太陽・恒星

a 講演 (a1–7)

1

XMM-Newton で計 4 回、33ksec の観測を行った。この間、フラックスとスペクトルの有意な変化は見られず、プラズマ温

全対流層星の自転周期と X 線光度の関係

度、光度等は CWWB に典型的な値であった。単純な星間吸収

Sato Tatsuki (中央大学 天体物理学研究室 M1)と一温度熱平衡衝突プラズマモデルで 4 回のスペクトルを同時

恒星は電離したプラズマであり、これらの運動と自転によってフィットしたところ、水素柱密度が星間吸収から期待される値

磁場を引き伸ばしたり振ったりし、運動エネルギーを磁場エネよりも大きかったことから、吸収に寄与する WR 星周辺物質がルギーに変える機構をダイナモ機構という。太陽のような小質存在すると考えられる。よって、WC7 型の典型的な元素組成

量星は星の最も内側に放射層、その外側に対流層をもつ。星をと WR 星周辺物質による吸収を考慮したモデルを適用したと貫く磁力線は放射層と対流層の境目タコクラインで繋ぎ止めら

ころ、より適したフィット結果が得られた。また、赤外線増光

れ、対流層で撹乱される。それによって磁気再結合が起こり、があった 1991 年 9 月から 10 月の間に、X 線天文衛星 ROSAT

磁気エネルギーの解放現象フレアが起こると今までは考えらが WR125 付近をポインティング観測したアーカイブデータをれてきた。しかし現在では、小質量星の中でも最も質量の小さ見つけたので解析してみたところ、有意に X 線は受かっておい恒星 (M¡0.4M) においてもフレアが観測されている。このよらず、フラックスの上限値は、Swift/XMM で得られたもののうな恒星は放射層がなく星の内部が全て対流層であるため、磁1/50 以下であった。近星点近くで、なぜ ROSAT で X 線が受力線をタコクラインでぎ止める機構がない。つまり全対流層星からなかったのか、本講演の中で議論する。

のダイナモ機構は、太陽質量程度の小質量星とは異なる事が予

1. Sugawara, Y., Maeda, Y., Tsuboi, Y., et al. PASJ, 67,測できる。先行研究によって X 線での活動性と自転の関係は、

121 (2015)

ダイナモ機構を示す関係性としてよく知られている。太陽のよ2. Williams, P. M.; van der Hucht, K. A.; Bouchet, P. et

うな小質量星は、自転周期が長いと X 線の放射効率が低いた

al. 1992, MNRAS 258, 461 (1992)

め、全放射エネルギーに対する X 線放射エネルギーは小さくなる事がわかっている。全対流層星においては、自転周期が長く

3X 線放射エネルギーがわかっている天体は４天体のみである。
(Wright et al.2011) 極端に質量が小さい全対流層星は我々の太陽系近傍に数多く存在することが確かめられているが、X 線帯

近赤外線高分散分光器 WINERED を用いた Y, J
バンドのライン強度比からの晩期型巨星有効温度の決定法

域でのフラックスが小さく、観測することが難しい。我々は 2

谷口 大輔 (東京大学天文学教室 M1)

つの X 線天文衛星 Chandra と XMM-Newton の観測データを

恒星大気を特徴づけるパラメーターの中でもとりわけ重要なも用いて、自転周期の長い７個の全対流層星について解析を行っのの一つである有効温度を決定する手法は，これまで数多く考た。解析の結果、自転周期が長い全対流層星は、自転周期が短案されてきた．その中でも，星間減光や他の大気パラメーター

い全対流層星と同程度の X 線を放出することができないことをからの影響を受けにくい温度指標となる「ライン強度比」を用確認した。本公演では全対流層星の自転周期と定常 X 線光度のいた温度決定法 (Gray & Johanson 1991) に我々は着目した．

関係について報告する。

この方法はこれまで主に可視光域で用いられてきたが，近年の近赤外線高分散分光器の発展により近赤外域でも適用すること

2星風衝突連星系 WR 125 の X 線での初検出

御堂岡 拓哉 (国立研究開発法人
発機構 宇宙科学研究所 M1)が可能となった．その初めての試みとして，すばる望遠鏡に搭載された IRCS の H バンドでのライン強度比が用いられてい宇宙航空研究開る (Fukue et al. 2015)．しかしながら，H バンドでは低励起ポテンシャルをもつ吸収線の数が少なく，また分子の吸収線とWolf-Rayet 星 (WR 星) の多くは連星系であり、特に両者のの激しいブレンドにより，実現可能な温度推定の精度は可視光

星風衝突によって高温ガスが形成されているものを星風衝突のライン強度比に劣るものであった．

WR 連星 (CWWB) と呼んでいる。CWWB の高温ガスは X

そこで我々は近赤外線高分散分光器 WINERED が取得でき線を放射しており、連星間距離の変化が X 線スペクトルに与る Y（0.97–1.09 µm），J（1.15–1.32 µm）バンドの R ∼ 28, 000

える影響を観測することによって、星風パラメータに制限をのスペクトルを用い，ライン強度比から晩期型巨星の有効温度つけることができる。我々は CWWB の系統的な X 線モニタを決定する手法を開発した (Taniguchi et al. 2018)．この波長リングを進めており、今回、その一つである WR125 から初め

帯は低励起ポテンシャルの吸収線を数多く含むため，数多くのて X 線を検出したので報告する。WR125 は主星が WC7 型、ラインペアを用いることで高い統計的精度を実現することが可

伴星が O9 型の CWWB で、1991 から 1992 年に赤外線増光能となる．我々が 81 個のラインペアを用いて作成した温度指が確認されているが、それ以来、増光は報告されていない。他

標は，3700 < Teﬀ < 5400 K かつ −0.5 < [Fe/H] < +0.3 dexの CWWB 同様、増光が近星点近くで起こったと仮定すると、の巨星に対して適用でき，最も良いケースで ±10 K の精度で有これは WR125 が 25 年以上の長周期を持つことを示唆してい効温度を推定できる．本講演では，我々が使用したラインペア

る。我々は、2016 年 11 月から 2017 年 5 月にかけて Swift と1

の選定基準を述べた後に，作成した温度指標の精度を概観する．

ギー導出を行う手法を確立することである。そのために、様々なエネルギーのナノフレアによって加熱されるコロナループ

1. D. F. Gray and H. L. Johanson PASP 103 439 (1991)の流体一次元数値計算を Hinode/XRT で疑似的に観測し、観2. K. Fukue et al. ApJ 812 64 (2015)

測される輻射の時間変化を入力した際、注入されたフレアのエ

3. D. Taniguchi et al. MNRAS 473 4993 (2018)

ネルギーの時間変化を出力するよう、深層学習を用いて Deep

Neural Network (DNN) を学習させる、という新たな手法を恒星フレアにおけるリチウム合成の可能性

4

提案する。また、提案する手法と先行研究で使用されている既關 嵩覚 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

存の手法のエネルギー導出の精度をシミュレーション内においM1)て比較する。既存の手法には 2 つの仮定がある。ナノフレアに

現在さまざまな場所でリチウムの存在量が観測されているが、よってコロナループが 5 MK まで加熱されることと、発生した

それに対する理論的な説明は未だ与えられていないものが多ナノフレアのエネルギーはコロナループの熱エネルギーの変化

い。未解明な存在量の中でも今回は現在の宇宙のリチウムの存量に等しいということである。提案する手法では、学習に用い

在量、すなわち太陽と同時代のリチウムの存在量に関して、そた流体数値計算の設定自体が仮定となる。今回は 560 個の数値の起源について考えていく。

計算結果を用いて DNN を学習させる。結果として、既存の手それに対する寄与として考えられているのはビッグバン元素法では 1025 erg 程度より小さなフレアのエネルギーを正しく導合成、宇宙線と星間物質との相互作用、超新星爆発、新星爆発、出することはできなかったが、提案する手法では、そのような小質量星の内部での合成である。しかしこれらの候補における非常に小さなナノフレアであっても、比較的正確にエネルギー

リチウムの生成量を理論的に計算すると、観測からわかっていを導出することができた。ナノフレア発生前のコロナループがる現在の存在量に対して少なすぎるという結果が得られる[1]。

完全に熱的・力学的に平衡状態ではないため、ナノフレアのエ

一方で太陽フレアの X 線観測の結果が、フレアにおけるリチウ

ネルギーが非常に小さい場合、非平衡状態に由来する密度や温ム合成の可能性を示唆している[2]。そこで、上述の候補の中に度のわずかな変動が熱エネルギーに与える影響が、ナノフレア

恒星フレアにおける元素合成を加えることでより正確な説明とによる熱エネルギーの変化に対して支配的となり、既存の手法なることが期待される。

ではエネルギー導出が正確に行うことができなかったと考えら

恒星フレアとは、恒星大気における磁気エネルギーの爆発的れる。実際のナノフレアは本研究で用いた数値計算設定よりも解放現象である。このときに発生した衝撃波がヘリウムなどの

熱的・力学的に非平衡状態で発生していると考えられるため、粒子を加速し、それが大気中の原子と衝突することで原子核反実際の観測においても、提案する手法がナノフレアの検出およ応が起こると考えられる。フレアで加速された粒子によるリチ

びエネルギー導出により適していることを示唆している。

ウムの合成は He + He → p + Li や He + He → p + Li と
4

3

6

4

4

7

1. T. Shimizu PASJ 47 251 (1995)

いった反応が主であるとされ、これまでに議論されている [3] 。
本研究ではフレアの粒子加速によって起こりうる反応を考察

6

し、粒子に与えられるエネルギーやフレアの活動の時間変化な
どをパラメータとすることで合成される元素量を計算する。そ

深層学習による画像認識を用いた太陽フレア予報システムの開発
木原 孝輔 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室の計算結果によって実際に恒星フレアにおいて元素合成が起こっているか、さらにはそれが宇宙の化学進化に対して十分なM1)寄与を与えているかを評価する。今回の発表ではより厳密に考太陽フレア（太陽面爆発）とは、太陽大気における磁気エネル

える前段階として、考慮する反応を制限し、各種パラメータをギーの爆発的解放現象である。太陽フレアは、その最大 X 線強簡単化して行った数値計算結果について述べる。

度によって規模が分類され、プラズマの放出現象や宇宙放射線の増加などをしばしば伴う。これらの現象は、通信障害や航空

1. Prantzos, N. 2012, A&A, 542, A67

機乗員の被曝などを引き起こし、現代社会に大きな影響を与え

2. Kotov, Y. D., Bogovalov, S. V., Endalova, O. V., Yoshi-

る可能性が高い。そのため、地球近傍空間の環境変動である宇mori, M. 1996, ApJ, 473, 514

宙天気を予報する研究が行われている。特に、宇宙天気の擾乱

3. Tatischeﬀ, V., & Thibaud, J.-P. 2007, A&A, 469, 265

5源である太陽フレアの発生を予報することが重要である。しかし、これを物理的に予報するのは困難である。そこで近年、大深層学習と数値計算を用いたナノフレアの検出およびエネルギー導出手法の開発

量の太陽観測データに対して、データ間の関係性を見つけ出す
機械学習の手法を用いることで、太陽フレアを予報する試みが河合 敏輝 (名古屋大学 太陽地球環境研究所 M1)

なされている。

本研究の目的は、ナノフレアがどれだけ太陽コロナの加熱に寄

機械学習を用いた従来の研究（[1] など）では、磁場などの物与しているかを測定するため、ナノフレアの検出およびエネル

理量やその時間変化などに着目し、規模の大きいフレアが発生

2

するか否かを予報している。対して [2] は、太陽画像そのもの

前にモデル大気を用いて偏光のデータベースを作り [2]、観測がもつ特徴に着目し、ある時刻から 24 時間以内に観測されるデータとの比較を行うことで活動領域についてもより精度良く最大の X 線強度を予報した。これは、(a) 物理量に着目するこ

光球磁場を導くことに成功した。さらに、SMART 望遠鏡で得となく画像認識の手法を用いた点、(b) 太陽フレアに関連するられた光球磁場からコロナ磁場を導出するべく [3] によって開様々な現象の数値を予報できる汎用性を持つ点、で他にはない発されたコードの実装も行った。本講演では、これらのコード研究となっている。

開発の概要と得られたコロナ磁場について議論する。

今回は [2] が用いた画像認識の手法を、新たな手法である深1. Shibata, K. and Magara, T. 2011, Living Rev. Solar

層学習に変更し、24 時間以内の最大の X 線強度をより精度よPhys., 8, 6

く予報することを試みた。深層学習は機械学習の中でも、[3] を

2. Ichimoto, K., Lites, B., Elmore, D., et al. 2008, Solar

はじめ画像認識の分野で近年著しく発展している手法である。

Phys., 249, 233

予報に用いる画像データとして、SDO 衛星に搭載されている

3. Inoue, S. 2016, Progress in Earth and Planetary Science,

極端紫外線の観測装置 AIA、磁場強度の観測装置 HMI のデー

3, 1

タを用意し、それぞれの画像に対して異なる予報精度を得た。
本講演では、今回得られた予報精度についていくつかの先行研

b 講演 (b1–4)

究と比較し、議論する。

8
1. Nishizuka, N., Sugiura, K., Kubo, Y., et al. 2017, ApJ,
835, 156

OUCHI RYOMA (京都大学 理学研究科 宇宙物
理学教室 D1)

2. Muranushi, T., Shibayama, T., Muranushi, Y. H., et al.
2015, Space Weather, 13, 778

大質量星は可視光で極めて明るく輝く爆発現象 (超新星) によっ

3. Krizhevsky, A., Sutskever, I., and Hinton, G. E. 2012,て一生を終える。これらの大質量星は、恒星進化の途上で、恒NIPS, 25, 1106

7

持続的なエネルギー散逸に対する、星の外層の力学的な応答星風などによって星間空間へ質量放出を行う。そのような質量放出の性質を理解することは、銀河の化学進化を考える上で重飛騨天文台 SMART 望遠鏡の偏光観測からコロナ磁場を推定するコードの開発要である。近年、様々な観測事実から、一部の大質量星は超新星直前に、極めて高い質量放出率を示すことが明らかになって

山崎 大輝 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

きた (Smith & Arnett 2014)。その値は、これまで標準とされM1)てきた恒星風では説明ができない。

太陽フレアは、コロナ磁場に蓄えられたエネルギーの突発的解

このような進化晩期の激しい質量放出に対する有力な説の一放現象である。これまでの研究から、コロナ磁場に蓄積されたつが、流体力学的な重力波 (gravity waves) である (Quataert

エネルギーは磁気リコネクションによって解放されることがわ& Shiode 2012)。この理論では、星のコア内部の対流により励かってきたが [1]、エネルギーの蓄積過程や磁気リコネクショ

起された重力波が外層へと伝わり、そこでエネルギーが持続的ンを起こすきっかけは未だに明らかになっていない。これらをに散逸されることにより、質量放出が起きる。しかし、エネル解明するためには、コロナ磁場を測定し、その時間発展を調べ

ギー散逸率は不定性が大きく、観測から得られている質量放出

る必要がある。しかし、コロナは非常に希薄であるため、コロをどの程度まで説明できるかは分かっていない。

ナ磁場を直接測定することは困難である。そのためコロナ磁場

本研究の目的は、大質量星内部の様々な持続的なエネルギーは、一般的に直接測定が可能な光球磁場を外挿することで間接散逸によって引き起こされる、質量放出の性質を明らかにする的に求められる。

ことである。また、それにより、質量放出の原因としての重力京都大学飛騨天文台 SMART 望遠鏡は、光球磁場を測定す

波理論の妥当性を検証する。そのために、超新星を起こす典型

るために、光球の偏光観測を行っている。SMART 望遠鏡は的な大質量星の外層の底に、様々な値のエネルギー注入率を

他の観測装置よりも時間分解能が高いため、磁場の時間発展

与え、恒星進化計算コード MESA を用いて動的な流体計算ををより詳細に調べることができると期待されている。しかし、行った。本計算により、エネルギー注入率の値によって三通り

SMART 望遠鏡で得られた偏光データから光球磁場を導出すの異なる性質の質量放出が起きることが分かった。(I) エネル

るコードは未だ開発途上であり光球磁場が正しく求められない

ギー注入率が十分に低い場合、外層は力学平衡を保ったまま膨問題があった。そこで SMART 望遠鏡で得られた光球の偏光張し、質量放出は起こらない。(II) エネルギー注入率が十分大

データから光球磁場を導出するコードの改良を行なった。

きい場合は、外層のほぼすべてが、放出される。(III) 最後に、

一般的に光球磁場は偏光観測データから近似的に計算されるエネルギー注入率がその中間程度の場合、外層は振動し、外層が、その方法では特に磁場が強いはずの活動領域に関して磁場の一部を放出することが分かった。以上の結果を発表する。

強度を低く見積もってしまう傾向がある。そこで本研究では事1. Smith, N. and Arnett, W. ApJ. 2014, 785, 82
3送し、熱エネルギーに変換することで上空のガスを加熱する。

2. Quataert, E. and. Shiode, J. 2012, MNRAS, 423, 92

恒星表面からは磁力線が伸びていて、宇宙空間へ開いた磁場構

爆発直後のスペクトルで迫る、新星爆発の様相

9

造と表面に閉じたループ状の磁場構造が存在するが、コロナ加熱により開いた磁場領域では恒星風が駆動される。また、熱せ田口 健太 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室られたガスは X 線を使って観測することができるが、放射されM1)

る X 線は閉じたループ構造からのものが大半を占める。このコ

新星とは、白色矮星を主星にもつ近接連星系において、光度がロナ加熱による恒星風、X 線放射の原理は宇宙初期に形成され突然最大で 5 桁ほど増光する現象である。伴星からの質量輸送た初代星にも適用することができる。

によって主星表面に水素が堆積し、その水素層が高温・高密に

初代星についての理解は宇宙進化を探る上で非常に重要であ達し熱核暴走反応を起こして増光を開始する。その後ある光度る。宇宙初期から現在まで存在し続けている星があるとすれに達すると、堆積した水素の外層が輻射圧によって膨張を開始

ば、それは金属を含まず質量の小さなものである必要があるが、すると考えられている [1] 。

このような星は現在観測されていない。従って、小質量初代星

増光中かつ膨張前 (以下「爆発直後」) の新星スペクトルは、からのコロナや恒星風について調べることで、現存する初代星

新星の母天体が放出したであろう星周物質の元素組成や密度・が観測されうるかどうかを理論的に推測することができる。恒速度などの情報を含んでおり、新星の物理機構の詳細を調べる

星風については Suzuki(2018) で調べられ、初代星では強い恒のに非常に重要であると考えられる。しかし、熱核暴走反応を星風が吹き出ると報告されている。一方で、観測の観点からよ開始してから膨張を開始するまでの時間は非常に短いため、そり重要な X 線放射を担うループ加熱はこれまで研究されていのような早期の詳細な観測例は過去長らくなかった。

ない。そこで本研究では、このループ加熱についての MHD 数

ところが 2011 年、再帰新星 T Pyx が増光の発見からわずか

値シミュレーションを行っている。このシミュレーションによ4.4 時間後に分光観測され、通常の新星とは異なり初期に輝線り、低質量星の金属量によって X 線放射強度にどのような違い

スペクトルを示すことが発見された [2] 。また、時間と共に多くが現れるかを調べる。ゼロ・低金属量環境下では輻射冷却が抑の新星で確認される吸収線スペクトルに移行することも発見さ制され、より高温のコロナが形成されると推察できる。このたれた [2] 。今後は東京大学木曽観測所 105cm シュミット望遠鏡

め初代星からは強い X 線が放射されることが期待され、本講演搭載の Tomo-e Gozen カメラによる突発天体測光サーベイ計画

ではその結果について発表する予定である。

と連携した、京都大学岡山天文台せいめい 3.8m 望遠鏡による

ToO 観測などによって、同様の爆発直後の新星の分光観測例が1. Suzuki,T.K., arXiv:1710.04478 (2018)

急増することが期待できる。
発表者らはこうした背景を踏まえ、主星の光度・温度、星周浮上磁場を伴わないコロナジェットの生成機
構、および光球・彩層スケールへの応用の可能性

11

物質の密度・元素組成などの物理量をパラメータとし、爆発直後の新星スペクトルがそれらに応じてどう変化するか、またどのようなパラメータで T Pyx のスペクトルを再現できるかを古谷 侑士 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

輻射輸送計算で調べている。本研究で計算されるスペクトルをM1)

爆発直後の新星スペクトルの観測例と比較すれば、新星系を特太陽大気ではジェットやコロナ質量放出（CME）などの突発的徴づける物理量を見積もることができる。さらに今後数年で観な質量放出現象が起こっている。それらの発生には磁場が重要

測例が急増すれば、新星爆発の特性に迫ることも期待できる。

な役割を果たすと考えられているが、その詳細なモデルについ本講演では、発表者らの計算の詳細を紹介する予定である。

ては未だ議論が続いている。特にジェット現象については、彩層で見られるスピキュールや、コロナで見られるＸ線ジェット

1. Hillman, Y., Prialnik, D., Kovetz, A., Shara, M. M., &など様々なスケールのものが観測されている。ジェット生成のNeill, J. D. 2014, MNRAS, 437, 1962

従来の有力なモデルは、太陽内部からの浮上磁場が、元々太陽

2. Arai, A., Isogai, M., Yamanaka, et al. 2015, Acta Poly-

大気に存在していた磁場と磁力線の繋ぎかえを起こすことで、

technica CTU Proceedings, 2, 257

プラズマが加速されジェットが生成されるというものである

10

ゼロ・低金属量星でのコロナループ加熱と X
線放射
鷲ノ上 遥香 (東京大学[1]。しかし、近年の観測で浮上磁場が見られないコロナジェットが発見された。さらに、[2] では、ランダムに選択した 20 例のコロナジェットに対し、それら全てで低温・高密な細長いガ

鈴木・蜂巣研究室 M1)

ス雲（ミニフィラメント）の噴出を伴っていたことが報告され太陽型の恒星は光球面下に対流層を持ち、これによって表面かている。このミニフィラメントは、その噴出が CME を伴うよらは様々な磁気流体波が生じている。このうちの Alfven 波とうなフィラメントと類似しているが、それよりも長さが 1 桁小

いう波は、恒星上層部のコロナを加熱する重要な役割を果たす。

さい。ミニフィラメントが噴出することを浮上磁場がジェット

Alfven 波は磁力線に沿って進む横波で、エネルギーを上空に輸4の起源となるモデルで説明するのは難しい。これらの観測事実

ヒーレンスにおいても、同様の小規模スケールで相関が見られから、浮上磁場はコロナジェットの本質的な原因ではないと示た。本講演では、これらの結果を踏まえ、光球面乱流の発達過唆される。

程とそれによる磁場構造形成について議論を行う。

そこで本講演では、上で述べた問題点に解決策を与えた [3]1. H. Lin and T. Rimmele (1999), ApJ, 514, 448

をレビューする。この論文では、3 次元数値シミュレーション

2. M. Rempel (2014), ApJ, 789, 132で、浮上磁場の代わりに磁場のねじれを加えることで、ミニフィラメントの噴出を伴うコロナジェットを再現することに成Hinode-IRIS-ALMA によるプラージュ領域同時

13

功している。さらに、[3] で提案されたコロナジェットの生成モ

観測

デルは、より大スケールの CME の生成モデルの 1 つと同じも現象も同様のモデルで説明できる可能性を示唆している。そこ

阿部 仁 (国立研究開発法人
構 宇宙科学研究所 M2)で、[3] で採用された磁場配置を光球や彩層スケールに応用する

太陽では、光球 (表面) よりも、熱源から離れた彩層・コロナ

ことで、どのような現象が起こるのか調べる自身の今後の研究(上層大気) の方が一桁・二桁ほど高温である。太陽の熱源は内計画についても述べる。

部にあるため、単純な熱伝導ではこの大気構造は達成されない。

のだった。この結果は、他のスケールの磁場が重要となる噴出そのため、この大気構造は波動や小さな磁気リコネクション

1. Shibata, K., Ishido, Y., Acton , L. W., et al. 1992,(ナノフレア) のような非熱的なエネルギー輸送によって維持さ

PASJ, 59, 771

れていると考えられているが、どのメカニズムが加熱に重要で

2. Sterling, A.C., Moore,R. L., Falconer, D. A.,& Adams,

あるかはまだわかっていない。温度などの物理量の時間変化は

M. 2015, Nature, 523, 437

この問題を解決する鍵の一つである。ALMA によるマイクロ

3. Wyper, P. F.,DeVore, C. R. ,& Antiochos, S. K. 2018,

波観測は彩層の放射強度が測定でき、ALMA の信号の変動は主

ApJ, 852, 98に彩層の温度変化によってもたらされる。我々は 2017 年 3 月

c 講演 (c1–7)

12

宇宙航空研究開発機

19 日に太陽面北東部に位置するプラージュ領域で ALMA の観測 (100GHz、ビームサイズ 3.7 arcsec) を行い、太陽観測衛星/

ひので衛星で探る太陽光球面乱流の発達過程

可視光磁場望遠鏡「Hinode/SOT」、太陽観測衛星「IRIS」でも石川 遼太郎 (国立天文台 M2)

同領域を観測した。まず、Hinode, IRIS, ALMA のコアライメ

太陽光球面では、乱対流がプラズマの動きを大きく支配しておントを行い、画像のズレが数秒角以内であることを確認した。

り、粒状斑と呼ばれる熱対流セルで埋め尽くされている。光球

また、ALMA のノイズレベルを、Shimojo et al. (2017) の手

面のプラズマがこのような対流運動をするため、それらに凍結法を用いて、2 つの直交した直線偏光のデータの差分をとるこされた磁場も同様にセル内の対流運動に従って移動し、最終的とで推定し、得られた像のノイズレベルは 25 K(1σ) となった。

には対流セル境界に集められることでセル境界（intergranular

本研究ではナノフレアの候補を見つけるために突発的な増光にlane）に沿った磁場構造を形成する（Lin and Rimmele 1999）。

注目した。我々は、１分以内に 3σ(75K) を超える突発的な温度

しかしながら、このようなバルクな運動だけでなく対流の過上昇を数多く発見した。SP マップと比較することで、それら程で発達する乱流も重要な役割を担っている。すなわち、乱流は磁気中性線の付近でよく観測されることがわかった。この結運動による微小スケールの無秩序な磁場構造が、静穏領域の果は、磁気中性線の付近では正極と負極の磁場が入り混じり、

磁気エネルギーに大きく寄与している。近年の RMHD シミュ

磁気リコネクションが頻繁に起こりやすい環境になっていたこ

レーションでは、非常に小さく（< 100 km 以下）磁場の弱いとを示唆する。本講演では光球の磁場がどのように ALMA の（< 500 G）の磁場構造が、静穏領域の磁気エネルギーの約 50

彩層温度や IRIS の彩層での放射強度の突発的な応答と関連し% を占めていることが示された（Rempel 2014）。このようにているのかを議論したい。

光球面における乱流運動は、静穏領域での磁場形成を議論する

1. M. Shimojo et al., 2017, SoPh, 292, 87

うえで非常に重要である。
このような光球面乱流は光球のスペクトル線の線幅を利用す

撮像観測による太陽彩層微細構造の３次元速度
場の解析

14

ることで調べることが出来る。本研究では、ひので衛星に搭載された可視光望遠鏡による偏光分光観測データを用いて光球面

徳田 怜実 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

乱対流を調べた。Fe I 6301.5 Å と 6302.5 Å のスペクトル線の線幅から乱流速度を推定し、静穏領域の光球において、乱流M2)が発達している領域の解析を行った。その結果、線幅の広い領

太陽観測衛星ひのでをはじめとする高空間分解能の観測によ域が粒状斑よりも小さい構造（< 300 km）を持って分布してり、太陽彩層中には幅 100∼200km 程の微細な筋状構造がいた

いることが分かった。光球面ドップラー速度と線幅のクロスコるところに存在し、ダイナミックに運動していることが分かっ5てきた。それらの構造の中には周期的に振動しているものも見考えられる。

つかっており、振動周期や位相速度などから、磁場や密度・温

今回は、京都大学飛騨天文台 SMART 望遠鏡搭載の SDDI

度などプラズマ現象の理解において重要なパラメータを推定す(Solar Dynamics Doppler Imager) による Hα 線データより、る手法（[1] など）も提唱されている。このように彩層微細構造2018 年 2 月 25 日の磁気浮上に伴うアーチフィラメントシスの観測・解析は彩層のさらなる理解のために重要であるが、地テムを選び、速度場の導出を行った。SMART/SDDI では、

上観測により詳細な解析を行うには、シーイングの影響を最大Hα ± 9 Å の波長域を、波長分解能 0.25 Å、時間分解能 15 秒

限抑え、高空間分解能の観測を行う必要がある。

でデータ取得することが可能である。この性能を活かして太陽我々が観測に用いている狭帯域チューナブルフィルターでの突発現象をとらえるために、彩層速度場の全面モニタリン(UTF-32)[2] は、7 層の方解石や液晶可変遅延素子のブロック

グが既に行われている [1]。[1] は主に彩層上空に浮かぶフィラからなる透過幅 0.25Å(Hα6563Å 付近) のフィルターで、出口

メントを対象とし、クラウドモデル [2] を用いて速度場を導出に偏光ビームスプリッターを置くことで波長中心 ±0.5Å の同している。フィラメントは 10 万 km 程度の長さをもつプラズ

時撮像が可能である。得られる画像はシーイングによる像の歪マの雲であるのに対し、本研究で着目するアーチフィラメント

みが全く同じであるため、差分から得られるドップラーグラム

システムは 1 万 km 程度と 1 桁小さい構造である。このアーはシーイングの影響が抑えられたものとなる。また観測データ

チフィラメントシステムに対しても同様に速度場を導出できるに画像回復手法 [3] を適用することで、飛騨天文台ドームレス

かどうか検証を行った。その結果、視線方向に向かって 20-30

太陽望遠鏡の口径 60cm に対してほぼ回折限界の空間分解能

km s−1 程度の速度成分がアーチフィラメントシステムに対し(∼0.25 秒角) を持つ Hα 画像およびドップラーグラムが得らて検出できた。さらに本発表では、SDO 衛星による極端紫外

れ、彩層中で振動やねじれなどの運動が確認された。本講演で線データ、磁場データと比較し、アーチフィラメントシステム

は観測装置と得られたデータの解析結果について述べる。

の速度場と温度、磁場の時間発展について議論する。

また、飛騨天文台では UTF-32 の透過幅を全波長に渡りこ

1. Otsuji, K., Ishii, T.T., Ichimoto, K., 2017, Poster Pre-

れまでの半分にするため、フィルターを新たに 1 層増やす改sentation in ASJ 2017 Autumn Annual Meeting

良作業を行い、2018 年 5 月には Hα だけでなくより幅の狭い

2. Beckers, J. M., 1964, Ph.D. Thesis, 49

Mg5172Å、Ca8562Å、He10830Å などの彩層のラインで同様の観測が可能となった。そしてこの装置を用いた観測を、中国

種族 II 矮新星で初めて観測されたスーパーア
ウトバースト16の雲南天文台にある口径 1m の太陽観測望遠鏡 NVST を用いて行う予定である。この改良作業と新たな観測・解析結果につ

大西 隆平 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

いても合わせて述べる。

M2)

1. Kuridze, D., Verth, G., Mathioudakis, M., et al. 2013,

矮新星は、主星が白色矮星であり伴星が晩期型主系列星である

ApJ, 779, 82

近接連星系である。連星系は重力波放射などによって角運動量2. Hagino, M., Ichimoto, K., Kimura, G., et al. 2014, Proc.

を失うため、伴星がロッシュローブを満たしているとき伴星か

SPIE, 9151, 91515V

ら主星へ質量が輸送される。それによって矮新星は、質量比と3. van Noort, M., Rouppe van der Voort, L., & Löfdahl,

軌道周期がともに小さくなる方向に進化する。種族 II 矮新星

M. G. 2005, SoPh, 228, 191

は、金属量が少ないため伴星の密度が大きく、通常の矮新星とは異なる進化経路を辿ることが理論的に示されている。進化経

飛騨天文台 SMART/SDDI で観測された浮上磁場領域とアーチフィラメントシステム

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路を観測的に確かめるためには、多くの矮新星について軌道周期と質量比を求めることが重要である。

町田 亜希 (京都大学 理学研究科 宇宙物理学教室

軌道周期と質量比は、静穏状態の分光観測や食の観測からM2)推定されてきた。しかし、静穏状態の矮新星は暗いため、多く太陽の光球の下から新たに磁場が出現した場所一帯のことを、の矮新星に適用することはできない。一方質量比については、

浮上磁場領域という。磁束管がプラズマを伴って次々と浮かん

スーパーアウトバースト中の測光観測から推定する手法が我々でくるため、浮上磁場領域の上空ではアーチフィラメントシスの研究で確立されてきた [1] 。それはスーパーアウトバースト

テムというアーチ状の構造が見られる。この領域が成長すると中の降着円盤の振る舞いについての理論的な解釈に基づいてい活動領域となり、フレア（太陽面爆発）を引き起こすことがある。この手法により、矮新星進化を観測的に得ることができるる。また、浮上した磁力線が周囲の磁力線とつなぎかわることと期待される。ただし、金属量が小さい場合でも適用できるかでフレアを誘発することもある。したがって、磁場が浮上したどうか確かめる必要がある。

初期の段階の研究は重要である。さらに、フレア等に伴う宇宙2017 年 3 月、種族 II 矮新星として唯一知られている OV

環境の擾乱（宇宙天気）の研究に示唆を与えることもできると

Boo [2] が初めてスーパーアウトバーストを起こした。可視測6光観測を行った結果、増光幅は約 7 等級、期間は約 30 日間では太陽型星からのスーパーフレア検出数が 2 発とサンプル数があり、再増光は観測されなかった。この観測から質量比と軌道少なく、統計的な議論が行われていない。

周期を求めたところ、食の観測から求められている値 [3] とよく一致した。これにより、スーパーアウトバーストの解釈が種

そこで、我々は 20pc 以内の単独 G 型主系列星 52 天体に対族 II 矮新星でも正しいということが確認された。

し X 線でフレア調査を行った。52 天体中、ROSAT 1RXS カ
タログにある天体 (R1 天体) は 16 天体であり、その内 6 天体が

1. Kato, T., & Osaki, Y. 2013, PASJ, 65, 50

XMM-Newton 視野内にあり 5 天体が検出された。この 5 天体

2. Uthas, H., et al. 2011, MNRAS, 414, 85の定常 X 線光度 (Lxq) は 〜1028 erg/s であるとわかり、内 4

3. Savoury, C. D. J., et al. 2011, MNRAS, 415, 3

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天体から〜1032 erg のフレア 6 発を確認した。これらのフレア

6 発中、最大フレアエネルギーは 7.7 × 1032 erg でスーパーフ

軟Ｘ線、Hα 線、可視連続光による巨大恒星フ
レア同時多波長観測の成果
河合 広樹 (中央大学

レアに準ずるエネルギーであった。一方 ROSAT 1RXS カタロ
グにない天体 (not R1 天体) は 36 天体であり、その内 5 天体が天体物理学研究室 M2)

XMM-Newton の視野内に存在し、3 天体が検出された。そし恒星フレアは巨大なものほど発生頻度が低いため、放出エネルてこの 3 天体はフレアを起こしておらず、定常 X 線光度 (Lxq)

ギーの大きい巨大恒星フレアは検出が難しい。しかし 2009 年が太陽程度の 〜1027 erg/s であることがわかった。

に全天 X 線監視装置 MAXI が稼働を開始し、超巨大な恒星フ
レアのサンプルを取得できるようになった。MAXI は 90 分に先行研究で太陽は約 1 年に 1 回の頻度で最大クラスのフレア

一度、全天の 80 パーセントを超える範囲を走査するからであ(〜1032 erg) を起こすことが知られている。そこで R1 天体にる。2018 年 4 月現在では、105 個のフレアが検出されており、対し全観測時間 (約 2.5 日) 内のフレア発生頻度を求めると、約X 線では統計的議論が可能になった。その結果、巨大恒星フ

半日に〜1032 erg のフレアが 1 発起こることが示唆され、太陽レアの温度は太陽と数倍程度しか変わらないが、プラズマ規模に比べてフレア頻度が約 3 桁高いことが分かった。そして今回は太陽より 6 桁大きいことが明らかとなっている (Tsuboi et

検出された全 8 天体の自転周期と年齢の関係は、正の相関があal. 2016)。フレアループの長さを導出する関係式 (Shibata &り、特に not R1 天体の自転周期及び年齢が太陽のそれと桁でYokoyama 1999) を用いると、巨大恒星フレアではループが星一致していた。さらに、X 線活動性を表すロスビー数 (自転周半径の 10 倍以上までになる。MAXI が検出する星の半数は連期/汲み上げ時間) や Lxq においても、not R1 天体が桁で太陽星であり、星と星との距離は星半径の 2,3 倍程度であることをと酷似していることが分かった。

考えると、巨大恒星フレアは伴星を飲み込む大きさである。太陽フレアと同様のダイナモプロセスで本当に伴星を飲み込むほどの大きさのフレアは発生し得るのだろうか。
我々は、MAXI の運用チームに所属しており、MAXI の速報
データを扱うことができる。また、中央大学の後楽園キャンパ
スに可視光測光望遠鏡 CAT と可視光分光望遠鏡 SCAT による観測体制が 2018 年に完成した。この環境を用いて我々は、軟Ｘ線、Hα 線、可視連続光の同時多波長観測、および多波長モニターを行うことにした。私は、2016 年 10 月から 2018 年 4月までの期間で 8 件の巨大恒星フレア追観測に成功した。本講
演では、その成果について発表する。

1. Tsuboi et al. 2016, PASJ, 68, 90
2. Shibata & Yokoyama 1999, ApJ, 526, 49

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単独 G 型主系列星に対するスーパーフレア
調査
杉田 龍斗 (中央大学

現在までの太陽最大フレア ( 〜10

天体物理学研究室 M2)32erg) に比べ桁違いに大きなエネルギーを持つフレアをスーパーフレアと呼ぶ。スーパー
フレアは Cygnus 領域を常にモニターしている可視光衛星ケプ
ラーにより多数の太陽型星から発見された。一方、X 線帯域で

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