし、目視検査だけでなく典型的る CAS measurements(Bershady et al. 2000; Conな形態分類のパラメータなどを用いて形態を調査しselice 2003) やジニ係数 (Abraham et al. 2003) を用ていきたい。
いて、形態分類をすることも考えられる。

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

Reference
Tanaka, Yagi & Taniguchi, 2017, PASJ, 69, 90
Taniguchi 1999, ApJ, 524, 65
Bershady, M. A., Jangren, A., & Conselice, C. J. 2000,
AJ, 119, 2645
Conselice, C. J. 2003, ApJS, 147, 1
Abraham, R. G., van den Bergh, S., & Nair, P. 2003,
ApJ, 588, 218

図 4: Seyfert 銀河サンプルと inactive 銀河サンプルの撮像データの例。いずれも HSC-SSP DR1 の Ultra-

deep、i-band の画像。視野は 30 arcsec × 30 arcsec。

Acknowledgement
本研究にあたってご指導くださいました東北大学の村山卓先生、国立天文台の八木雅文先生、田中壱先生、放送大学の谷口義明先生に御礼申し上げます。

——–index

c20

2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

ALMA による z=6.110 のライマンブレイク銀河における遠赤外線[OIII] 88 µm 輝線の検出
須永 夏帆 (名古屋大学大学院 理学研究科)

Abstract
宇宙再電離期 (z > 6) に位置するきわめて若い星形成銀河の星形成活動や、星間物質の物理状態を観測的に明らかにすることは、再電離に寄与した銀河の性質を理解するうえで重要である。近年、遠方の星形成銀河が強い [OIII] 88 µm 輝線を持つことが明らかになった。この輝線は重元素量等の指標として重要である。
この [OIII] 輝線に加え、静止系紫外、可視の SED (Spectral Energy Distribution) を組み合わせることによって宇宙再電離期の銀河がもつ星間物質や星形成活動に制限が与えられるようになった (Hashimoto et al.

2018, Tamura et al. 2018)。
本研究では、z = 6.110 のライマンブレイク銀河 RXC J2248-ID3 に対する、ALMA による [OIII] 88 µm 輝線の検出を報告する。静止系紫外のみの SED モデリングによれば、年齢は 1.5 Myr と若く、星形成率 SFR(UV)∼ 3 M⊙ /yr、Z/Z⊙ = 0.005 という結果が報告されている (Monna et al. 2013)。我々の ALMA 観測の結果によると、[OIII] 88 µm 輝線は赤方偏移 z = 6.105、積分強度 0.496±0.082 Jy km/s、輝線幅 ∆V = 238 km/sであることがわかった。重力レンズによる増光を補正した [OIII] の光度は L[OIII] = (1.7 ± 0.26) × 108 L⊙ である。また、近傍銀河に見られる単位 SFR あたりの [OIII] 光度と金属量の相関関係から推定される金属量は、Z ∼ 0.1 − 0.3Z⊙ であった。さらに SED データを増やして SED フィッティングを行った。この結果を踏まえ、本発表では静止系紫外線から遠赤外線の SED フィットに基づく、本天体の物理的性質も議論する。

1

Introduction
ビックバン後の宇宙は原子が完全に電離した状態であったが、宇宙膨張により温度が下がったことで電子と陽子が再結合し、宇宙は中性水素に満たされた。この宇宙が中性的な時代は暗黒時代とも呼ばれる。その後、中性であった宇宙が再び電離される宇宙再電離期 (z ∼ 6 –10) を経て、現在の電離した宇宙に至っている。この宇宙再電離期において重要な役割を果たしたと考えられるのが、この時代に生まれた初代星や銀河である。よって、これら宇宙再電
離期に位置する銀河や、その周りの星間物質の物理的状態を明らかにすることは、銀河が現在まで進化してきた過程を理解するうえでも重要である。
近年のサブミリ波観測技術が発達し、ALMA が登場したことにより、遠方銀河の遠赤外線微細構造線の観測が可能になってきた。その一つである [OIII] 88 µm
輝線が遠方銀河 (z > 6) で検出される事例が増えてきている。興味深いことに、遠方の若い星形成銀河

では、近傍銀河で明るい [CII] 158 µm 輝線よりも[OIII] 輝線の方が明るく観測される例が報告されている。よって、[OIII] 輝線は遠方銀河を特定するための大きな手がかりとなり得ることが、近年の研究で示唆されている (Hashimoto et al. 2018, Tamura etal. 2018)。
本研究の対象とする RXC J2248 ID3 (以降、ID3) は、
ハッブル宇宙望遠鏡による CLASH サーベイで発見されたライマンブレイク銀河である。ライマンブレ
イク銀河の特徴として、Lyα (1216 Å) より短波長側が周囲の中性水素による吸収を受け、特徴的なスペクトルの形が見られる。Monna et al. (2014) によると、ID3 は銀河団 RXC J2248 による重力レンズ効果
を受けており、その増光率は µ = 5.3 ± 0.6 である。
また、同論文の ID3 のハッブル宇宙望遠鏡による測光結果から赤方偏移は zph ∼ 5.9 と推測され、測光デー
タを用いた静止系紫外の SED フィットにより、この銀河は 1.5 Myr と若く、低金属量 (Z/Z⊙ = 0.005) であることが示唆された。また、Balestra et al. (2013)2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校
では、ID3 の分光観測で Lyα 輝線が検出され、赤方偏移は z = 6.110 と決定された。つまり ID3 はまさに宇宙再電離期の後期に位置している。
本発表では、ID3 について ALMA による [OIII] 輝線の検出を報告する。一方、ダストの連続成分は非検出であった。これらの観測結果を用いた SED フィットも行い、この銀河の物理的特徴について議論する。

2

Data
本研究の観測は、ALMA を用いて 2015 年 5∼6 月

および 2016 年 5∼8 月 (Cycle 2) にかけて行われた(PI: S.Madden)。本観測で対象とした [OIII] 88 µmの静止系周波数は 3393 GHz であるから、z = 6.11の ID3 で観測される周波数は 477.2 GHz に来ると予想される。そのため受信機は 385–500 GHz をカバー

図 1: RXC J2248 ID3 の [OIII] 88 µm の積分強度図。

する Band 8 が用いられた。アンテナ台数は 35 ∼ 45

左下の楕円は合成ビームサイズを表し、0′′ .58×0′′ .52

台であり、オンソース観測時間は合計で約 4.6 時間でである。図のコントアは 2, 3, 4 σ を表す。

あった。また、観測時に用いたアンテナ配列は C34-

1/(2), C34-5 (2015) および C40-3 (2016) であった。 表 1: RXC J2248 ID3 の [OIII] 88µm の観測結果。
ALMA のデータ処理には CASA パッケージ (version
項目[OIII] 観測値
5.3.0) を用いた。今回は FWHM = 0′′ .45 の 2 次元ガ

peak flux [Jy/beam km/s]

0.417 ± 0.042

ウス関数でイメージを平滑化し、CASA のタスクで

rms flux [Jy/beam km/s]

0.089

ある tclean でイメージングを行った。また、imstat でluminosity [L⊙ ]rms 値を測定し、積分強度図の作成には immoments

redshiftを用い、imfit タスクを用いて 2 次元ガウシアンフィッ

FWHM line width [km/s]

トによる測光を行った。

3

beam size

Results得られた [OIII] のイメージング結果を図 1 に示す。図 1 の積分強度図における積分範囲は 477.432– 477.831 GHz である。今回 1σ = 0.089 Jy/beam

4

Discussion

4.1

Metallicity(1.68 ± 0.28) × 108
6.1045±0.0005
2380′′ .58 × 0′′ .52

Balestra et al. (2013) は、Very Large Telescope

km/s として、[OIII] を S/N= 4.7 σ で検出した。ス (VLT) の多天体分光器 VIMOS を用いた ID3 の Lyα
ペクトルから赤方偏移は z = 6.1045 ± 0.0005 と推定 輝線の観測を報告した。観測結果を表 2 にまとめる。
され、線幅は ∆v[OIII] = 238 km/s を得た。また、静Lyα の光度から Kennicutt (1998) を使って星止系 90 µm 連続波成分は非検出であったため、3 σ

形成率 (SFR) を求めると、SFR(Lyα)=11 M⊙ /yr−4

Jy/beam であった。観 で あった 。こ れ と [OIII] の 光 度 の 比 を と る と 、
L[OIII] /SFR(Lyα)=(5.8 ± 1.0) × 1033 W/(M⊙ yr−1 )測結果のまとめを表 1 に示す。
である。これを、Inoue et al. (2016) の近傍銀河にお上限値をつけ、< 2.04 × 10

ける L[OIII] /SFR 比と金属量の関係を表す結果と比2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 2: Balestra et al. (2013) で報告された ID3 における Lyα の観測結果。

加え、今回測定した ALMA の [OIII] 輝線データと90 µm 連続波も用いた。SED モデルには、Mawatari
et al. (2018), Hashimoto et al. (2018) で使われ項目

Lyα 観測値

integrated flux [erg/(s · cm2 )]1.63 × 10−16

continuum flux [erg/(s · cm2 ·Å)]

2.9 × 10−19

EW [ Å ]79 ± 10redshift6.110 ± 0.002

た、輝線やダストを考慮した low-redshift 銀河のモデルを用いた。フィッティングは χ2 最小アルゴリズ
ム (Sawicki et al. 2012) を用いた。1 成分フィットのフィッティングパラメータを表 3、フィッティング結果を図 3、最適解を表 4 に示す。
表 3: SED フィットのフィッティングパラメータ。

べてみると、ID3 は Z ∼ 0.1–1 Z⊙ と予想される。こ項目の結果は、Monna et al. (2014) において SED フィッ

フィッティングパラメータAV [mag]

トで求められた金属量 Z = 0.005 Z⊙ よりも大きい

Metallicity Z

値であることを示している。

0–1 (dAV =0.1)
0.0001, 0.0004, 0.004,
0.008, 0.002, 0.05

SFH τ

−1

[Gyr]

EXP-declining(τ=0.01,0.1,1,10 Gyr)
& Constant-SFR& EXP-rising(τ=-0.01,-0.1,-1,-10 Gyr)

Escape fraction

0, 1

0.1

0.03
0.01

図 2: 単位 SFR あたりの [OIII] 放射率と酸素の存在
量の比の関係 (Inoue et al. 2016)。ここに ID3 の結果 (5.8 × 103 W/(M⊙ yr−1 )) を当てはめると赤の破線の位置になる。

30
10
3
500

700

1000

Observed Wavelength [µm]

0.003
1
2 3
5
10
Observed Wavelength [µm]Flux [10−19 erg s−1 cm−2]

Flux density [µJy]0.3

Flux density [µJy]

DustCon
Used phot
Ori phot
2σ upperBest−fit[OIII]88 line
100
30
10
3
1
500 700 1000
Observed Wavelength [µm]図 3: SED フィッティングの結果 (赤線)。灰色の四角が観測データ、赤バツがフィッティングで導かれた
解である。

4.2

SED fitting

上記で金属量の新たな予想が立ったが、この金属量をはじめとした物理的性質に強い制限をかけるため、

SED フィッティングを行った。SED のためのデータ
として、Hubble, VLT/HAWK-I, Spitzer/IRAC に

この結果、得られた金属量は Z = 0.02 Z⊙ であった。これは Hubble から Spitzer, ALMA のデータを

SED フィットして求めたものであり、Hubble の静止系紫外データのみの SED フィッティングから予想された Z = 0.005 Z⊙ (Monna et al. 2014) と全く異なる結果である。得られた SED には、星雲線やバル2018 年度 第 48 回 天文・天体物理若手夏の学校

表 4: SED フィットにより得られた RXC J2248 の物
理的性質。

1 成分 SED フィットでは輝線のモデルと観測が合っていなかった。これは ID3 の特有の傾向であると仮定すれば、輝線モデルの放射率の見直しや 2 成分のSED フィットにより、より良い精度でフィッティング

項目

Best-fitχ2ができる可能性がある。一方で ID3 は z = 6.110 と78.74

高赤方偏移天体で、赤方偏移進化の様子が反映されν6ている可能性もあるため、さらに考察を進める必要

AV [mag]+0.07
0.10−0.02

Age [Gyr]+0.00
0.90−0.04

Metallicity Z

0.0040+0.0002−0.0003

SFH τ −1 [Gyr]1.0+0.5−0.2

Escape fraction

0.00+0.03−0.00

Stellar mass (M∗ ) [109 M⊙ ]3.1+0.8−0.8−1SFR [M⊙ yr]

Infrared Luminosity (LIR ) [109 L⊙ ]

がある。

+1.1
3.3−0.6
8.8+11.2−8.8

Acknowledgement
名古屋大学で日々ご指導いただいている田村陽一
准教授、研究員の李民主氏、谷口暁星氏、本研究を進めるに当たりご指導いただいた東京大学研究員の馬渡健氏に感謝申し上げます。

マーブレイクの様子が見られる。このことから本銀河には若い星と古い星の両者が存在することが予想

Reference

される。このような若い星と古い星が存在する状況

Balestra, I., Vanzella, E., Rosati, P., et al. 2013, A&A,
559, L9には、コンスタントな星形成活動と、年齢が古いことが必要である。一方で、この 1 成分 SED フィットは

χ2 の値が大きい。これは [OIII] 88 µm のフラックス

Hashimoto, T., Inoue, A. K., Mawatari, K., et al. 2018,arXiv:1806.00486の値や、図 3 の 3.5 µm に現れる OIII] 4959/5007 Å

Inoue, A. K. 2011, MNRAS, 415, 2920

輝線を含む IRAC 3.6 µm バンドの観測値と SED モ
デルの結果の間にズレが生じていることに起因する。

Inoue, A. K., Tamura, Y., Matsuo, H., et al. 2016, Science, 352, 1559

これはモデルに ∼2–3 倍の不定性があるためと考え

Kennicutt, R. C., Jr. 1998, ApJ, 498, 541

られる (Inoue et al. 2011)。また、今回は 1 成分のSED フィッティングを行ったが、年齢等の物理的性
質が異なる 2 成分の SED フィッティングを行うこと
で、この点が改善できることも考えられる。

Monna, A., Seitz, S., Greisel, N., et al. 2014, MNRAS,
438, 1417
Mainali, R., Kollmeier, J. A., Stark, D. P., et al. 2017,
ApJ, 836, L14
Sawicki, M. 2012, PASP, 124, 1208

5

Conclusion & Future works
本研究では 6.110 の銀河 RXC J2248-ID3 について

新たに ALMA による [OIII] 88 µm 輝線を検出し、ダストの連続成分は非検出であった。これらの結果
を Hubble や Spitzer の観測結果と合わせて 1 成分のSED フィットを行い、新たに物理量の制限を加えた。
しかし、1 成分の SED フィットでは χ2 の精度が不十分であった。今後の課題として、より良い精度でSED フィッティングを行うべきだ。具体的に、今回のTamura, Y., Mawatari, K., Hashimoto, T., et al. 2018,arXiv:1806.04132

——–index

c21

2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ

Measuring SMBH and galactic DM halo profile
with ALMA and VLT/MUSE௡‫ٱ‬Ҫɹਸ࢙ (૯߹‫ڀݚ‬େֶӃେֶ ෺ཧՊֶ‫ڀݚ‬Պ)

Abstract
The biggest uncertainty in deriving the galactic dark matter halo profile is stellar mass to light ratio
which could depend on initial mass function, stellar age, metalicity stellar evolution model and so on. I
will present how to derive DM halo profile without such assumption about the stellar mass by dynamical
modeling with the help of very high resolution kinematic data obtained by ALMA/VLT and show apart of result.

1

Introduction‫؍‬ଌతʹಘΒΕͨۜՏͷμʔΫϚλʔີ౓ϓϩϑΝ

Πϧ͸ɺN body simulation ʹΑͬͯಘΒΕΔ DM
ϋϩʔΛΑ͘‫ه‬ड़͢Δ NFW profile ΑΓ΋؇΍͔ͳ

slope Λࣔ͢͜ͱ͕஌ΒΕ͍ͯΔɻ͜Ε͸௒৽੕രൃ
΍ۜՏিಥʹΑͬͯϙςϯγϟϧͷ‫ͳٸ‬มԽʹΑͬͯ‫͜ى‬ΔྗֶຎࡲʹΑΓ DM ཻࢠʹΤωϧΪʔ஫ೖ͕‫݁ͨͬ͜ى‬ՌɺDM ͚ͩͷϋϩʔΑΓ΋؇΍͔ͳ

slope ʹͳΔͱࣔࠦ͞Ε͍ͯΔɻࢲ͸ DM ϋϩʔͷ৺ʹ͋Δ BH ͷͨΊʹ M/L Λେ͖͘‫ੵݟ‬΋Γ͗ͯ͢͠·͏Մೳੑ͕͋Δɻ2. ͸ DM ͷ‫ܗ‬ΛϞσϧͱͯ͠
༩͑Δඞཁ͕͋ΔͨΊʹɺຊ౰ʹಘ͍ͨ‫ܗ‬ঢ়ΛϞσϧͰ༩͑ͳ͚Ε͹͍͚ͳ͍ͱ͍͏໰୊఺͕͋Δɻ3.
ʹ͍ͭͯ͸ۚଐྔ΍ɺ੕ͷ೥ྸɺॳ‫ʹ਺ؔྔ࣭ظ‬ґ
ଘ͢ΔͨΊɺෆఆੑ͕ඇৗʹେ͖͍ɻຊൃදͰ͸ 1.
ͷख๏ͷ໰୊఺Λ ALMA ʹΑͬͯಘΒΕͨɺ෼ࢠΨε CO(2-1) ͷӡಈσʔλΛ༻͍ͯɺBH ࣭ྔΛߟྀʹೖΕͨ͏͑ͰɺM/L Λਖ਼֬ʹܾΊɺDM ͷີ౓ϓϩϑΝΠϧΛਖ਼֬ʹଌఆ͢Δख๏Λ঺հ͢Δɻ

ີ౓෼෍Λଌఆ͢Δ͜ͱ͸কདྷͷόϦΦϯΛ‫ؚ‬ΊͨۜՏ‫ܗ‬੒ simulation ͱൺֱ͠ɺۜՏਐԽΛղ͘‫Ͱݤ‬
͋Δͱߟ͍͑ͯΔɻ
ۜՏ಺ͷ DM ͷີ౓ϓϩϑΝΠϧΛଌఆ͢Δࡍʹɺ΋ͬͱ΋େ͖ͳෆఆੑͱͳΔͷ͸੕ͷ࣭ྔޫ౓

2

Methods/Instruments
and Observations

ൺ (M/L) Ͱ͋Δɻ͜Ε·Ͱͷ‫Ͱڀݚ‬͸ҎԼͷΑ͏ͳ

NGC1380 ͸ fast rotator ʹ෼ྨ͞ΕΔ Unbaredख๏ʹΑΓ DM ͷ෼෍͕ಘΒΕ͖ͯͨɻ1. த৺Ͱ

lenticular galaxy(S0) Ͱ͋ΔɻΞʔΧΠϒσʔλ͸ DM ΛແࢹͰ͖ΔͱԾఆͯ͠த৺෦Ͱ M/L Λܾ͔Βऔಘ͞ΕͨɺNGC1380 ͷ ALMA(CO2-1) ͱΊɺM/L ΛۜՏͰҰఆͱͯ͠੕ͷ‫د‬༩Λ‫؍‬ଌ͞Εͨ

VLT/MUSEɺHST(NIC1 F110M)ɺ2MASS Jbandճస଎౓͔ΒҾ͘͜ͱͰ DM ͷ෼෍Λ‫ٻ‬ΊΔ (e.g.

ͷσʔλΛ༻͍Δɻ

de Block et al 2008)ɻ 2. ͋Δ DM profile ΛԾఆ͠ɺ

ALMA ͷ scale(൒ ‫ ܘ‬4”) Ͱ ͸ μ ʔ Ϋ Ϛ λ ʔ ͷM/L ࣗ༝ύϥϝʔλʔͱͯ͠༩͑ɺ‫؍‬ଌ͞Εͨճస ࣭ྔ ͷ ‫ د‬༩ ͸ ແࢹ Ͱ ͖ Δ ɻ· ͣத ৺ ͷ M/Lɺத଎౓ʹ fitting ͠ Best fit Λ‫ٻ‬ΊΔɻ3. ෼ޫσʔλ ৺ͷϒϥοΫϗʔϧ࣭ྔ (MBH ) Λ‫ٻ‬ΊΔͨΊʹ΍ɺ৭͔Β੕ͷਐԽϞσϧΛ࢖͏͜ͱͰɺM/L ΛಠOnishi et al.2017 ʹैͬͯྗֶϞσϦϯάΛߦཱͬʹ‫ٻ‬Ίɺ‫؍‬ଌ͞Εͨճస଎౓͔Β੕ͷ‫د‬༩ΛҾͨ͘ɻҎԼͰ͸ɺৄࡉͳ‫ه‬ड़͸ল͖खॱΛ঺հ͢Δɻ͜ͱʹΑͬͯ DM ͷີ౓ profile ΛಘΔɻҎ্ͷख๏

HST ͔Βً౓෼෍Λ MGE(Cappellari 2002) Λ༻ʹ͸ͦΕͧΕҰ௕Ұ୹͕͋Δɻ1. ͸෼ղೳ͕े෼Ͱ

͍ɺෳ਺ͷ gaussian Ͱ fit ͠ɺً౓෼෍ϞσϧΛͳ͍ͱ DM ͷ‫د‬༩ΛແࢹͰ͖ͳ͍͜ͱͱɺۜՏͷத

࡞੒͢ΔɻಘΒΕًͨ౓෼෍ϞσϧɺM/Lɺத৺2018 ೥౓ ୈ 48 ճ ఱจɾఱମ෺ཧएखՆͷֶߍ
ͷ BH mass Λ༩͑ɺճస଎౓͕ಘΒΕΔɻ͜ͷճస଎౓͸ MGE CIRCULAR VELOCITY proce-dure(Cappellari 2012) Λ༻͍ͯ‫͢ࢉܭ‬Δɻ࣮ࡍͷ‫؍‬ଌͱൺֱͰ͖ΔΑ͏ʹ Kinematic Molecular Simula-tion(KinMS,Davis et al.2013) Λ༻͍ɺ͜ͷΑ͏ͳճస଎౓Λ࣋ͬͨΨεʹର͢Δ‫؍‬ଌΛγϛϡϨʔγϣϯ͢ΔɻBH mass, M/L, inclination ͳͲΛϑϦʔύϥϝʔλͱ࣮ͯ͠ࡍͷ‫؍‬ଌʹ fit ͢Δɻ࣍ʹɺ͜ͷΑ͏ʹͯ͠ಘΒΕͨ M/L ΛۜՏશମ Ͱ Ұ ఆ ͱ Ծ ఆ ͠ ɺ੕ ͷ ྗ ֶ త Ϟ σ ϧ Λ ࡞ ੒ ͠

ਤ 1: Fitting ΑͬͯಘΒΕͨ Best fit model ͱ ALMAVLT/MUSE ͰಘΒΕͨσʔλʹରͯ͠ fitting Λ data ͷൺֱɺࠨ্ɿੵ෼‫౓ڧ‬ਤɺӈ্ɿPosition Veߦ͏ɻNGC1380 ͸ fast rotator Ͱ͋ΓɺUnbared locity Diagram ԼɿCO(2-1) ًઢ‫Ͱ౓ڧ‬ॏΈ෇͚͠
Lenticular galaxy ʹ෼ྨ͞Ε͍ͯΔΑ͏ʹɺճసͰ ͨ଎౓෼෍ਤ
ࢧ͑ΒΕɺbar ͳͲͷඇ࣠ରশͳߏ଄͕ͳ͍ͱ͞ΕΔɻ

Cappellari et al.2016 ʹΑΔͱɺ͜ͷΑ͏ͳۜՏͰ
͸࣠ରশੑ͕ྑ͘ɺ࣠ରশͳ‫ʹܥ‬ରͯ͠ JEANs ํఔࣜΛ୯७Խͯ͠ղ͘ JAM(Jeans Anisotropic Model)͕‫؍‬ଌͰಘΒΕͨྗֶσʔλʹΑ͘߹͏ɻμʔΫϚλʔϋϩʔͷ‫ܗ‬ঢ়ΛϑϦʔύϥϝʔλͱͯ͠ fit Λߦ͏͜ͱͰɺμʔΫϚλʔͷີ౓ϓϩϑΝΠϧͷ৘ใ(ີ౓ޯ഑ͳͲ) ΛಘΔɻ3

Results‫ࡏݱ‬ಘΒΕ͍ͯΔ ALMA data Λ༻͍ͨղੳ݁

ՌΛࣔ͢ɻਤ̍ɺਤ̎ʹ KinMS ͰಘΒΕͨϕετϑΟοτͷϞσϧΛࣔ͢ɻ‫ࡏݱ‬ಘΒΕͨ BH ࣭ྔ͸ਤ 2: νϟωϧϚοϓ্ͰͷϞσϧͱσʔλͷൺֱɺ౳ߴઢɿmodel ɺΧϥʔɿ‫؍‬ଌΛ͍ࣔͯ͠ΔɻଌʹΑͬͯಘΒΕΔճస଎౓͔ΒҾ͖‫ڈ‬Δ͜ͱ͜ͱ

MBH = 2.8 × 108 M⊙ ɺM/L = 2.3M⊙ /L⊙ (at massͰμʔΫϚλʔʹରͯ͠ϓϩϑΝΠϧΛԾఆ͢Δ͜

Chi square ͸ 1.30 ͱͳͬͨɻMBH − σ⋆ ؔ܎͔Β͋ΓɺJAM ϞσϧΛ࢖͏࣠ରশੑͳͲͷଥ౰ੑͷධJ band) ͕ಘΒΕɺࣗ༝౓ 754823 ʹରͯ͠ Reducedͱͳ͘ಘΒΕΔ͔΋͠Εͳ͍ɻ·ͩ·ͩ‫ݕ‬౼ஈ֊ͰಘΒΕΔ MBH = 3.9 × 108 M⊙ ΑΓ΋খ͍͕͞ΦʔՁΛ͢Δඞཁ͕͋Δɻ·ͨۜՏ಺Ͱͷ M/L ͷมԽʹμʔͰ͸͍͋ͬͯΔ͜ͱ͕Θ͔Γɺࠓ‫͞ޙ‬ΒͳΔςରͯ͠΋ධՁ͢Δඞཁ͕͋Δɻ·ͨಘΒΕͨϕετετΛ͢Δඞཁ͕͋Δɻ

ϑΟοτϞσϧʹରͯ͠͸ɺBeysian ղੳ͔ΒಘΒΕΔࣄ‫ޙ‬෼෍ʹ‫͍ͯͮج‬ɺΤϥʔΛ‫ٻ‬ΊΔඞཁ͕͋Δɻ

4

Discussionࠓճ͸੕ͷӡಈΛτϨʔε͢Δ MUSE ͷσʔλΛ༻͍ɺJAM ϞσϧΛ༻͍ΔͨΊɺ‫ٻ‬Ί͍ͨμʔΫϚλʔͷϓϩϑΝΠϧΛԾఆ͠ͳ͚Ε͹ͳΒͳ͍ɻ

Disk ঢ়ʹ޿͕Δ HIgas ͷ௥Ճ‫؍‬ଌΛߦ͑͹ɺࠓճ‫ٻ‬Ίͨ M/L Λ༻͍ͯ੕͔Βͷճస଎౓΁ͷ‫د‬༩Λ‫؍‬

Reference
Onishi, K., Iguchi, S., Davis, T. A., Bureau, M., Cappellari, M., Sarzi, M., & Blitz, L. (2017).
De Blok, W. J. G., Walter, F., Brinks, E., Trachternach,C., Oh, S. H., & Kennicutt, R. C. (2008). Astronomical Journal——–indexc1

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